ЖЭТФ, 2019, том 155, вып. 3, стр. 501-513
© 2019
ВЛИЯНИЕ СИЛЬНОГО МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА
МАГНИТНЫЙ ПОРЯДОК В ПОЛИКРИСТАЛЛАХ
СЛОИСТЫХ КОБАЛЬТИТОВ EuBaCo2-xO5.5-δ
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов*, С. В. Телегин
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки
Институт физики металлов им. М. Н. Михеева Уральского отделения Российской академии наук
620108, Екатеринбург, Россия
Поступила в редакцию 19 июня 2018 г.,
после переработки 18 сентября 2018 г.
Принята к публикации 19 сентября 2018 г.
Исследованы магнитные свойства поликристаллов EuBaCo2-x O5.5-δ (x ≤ 0.1, δ ≤ 0.14) в темпера-
турной области 2 K < T < 300 K в магнитных полях H ≤ 90 кЭ. Проведено сравнение зависимостей
намагниченности M от температуры T и магнитного поля H для поликристаллов и монокристалла
EuBaCo1.90 O5.36, в которых присутствуют только трехвалентные ионы кобальта. Показано, что в маг-
нитоупорядоченной температурной области образцы являются ферримагнетиками, в которых антифер-
ромагнитные взаимодействия между ближайшими ионами Co3+ с одинаковыми спинами конкурируют
с ферромагнитным обменом. При понижении температуры сильное магнитное поле влияет на магнит-
ный порядок. При T = 2 K в полях H = 50-90 кЭ все образцы проявляют свойства миктомагнетизма.
Наблюдаются сдвиг петель гистерезиса M(H) и большое различие значений намагниченности образца,
охлажденного в магнитном поле, M(FC), и без поля, M(ZFC), из-за однонаправленной магнитной ани-
зотропии. При этом отсутствует насыщение намагниченности. Полевые зависимости намагниченности,
снятые в режиме CHUF (cooling and heating in unequal fields), указывают на метастабильное магнитное
состояние. Вблизи T = 20-30 K происходит характерный для миктомагнетиков ориентационный переход
и устанавливается сложная ферримагнитная структура. Основными причинами проявления свойств мик-
томагнетизма в слоистых кобальтитах являются наличие магнитоактивных ионов Co3+ в состояниях с
промежуточным и высоким спинами при низких температурах и структурные дефекты, которые влияют
на обменное взаимодействие между ближайшими соседями. В качестве дефектов могут выступать также
немагнитные ионы Co3+ в низкоспиновом состоянии.
DOI: 10.1134/S004445101903012X
ма элементарной ячейки спиновое состояние ионов
Co3+ изменяется от низкоспинового (low spin, LS,
1. ВВЕДЕНИЕ
S = 0) до промежуточного (intermediate spin, IS,
Кобальтиты LnBaCo2O5.5±δ (Ln — редкоземель-
S = 1) и хундовского высокоспинового состояния
ные (РЗ) ионы, δ = 0.5) имеют слоистую кристал-
(high spin, HS, S
= 2) [3]. Такие переходы мо-
лическую структуру, обладают рядом интересных
гут влиять на магнитный порядок в LnBaCo2O5.5±δ.
физических свойств и являются перспективным ма-
Кроме ионов кобальта магнитным моментом могут
териалом для практического применения. Большое
обладать РЗ-ионы, что необходимо учитывать при
внимание в литературе уделялось изучению магнит-
изучении магнитных свойств двойных кобальтитов.
ных свойств слоистых кобальтитов с разным содер-
При отклонениях концентрации кислорода от 5.5
жанием ионов кислорода. В составе LnBaCo2O5.5 все
часть ионов Co имеет валентность Co2+ или Co4+.
ионы кобальта находятся в трехвалентном состоя-
Для ионов Co4+ характерно только спиновое со-
нии. Магнитный момент ионов Co3+ зависит от тем-
стояние Хунда S = 5/2 (t32ge2g). Ионы Co2+ могут
пературы и параметров элементарной ячейки [1-4].
находиться как в хундовском состоянии S = 3/2
При повышении температуры и уменьшении объе-
(t32ge0g), так и в промежуточном состоянии S = 1/2
(t22ge1g). В LnBaCo2O5.5±δ ионы Co4+ и Co2+ мо-
* E-mail: naumov@imp.uran.ru
501
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
гут взаимодействовать с ионами Co3+, давать вклад
пия вдоль кристаллографических осей может быть
в обменную энергию и влиять на магнитный по-
связана с тем, что спины магнитных ионов лежат
рядок. Для ионов Co3+ сверхобмен между состо-
в плоскости ab или близко к этому направлению.
яниями HS-O-HS и IS-O-IS является антиферро-
Симметрия кристаллической структуры слоистых
магнитным (АФМ), а между состояниями HS-O-HS
кобальтитов не исключает возможности отклонения
и HS-O-IS — ферромагнитным (ФМ). Взаимодей-
направлений спинов ионов Co от этой плоскости [15].
ствия Co3+-O-Co2+ осуществляют АФМ-связь, а
В данной работе поставлена задача изучить
Co3+-O-Co4+ — ФМ-упорядочение спинов [1, 5].
изменения магнитоупорядоченного состояния при
В поликристаллах EuBaCo2O5.5±δ в области
понижении температуры T
< 300 K в зависи-
T
= 200-300 K наблюдалось резкое увеличение
мости от величины приложенного магнитного по-
намагниченности. Этот рост намагниченности в
ля H
≤ 90 кЭ в поликристаллических образ-
слабых магнитных полях часто объясняют вкла-
цах EuBaCo2-xO5.5-δ со структурными вакансия-
дом ФМ-упорядоченных кластеров, внедренных в
ми и сравнить поведение зависимостей M(T, H) с
АФМ-матрицу, или скошенным АФМ-упорядочени-
аналогичными зависимостями для монокристалла
ем [6-9]. Появление ФМ может быть обусловлено
EuBaCo1.90O5.36 [16]. В отличие от поликристаллов,
спиновыми переходами ионов Co3+ и увеличени-
в монокристалле магнитное поле направлено вдоль
ем числа ближайших пар Co3+(HS)-O-Co3+(IS).
направления [120]. При сравнении магнитных ха-
Температуру Кюри TC ФМ-кластеров находят по
рактеристик поликристаллов и монокристалла мож-
температуре максимума дифференциальной вос-
но будет сделать определенные выводы о направ-
приимчивости. Температуру Нееля TN ряд авторов
лении спинового упорядочения ионов Co3+ относи-
определяет по началу увеличения намагниченности
тельно кристаллографических осей. Исследованные
или максимуму зависимости M(T ), полагая TN =
образцы содержат практически только ионы Co3+.
= TC. При отклонениях содержания кислорода от
Они имеют разное число вакансий в кобальтовой
значения 5.5 максимум зависимости M(T) сдви-
и кислородной подрешетках, что позволит выявить
гается в сторону более низких температур [10, 11].
влияние структурных дефектов на магнитный поря-
Причинами понижения TC могут быть изменения
док в слоистых кобальтитах.
валентности ионов Co, а также расстояний и углов
обменных связей.
2. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКИ ИЗМЕРЕНИЙ
Мы исследовали парамагнитные свойства ко-
Поликристаллические
образцы
бальтитов EuBaCo2-xO5.5-δ и определили спиновые
EuBaCo2-xO5.5-δ (EuBaCo2O5.5, EuBaCo1.92O5.40,
состояния ионов Co3+, которые влияют на харак-
EuBaCo1.90O5.36) были синтезированы методом
тер обменных взаимодействий и магнитный поря-
Печини
[17]. Методика синтеза образцов и их
док [12]. Данные по температурным зависимостям
структурные характеристики описаны в работе
парамагнитной восприимчивости выше T = 300 K
[18]. Монокристалл EuBaCo1.9O5.36 был выращен
указывают на ферримагнитное упорядочение ионов
методом бестигельной зонной плавки на установ-
кобальта, при котором АФМ- и ФМ-подрешетки
ке УРН-2-3П. Рост кристалла осуществлялся со
взаимодействуют друг с другом
[13, 14]. Отме-
скоростью
5
мм/ч в потоке воздуха. Методика
тим, что в поликристалле и монокристалле состава
выращивания монокристаллов EuBaCo2-xO6-δ и
EuBaCo1.90O5.36 значения TN > TC . Следовательно,
их детальные физико-химические характеристики
АФМ-взаимодействия сохраняются выше темпера-
опубликованы нами в работе
[19]. Элементный
туры ФМ-упорядочения.
анализ образцов выполнен на сканирующем элект-
Важный результат для понимания магнитного
ронном микроскопе Inspect F (FEI) с энергодис-
упорядочения в слоистых кобальтитах получен в ра-
персионным спектрометром EDAX. Абсолютное
боте [11]. Авторы показали, что в монокристалле
содержание кислорода в исследуемых образцах
GdBaCo2O5.5 в области температур T = 200-300 K
было определено методом прямого восстановления
в поле H = 100 Э наблюдаются резкое увеличение
водородом до исходных оксидов Eu2O3, BaO и
намагниченности и анизотропия M(T ) для различ-
металлического кобальта.
ных кристаллографических направлений. Значение
Расчеты кристаллической структуры и уточ-
M (T ) для H ∥ c в этой области температур суще-
нение структурных параметров по результатам
ственно меньше соответствующих значений намаг-
рентгенографических исследований, проведенных
ниченности для H ∥ a и H ∥ b. Наблюдаемая в
на рентгеновском дифрактометре ДРОН-2 (CrKα),
монокристалле GdBaCo2O5.5 магнитная анизотро-
осуществлялись с использованием программного
502
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Влияние сильного магнитного поля на магнитный порядок
3
3
.103,
см
/г
.103,
см
/г
6
6
б
5
а
5
4
4
3
3
2
2
1
1
0
0
0
50
100
150
200
250
300
0
50
100
150
200
250
300
3
3
.103,
см
/г
T, K
.103,
см
/г
T, K
6
1.8
5
в
1.5
г
4
1.2
3
0.9
2
0.6
1
0.3
0
0
0
50
100
150
200
250
300
0
50
100
150
200
250
300
T, K
T, K
Рис. 1. Температурные зависимости магнитной восприимчивости χ′ в поле H = 4 Э для размагниченного состояния
поликристаллов EuBaCo2O5.5 (а), EuBaCo1.92 O5.40 (б), EuBaCo1.90 O5.36 (в) и монокристалла EuBaCo1.90 O5.36 (г)
пакета PowderCell 2.3 [20]. Все образцы обладают
Видно, что в поликристаллах с разным чис-
орторомбической структурой (пространственная
лом вакансий положение максимума χ′, по которо-
группа P mmm, № 47). Магнитные исследования
му обычно оценивают значение температуры Кю-
проведены в центре коллективного пользования
ри ФМ-составляющей намагниченности, находится
ИФМ УрО РАН на магнитометре MPMS-5XL
в узком интервале TC = 251-257 K. Отрицатель-
(QUANTUM DESIGN). Дифференциальная вос-
ное значение асимптотической температуры Кюри
приимчивость χ′ измерялась в температурном
Ta и гиперболический вид температурной зависимо-
интервале 2-300 K с частотой переменного магнит-
сти обратной восприимчивости 1/χ в парамагнит-
ного поля f
= 80 Гц и амплитудным значением
ной области температур указывают на ферримаг-
H = 4 Э.
нитное упорядочение магнитных моментов ионов
Co3+ [12, 14]. Слабое различие значений TC и на-
магниченности M
∼ χ′(H)H в поликристаллах
3. ТЕМПЕРАТУРНЫЕ ЗАВИСИМОСТИ
EuBaCo2-xO5.5-δ может быть связано с близким
ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЙ
числом ФМ-пар ионов Co3+ IS-O-HS в малых маг-
ВОСПРИИМЧИВОСТИ
нитных полях в этой области температур.
На рис. 1 представлены температурные зависи-
Представляет интерес сравнить значения TC и
мости дифференциальной восприимчивости χ′(T )
χ′ для поликристалла и монокристалла одинаково-
для размагниченного состояния поликристаллов
го состава EuBaCo1.90O5.36. На рис. 1 видно, что мо-
EuBaCo2O5.5, EuBaCo1.92O5.40, EuBaCo1.90O5.36 и
нокристалл имеет более низкое значение χ′ вблизи
монокристалла EuBaCo1.90O5.36.
TC = 242 K. При этом температурная область при-
503
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
3
3
.104,
см
/г
.104,
см
/г
1.8
1.0
5 кЭ
20 кЭ
1.6
а
в
в
а
1.4
0.8
1.2
1.0
0.6
г
0.8
б
г
б
0.6
0.4
0.4
0
50
100
150
200
250
300
0
50
100
150
200
250
300
3
T, K
3
T, K
.104,
см
/г
.104,
см
/г
1.4
0.8
10 кЭ
25 кЭ
1.2
а
0.7
1.0
в
а
г
0.6
0.8
б
0.6
0.5
б
0.4
0.4
0
50
100
150
200
250
300
0
50
100
150
200
250
300
T, K
T, K
Рис.
2. Температурные зависимости магнитной восприимчивости χ′ для поликристаллов EuBaCo2O5.5 (а),
EuBaCo1.92 O5.40 (б), EuBaCo1.90 O5.36 (в) и монокристалла EuBaCo1.90O5.36 (г), охлажденных в полях
H = 5,10,20,25 кЭ (режим FC)
сутствия ФМ-составляющей намагниченности в мо-
При охлаждении образцов в магнитном поле
нокристалле более широкая по сравнению с поли-
(FC) вид зависимостей χ′(T ) существенно изменя-
кристаллами [16]. Эти образцы имеют одинаковое
ется. На рис. 2 представлены температурные зави-
число ионов Co3+ и структурных вакансий, поэто-
симости дифференциальной восприимчивости χ′(T )
му причиной наблюдаемых различий их магнитных
для поликристаллов EuBaCo2-xO5.5-δ и монокрис-
свойств может быть направление магнитных момен-
талла EuBaCo1.90O5.36, охлажденных в полях H =
тов. По-видимому, спины ионов Co3+ лежат в плос-
= 5, 10, 20, 25 кЭ (режим FC). В области T
=
кости ab под определенным углом к осям a и b. В
= 150-180 K появляется второй максимум χ′, интен-
работе [21] показано, что намагниченность монокри-
сивность которого возрастает при увеличении при-
сталла GdBaCo2O5.5 в поле H = 1 кЭ для направле-
ложенного поля по сравнению с величиной χ′ вбли-
ния H ∥ b существенно меньше, чем для направле-
зи TC. Наблюдаемое поведение χ′(T) указывает на
ния H ∥ a. Малое значение намагниченности в моно-
появление ФМ-составляющей намагниченности при
кристалле EuBaCo1.90O5.36 по сравнению с поликри-
более низких температурах по сравнению с режи-
сталлами может быть связано с тем, что угол между
мом ZFC (см. рис. 1). Увеличение поля FC приво-
осью b и направлением спинов меньше соответству-
дит к небольшому смещению максимума χ′ в облас-
ющего угла по отношению к оси a. Симметрия кри-
ти T ≈ 250 K в сторону более высоких температур.
сталлической решетки не исключает возможности
При увеличении числа вакансий в кобальтовых
неколлинеарного упорядочения магнитных момен-
подрешетках магнитное поле влияет на величину χ′
тов [9,21,22].
вблизи TC. В таблице представлены значения диф-
504
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Влияние сильного магнитного поля на магнитный порядок. . .
Таблица. Значения χ′ при TC для поликристаллов
M, ед. СГСМ/г
и монокристалла EuBaCo2-x O5.5-δ в различных
9
а
магнитных полях
6
3
χ′ · 106, см3/г
0
Состав
-3
H = 5 кЭ H = 20 кЭ
-6
-9
EuBaCo2O5.50
117
82
9
EuBaCo1.92O5.40
150
78
б
6
3
EuBaCo1.90O5.36
170
75
0
EuBaCo1.90O5.36,
127
67
-3
монокристалл
-6
-9
9
в
6
ференциальной восприимчивости при TC для поли-
3
кристаллов и монокристалла EuBaCo2-xO5.5-δ. Из
0
таблицы видно, что χ′ в поле H = 5 кЭ увеличивает-
-3
ся, а в поле H = 20 кЭ незначительно уменьшается
-6
-9
при увеличении числа вакансий Co. Это указывает
-100
-50
0
50
100
на нелинейную зависимость намагниченности от H
H, кЭ
и на присутствие ФМ-взаимодействий.
Рис.
3. Полевые зависимости намагниченности (ZFC)
Смещение максимального значения χ′ в облас-
при T = 210 K для поликристаллов EuBaCo2O5.50 (а),
ти T ≈ 250 K может быть связано с сохранением
EuBaCo1.90 O5.36 (б) и монокристалла EuBaCo1.90 O5.36 (в)
ближнего магнитного порядка при увеличении H
(см. рис. 2). Уменьшение максимального значения
χ′(H) при увеличении магнитного поля в режиме
FC вблизи TC может быть вызвано как изменением
выделенного направления, максимум намагничен-
числа обменносвязанных ФМ- и АФМ-пар за счет
ности M ∼ χ′H вблизи T = 150 K смещается в
спиновых переходов ионов Co3+, так и неколлине-
сторону низких температур. При этом в области
арным ферримагнитным упорядочением и измене-
TC намагниченность значительно превышает соот-
нием проекции магнитных моментов на направле-
ветствующие значения M(T) для поликристалла.
ние приложенного поля. Противоположная тенден-
Можно предположить, что направление спинов
ция смещения максимума χ′ наблюдается в области
ионов Co3+ расположено в плоскости ab. Это обес-
T ≈ 150-170 K. Увеличение поля приводит к пони-
печивает большую величину проекции магнитного
жению этой температуры. Максимальные значения
момента на направление поля. Подтверждением
восприимчивости уменьшаются при увеличении H
изменения магнитного упорядочения в области
подобно изменению χ′(H) вблизи T ≈ 250 K. Это
T
< TC могут служить полевые зависимости
указывает на то, что область присутствия ФМ-взаи-
намагниченности.
модействий расширяется под действием внешнего
поля. Основными причинами наблюдаемого поведе-
ния χ′(T ) могут быть изменения магнитного поряд-
4. ПОЛЕВЫЕ ЗАВИСИМОСТИ
ка из-за поворота направления магнитного момента
НАМАГНИЧЕННОСТИ
в ФМ- и АФМ-подрешетках и спиновые переходы
ионов Co3+ под действием магнитного поля.
Полевые зависимости намагниченности вблизи
Сравнение зависимостей χ′(T) для поликри-
TC имеют вид, характерный для ферро- или фер-
сталла и монокристалла одинакового состава
римагнетиков. На рис. 3 представлены петли гисте-
EuBaCo1.90O5.36 показало, что направление внеш-
резиса в режиме ZFC при T = 210 K для поликри-
него магнитного поля в режиме FC влияет на
сталлов EuBaCo2O5.50, EuBaCo1.90O5.36 и монокри-
магнитное состояние кобальтитов. В монокристал-
сталла EuBaCo1.90O5.36. В полях H < 10 кЭ про-
ле, в котором поле H = 10 кЭ направлено вдоль
цесс намагничивания происходит за счет смещения
505
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
M, ед. СГСМ/г
M, ед. СГСМ/г
6
6
а
б
4
4
2
2
0
0
-2
-2
-4
-4
-6
-6
-90
-60
-30
0
30
60
90
–90
–60
–30
0
30
60
90
H, кЭ
H, кЭ
M, ед. СГСМ/г
M, ед. СГСМ/г
9
6
в
г
6
4
3
2
0
0
–2
-3
–4
-6
-6
-9
–90
–60
–30
0
30
60
90
–90
–60
–30
0
30
60
90
H, кЭ
H, кЭ
Рис.
4.
Полевые зависимости намагниченности (ZFC) поликристаллов EuBaCo2 O5.5 (а),
EuBaCo1.92 O5.40
(б),
EuBaCo1.90 O5.36 (в) и монокристалла EuBaCo1.90 O5.36 (г) при T = 2 K
доменных границ и поворота вектора намагничива-
ниченности ниже соответствующих значений M(H)
ния. В области H = 10-90 кЭ наблюдается пара-
при изменении поля -H → 0 → H. Для полного
процесс. Следует отметить, что намагниченность не
цикла изменения магнитного поля, 0 → H → 0 →
достигает насыщения даже в поле H = 90 кЭ. На
→ -H → 0 → H значения намагниченности в по-
рис. 3 видно, что наличие структурных дефектов и
ликристаллах различаются. Это указывает на мета-
направление внешнего поля не оказывают сильного
стабильное состояние магнитной системы в сильных
влияния на вид зависимости M(H). Качественно по-
магнитных полях при низких температурах.
добные петли гистерезиса намагниченности наблю-
Особенности петель гистерезиса намагниченно-
дались при T = 170 K, однако парапроцесс начинал-
сти, не характерные для коллинеарных ферро- и
ся в более высоких полях H ≥ 50 кЭ.
ферримагнетиков, проявляются также в режиме
При низких температурах вид петель гистере-
FC. На рис. 5 и 6 представлены полевые зависимо-
зиса намагниченности в режиме ZFC существенно
сти намагниченности для образцов, охлажденных в
изменяется. На рис. 4 представлены зависимости
магнитном поле H = 90 кЭ до температур T = 100 K
M (H) при T = 2 K для поликристаллов и моно-
и T = 30 K. Видно, что ширина петли при H > 50 кЭ
кристалла EuBaCo2-xO5.5-δ. Отметим особенности
превосходит ширину петли M(H) в меньших полях.
этих зависимостей. Петли гистерезиса являются ши-
При понижении температуры эта разница увеличи-
рокими и сдвинутыми относительно H = 0. Гистере-
вается независимо от количества структурных де-
зис M(H) наблюдается даже при H = 90 кЭ. В по-
фектов и направления магнитного поля относитель-
лях H > 45 кЭ значения на основной кривой намаг-
но кристаллографических осей.
506
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Влияние сильного магнитного поля на магнитный порядок. . .
M, ед. СГСМ/г
M, ед. СГСМ/г
12
12
а
а
6
6
0
0
-6
-6
-12
-12
9.2
б
б
6
4.6
0
0
-6
-4.6
-12
8.8
в
в
6
4.4
0
0
-6
-4.4
-12
-100
-50
0
50
100
-100
-50
0
50
100
H, кЭ
H, кЭ
Рис. 5. Полевые зависимости намагниченности (FC) при
Рис. 6. Полевые зависимости намагниченности (FC) при
T
= 100 K для поликристаллов EuBaCo2O5.50 (а),
T
=
30
K для поликристаллов EuBaCo2O5.50 (а),
EuBaCo1.90 O5.36 (б) и монокристалла EuBaCo1.90O5.36 (в)
EuBaCo1.90 O5.36 (б) и монокристалла EuBaCo1.90 O5.36 (в)
рактерно для ферримагнетиков с разной темпера-
Наиболее ярко особенности процессов намагни-
турной зависимостью намагниченности магнитных
чивания проявляются при 2 K. На рис. 7 представ-
подрешеток [13]. Отметим, что во всех поликрис-
лены петли гистерезиса M(H) в режиме FC при H =
таллах с разным числом структурных дефектов
= 90 кЭ для поликристаллов и монокристалла. Во
значения намагниченности для режимов ZFC и
всех образцах наблюдается сдвиг петли гистерезиса.
FC близки. Это может указывать на одинаковое
При этом наиболее сильно он проявляется в стехио-
число обменносвязанных магнитных моментов. В
метрическом составе. В поле H = 90 кЭ намагничен-
монокристалле соответствующие значения M(T ) в
ности в начале цикла и в его конце сильно различа-
температурной области T < 200 K заметно выше,
ются. На рис. 8 для сравнения представлены темпе-
что может быть связано с направлением внешнего
ратурные зависимости намагниченности наших об-
поля относительно кристаллографических осей и
разцов, охлажденных до T = 2 K в режимах без
магнитных моментов ионов Co.
поля (ZFC) и в магнитном поле H = 90 кЭ (FC).
Во всех образцах максимум намагниченности вбли-
зи TC отсутствует. Максимум M(T) в поликристал-
5. ОБСУЖДЕНИЕ
лах расположен вблизи T = 150 K, а в монокрис-
талле — при более низкой температуре T ≈ 123 K.
В работах по слоистым кобальтитам
При этом в области T = 200-300 K намагниченность
LnBaCo2O5.5±δ на основе температурных зави-
всех образцов почти одинакова.
симостей дифференциальной восприимчивости
При понижении температуры наблюдается
χ′ и намагниченности M(H) в магнитных полях
уменьшение значений намагниченности, что ха-
H < 40 кЭ ряд авторов полагает, что их магнитная
507
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
M, ед. СГСМ/г
M, ед. СГСМ/г
10
10
8
а
8
б
6
6
4
4
2
2
0
0
-2
-2
-4
-4
-6
-6
–90
–60
–30
0
30
60
90
–90
–60
–30
0
30
60
90
M, ед. СГСМ/г
H, кЭ
M, ед. СГСМ/г
H, кЭ
10
12
8
в
г
9
6
6
4
3
2
0
0
–2
-3
–4
-6
-6
-9
–90
–60
–30
0
30
60
90
–90
–60
–30
0
30
60
90
H, кЭ
H, кЭ
Рис. 7. Полевые зависимости намагниченности (FC) при T = 2 K для поликристаллов EuBaCo2O5.5 (а), EuBaCo1.92 O5.40
(б), EuBaCo1.90 O5.36 (в) и монокристалла EuBaCo1.90 O5.36 (г)
M, ед. СГСМ/г
система в области T < 180 K является антиферро-
12
магнитной. В интервале T = 180-300 K появляются
г
11
ФМ-поляроны, внедренные в АФМ-матрицу, что
2
а
приводит к резкому увеличению намагниченности.
10
В наших поликристаллах магнитный порядок
б
9
определяется обменными взаимодействиями между
2
8
ионами Co3+. Парамагнитные ионы Eu3+ при
1
в
T
= 0 K не имеют магнитного момента, однако
7
при повышении температуры за счет тепловых воз-
6
буждений Ван Флека магнитный момент Eu3+ при
5
1
T ≤ 200 K нелинейно возрастает до μeff = 3.15μB
[23]. Представленные нами экспериментальные
4
данные по магнитным свойствам поликристал-
0
50
100
150
200
250
300
лов EuBaCo2-xO5.5-δ указывают на присутствие
T, K
АФМ- и ФМ-взаимодействий ионов Co3+. Данные
Рис. 8. (В цвете онлайн) Температурные зависимости на-
по температурным зависимостям парамагнитной
магниченности в магнитном поле H = 90 кЭ, снятые в ре-
восприимчивости и отрицательные значения асимп-
жимах ZFC (1) и FC (2) для поликристаллов EuBaCo2O5.5
тотической температуры Кюри Ta подтверждают
(а), EuBaCo1.92O5.40 (б), EuBaCo1.90O5.36 (в) и монокри-
ферримагнитное упорядочение магнитных момен-
сталла EuBaCo1.90 O5.36 (г)
тов ионов Co3+ [12, 24]. В температурной области
508
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Влияние сильного магнитного поля на магнитный порядок. . .
T = 100-240 K в слабых магнитных полях поликри-
этому в кластерном стекле спиновые ориентацион-
сталлы имеют петли гистерезиса намагниченности,
ные переходы при низких температурах не наблю-
характерные для обычных ферримагнетиков,
даются [26].
содержащих взаимодействующие между собой
При понижении температуры в слоистых кобаль-
ФМ- и АФМ-подрешетки (см. рис. 3 и 5). ФМ- и
титах увеличивается вклад АФМ-взаимодействий за
АФМ-взаимодействия между ближайшими маг-
счет спиновых переходов HS → IS ионов Co3+ и из-
нитными моментами связаны с присутствием всех
менения числа АФМ-пар. Большая разница значе-
трех спиновых состояний в области T = 2-300 K.
ний намагниченности при T = 2 K, полученная в
Соотношения числа IS- и HS-состояний ионов Co3+
режимах ZFC и FC в поле H = 90 кЭ, может быть
при понижении температуры изменяются, что
связана с резким ростом величины обменной анизо-
приводит к изменению вкладов обменных АФМ- и
тропии АФМ-части образцов EuBaCo2-xO5.5-δ при
ФМ-взаимодействий. Эта особенность отличает сло-
низких температурах. Это свойство характерно так-
истые кобальтиты от обычных ферримагнетиков, в
же для кластерного стекла. Отметим, что состояния
которых число магнитных ионов и их магнитный
миктомагнетизма и кластерного стекла имеют ряд
момент не зависят от температуры.
подобных магнитных особенностей: большое разли-
Представленные в данной работе и в работе
чие значений M(ZFC) и M(FC) при низких темпера-
[24] экспериментальные данные свидетельствуют о
турах в сильных магнитных полях, сдвиг петель ги-
сильном влиянии магнитного поля на магнитный
стерезиса намагниченности, сохранение гистерезис-
порядок при низких температурах. Наблюдаемые
ных явлений намагниченности и отсутствие насы-
магнитные свойства кобальтитов EuBaCo2-xO5.5-δ
щения M(H) даже в сильных полях.
при низких температурах в сильных магнитных по-
Необратимые изменения намагниченности при
лях можно объяснить состоянием миктомагнетизма
полном цикле перемагничивания указывают на ме-
[25-27]. Термин «миктомагнетизм» был введен Бе-
тастабильное состояние и фрустрацию обменных
ком [28, 29] для магнетиков с различными видами
связей. Состояния миктомагнетизма и кластерно-
(ФМ и АФМ) обменных взаимодействий. Миктомаг-
го стекла имеют также ряд различий. В миктомаг-
нетики представляют собой систему взаимодейству-
нетиках ниже температуры фазового перехода TC
ющих магнитных кластеров и отдельных спинов. В
(ферримагнитный порядок-парамагнетизм) ФМ- и
них существует фазовый переход из ферримагнит-
АФМ-подрешетки взаимодействуют друг с другом.
ного в парамагнитное состояние. Магнитные класте-
Такие соединения имеют полевые и температурные
ры присутствуют также в кластерных стеклах, по-
зависимости намагниченности, типичные для обыч-
этому в миктомагнетиках и кластерных стеклах на-
ных ферримагнетиков. Состояние миктомагнетизма
блюдается ряд подобных магнитных свойств, напри-
в ферримагнетиках реализуется при низких темпе-
мер, смещение петли гистерезиса намагниченности,
ратурах в сильных магнитных полях. В миктомаг-
для которого необходимо присутствие ФМ-класте-
нетиках ФМ-подрешетки (кластеры) под действи-
ров, а не отдельных спинов в спин-стекольном состо-
ем магнитного поля перестраиваются из-за сильного
янии. Внутри кластеров магнитные моменты ионов
роста магнитной анизотропии. Этот рост приводит к
жестко связаны между собой близкодействующим
появлению одноосной анизотропии намагниченнос-
обменным взаимодействием. Для состояния спи-
ти [31].
нового стекла характерно стабильное направление
Одноосная магнитная анизотропия обнаружена
спинов со случайной ориентацией ниже температу-
как в монокристаллах, так и в поликристаллах
ры замораживания Tf [30].
EuBaCo2-xO5.5-δ [32]. Одноосная магнитокристал-
В миктомагнетиках и кластерных стеклах при
лическая анизотропия стремится установить на-
понижении температуры возникает сложная маг-
магниченность образца по всему объему только в
нитная структура с замороженным направлением
направлении магнитного поля, приложенного при
магнитного момента кластеров, а не отдельных
охлаждении, см. стр. 9 и 99 в работе [26]. Большая
спинов. Магнитные системы, содержащие АФМ- и
энергия анизотропии АФМ-упорядоченных магнит-
ФМ-кластеры, при высоких температурах имеют
ных моментов не приводит к изменению их на-
малую величину магнитной анизотропии и обла-
правления. Изменяется направление ФМ-упорядо-
дают свойствами обычных ферримагнетиков. При
ченных магнитных моментов, что проявляется в
охлаждении образцов анизотропия АФМ-кластеров
смещении петель гистерезиса влево. Для переориен-
сильно возрастает. Необходимы очень сильные маг-
тации направления спинов требуются сильные маг-
нитные поля, чтобы намагнитить микрообласти, по-
нитные поля.
509
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Из-за сильного роста энергии магнитной ани-
ют друг с другом. Поэтому в кластерных стеклах
зотропии при низких температурах упорядоченные
отсутствует дальний магнитный порядок. Ниже Tf
спины изменяют свое направление и подстраива-
система переходит из парамагнитного состояния в
ются под направление АФМ-упорядоченных маг-
состояние кластерного стекла.
нитных моментов. В сильных магнитных полях в
Состояние кластерного стекла наблюдали в маг-
миктомагнетиках происходит ориентационный пе-
нитных полупроводниках со структурой перовски-
реход и создается сложная неколлинеарная маг-
та: в легированных манганитах La1-xAxMnO3 и ко-
нитная структура. Экспериментальные температур-
бальтитах La1-xAxCoO3 (x = 0.2-0.5). Отметим,
ные зависимости намагниченности поликристаллов
что в этих перовскитах, так же как и в слоистых
EuBaCo2-xO5.5-δ подтверждают перестройку маг-
кобальтитах, при легировании появляются 3d-ионы
нитного порядка. В кластерных стеклах ориентаци-
Mn и Co с другой валентностью и, соответственно,
онный переход отсутствует, так как ниже Tf все спи-
с другим магнитным моментом. Этот фактор влия-
ны заморожены.
ет на вид обменных взаимодействий и их величину.
В стехиометрических составах LnBaCo2O5.5 маг-
В манганитах при понижении температуры магнит-
нитные свойства в области T = 180-260 K объяс-
ный момент ионов Mn остается постоянным, а в ко-
няли присутствием ФМ-кластеров в АФМ-матрице,
бальтитах магнитный момент ионов Co3+ изменяет-
а ниже T = 180 K — АФМ-упорядочением ионов
ся аналогично LaCoO3 [3].
Co3+ [6, 8, 9, 33]. Однако в слоистых кобальтитах
В работе
[40] представлена магнитная фа-
за счет отклонений от стехиометрического состава
зовая диаграмма для легированной системы
или легирования ниже этой температуры наблю-
La1-xSrxCoO3 (0 < x < 0.5). Показано, что в со-
дали петли гистерезиса намагниченности, что ха-
ставах с x = 0.18-0.5 в области T
= 100-250 K
рактерно для ФМ-компоненты M(H). Например, в
реализуется состояние кластерного стекла. В них
EuBaCo2-xAxO5.5-δ (A = Zn, Cu, Mn; x < 0.15) пет-
наблюдается большое различие между значениями
ли гистерезиса M(H) в полях H = 3-7 кЭ ниже T =
M (FC) и M(ZFC). Дальний магнитный порядок в
= 180 K имели нелинейный вид, что указывает на
La1-xSrxCoO3 отсутствует. Спин-стекольное и спин-
сохранение ФМ-кластеров до более низких темпера-
кластерное состояния в La1-xSrxCoO3 объясняют
тур [34-39]. Следует отметить, что температурные
фрустрацией конкурирующих АФМ- и ФМ-взаимо-
зависимости намагниченности легированных слоис-
действий между Co3+ и Co4+.
тых кобальтитов, снятые в режиме CHUF, имеют
В наших нестехиометрических поликристаллах
вид, подобный зависимостям M(T ) для наших по-
EuBaCo2-xO5.5-δ валентность ионов кобальта —
ликристаллов EuBaCo2-xO5.5-δ. Это указывает на
Co3+, но изменяется их спиновое состояние, что при-
необратимый характер процессов намагничивания.
водит при понижении температуры к изменению со-
Магнитные свойства ниже T = 240-260 K в леги-
отношения ФМ- и АФМ-вкладов в полную величи-
рованных кобальтитах со структурными искажени-
ну обменных взаимодействий. Это различие может
ями часто объясняют состоянием кластерного стек-
влиять на реализацию состояний кластерного стек-
ла. В отличие от спинового стекла, в кластерном
ла или миктомагнетизма в манганитах и кобальти-
стекле в магнитном поле замораживается направ-
тах, которые при температуре ниже 360 K имеют
ление не только отдельных спинов, но и ФМ-клас-
полупроводниковый характер проводимости [1, 6].
теров. Состояние кластерного стекла типично для
Обменное взаимодействие осуществляется за
концентрированных сплавов 3d-переходных элемен-
счет механизма сверхобмена Гуденафа между бли-
тов и благородных металлов Au, Ag. Для них ха-
жайшими спинами Co-O-Co и зависит от расстоя-
рактерны максимум динамической восприимчиво-
ния и углов связей. Наличие структурных дефек-
сти вблизи температуры замерзания и сдвиг поло-
тов приводит к нарушению обменных связей и из-
жения Tf при изменении частоты переменного по-
менению соотношения АФМ- и ФМ-вкладов. Сле-
ля. Однако в наших образцах и в работах дру-
дует отметить, что поликристалл EuBaCo2O5.5 не
гих авторов по магнитным свойствам кобальтитов
имеет структурных нарушений, однако показывает
LnBaCo2-xAxO5.5-δ сдвиг положения максимума
качественно подобные температурные зависимости
χ′(T) не наблюдается. Ниже Tf направление маг-
M (T ), снятые в режиме CHUF (см. рис. 8). В этом
нитных моментов ФМ-кластеров и отдельных спи-
составе причиной реализации состояния миктомаг-
нов является замороженным и не изменяется при
нетизма при низких температурах может являться
понижении температуры. При этом магнитные мо-
присутствие LS-состояний ионов Co3+. Немагнит-
менты в кластерах и в матрице не взаимодейству-
ные ионы Co3+ нарушают обменные связи между
510
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Влияние сильного магнитного поля на магнитный порядок. . .
ближайшими спинами и действуют как структур-
магнетиках при низких температурах под действи-
ные дефекты. Известно, что при T = 2 K четвертая
ем сильного магнитного поля направление спинов в
часть от общего числа ионов Co3+ находится в окта-
кластерах может изменяться.
эдрическом окружении в немагнитном LS-состоянии
Существенным признаком миктомагнетизма яв-
[41, 42].
ляется большое различие значений намагниченно-
В кобальтитах на спиновое состояние ионов Co3+
сти M(ZFC) и M(FC) в полях H = 90 кЭ. Это раз-
оказывают влияние не только температура и объем
личие возникает из-за однонаправленной магнитной
кристаллической решетки, но и величина магнит-
анизотропии, которая стремится установить намаг-
ного поля. В работах [43, 44] показано, что в полях
ниченность по всему объему при охлаждении в на-
H = 10, 20, 33 кЭ монокристалл LaCoO3 в области
правлении магнитного поля. Под действием внеш-
T = 130-250 K имеет линейную температурную за-
них факторов (температура, сильное магнитное по-
висимость обратной восприимчивости 1/χ, следова-
ле) происходит спиновый ориентационный переход
тельно, выполняется закон Кюри- Вейсса с асимп-
[26] из-за изменения направления легкой оси намаг-
тотической температурой Ta = -250 K. В области
ниченности ФМ-упорядоченных подрешеток ионов
T = 80-100 K наблюдается максимум намагничен-
Co3+. В кластерных стеклах ориентационный пере-
ности M(T ). При этом значения восприимчивости
ход ниже Tf отсутствует, так как направления маг-
не зависят от величины H, что указывает на ста-
нитных моментов в ФМ-кластерах и отдельных спи-
бильное спиновое состояние ионов Co3+. В области
нов являются замороженными и они не взаимодей-
T
= 30-120 K обнаружен переход из диамагнит-
ствуют друг с другом. Отметим, что в сильных маг-
ного в парамагнитное состояние. При низких тем-
нитных полях при низких температурах в легиро-
пературах T < 25 K увеличение значений χ и их
ванных перовскитах La1-xAxCoO3 реализуется со-
зависимость от магнитного поля связаны с изме-
стояние кластерного стекла, а в слоистых кобальти-
нением спинового состояния ионов Co. Данные по
тах EuBaCo2-xO5.5-δ — миктомагнетизм. Основной
неупругому нейтронному рассеянию указывают на
причиной этого различия является то, что в LaCoO3
то, что в LaCoO3 в сильных магнитных полях вме-
все ионы Co3+ при низких температурах T < 90 K
сто статических АФМ- и ФМ-порядков устанавли-
имеют LS-состояние и, соответственно, система яв-
вается динамическое упорядочение с корреляциями
ляется диамагнитной. При повышении температуры
во всех направлениях [44]. В области T = 75-100 K
и магнитного поля возникают IS- и HS-состояния,
в полях H = 10-33 кЭ наблюдался максимум вос-
что может способствовать образованию кластеров
приимчивости χ = M/H. В слоистых кобальтитах
в парамагнитной матрице. В слоистых кобальтитах
EuBaCo2-xO5.5-δ в поле H = 90 кЭ также наблю-
при 2 K присутствуют все три спиновых состояния
дался широкий максимум намагниченности вблизи
Co3+ (LS, IS, HS). Это приводит к наличию АФМ-
T = 120-150 K, который мы связываем со спиновы-
и ФМ-взаимодействий и ферримагнетизму.
ми переходами LS → IS → HS и изменением соотно-
шения АФМ- и ФМ-взаимодействий.
6. ВЫВОДЫ
На основе магнитных измерений мы полагаем,
что в исследованных кобальтитах EuBaCo2-xO5.5-δ
Исследования магнитных свойств показали, что
при низких температурах в сильных магнитных по-
слоистые кобальтиты EuBaCo2-xO5.5-δ, в которых
лях (H > 50 кЭ) реализуется состояние миктомаг-
все ионы кобальта находятся в трехвалентном состо-
нетизма. В слабых магнитных полях эти кобаль-
янии, являются ферримагнетиками в температур-
титы проявляют свойства обычных ферримагнети-
ной области T < TC . Присутствие АФМ- и ФМ-взаи-
ков, в которых вблизи T
= 240-250 K происхо-
модействий связано с разными спиновыми состояни-
дит магнитный переход из ферримагнитного в па-
ями ионов Co3+ (S = 2, 1, 0). С повышением тем-
рамагнитное состояние. Отметим, что увеличение
пературы из-за спиновых переходов число ФМ- и
структурных дефектов в EuBaCo2-xO5.5-δ приво-
АФМ-пар изменяется, что приводит к изменению их
дит к сохранению АФМ-взаимодействий IS-O-IS и
вклада в намагниченность образца. Подтверждени-
HS-O-HS ионов Co3+ до более высоких температур,
ем ферримагнитного упорядочения служат полевые
когда TN > TC [12]. Ранее мы указывали на разли-
и температурные зависимости M(H) и M(T). Выше
чие свойств миктомагнетизма и кластерного стекла.
TC температурные зависимости обратной восприим-
В кластерных стеклах при Tf происходит переход
чивости 1/χ имеют нелинейный вид с выпуклостью
беспорядок-беспорядок с замороженными направ-
от оси T и отрицательное значение асимптотической
лениями кластеров и отдельных спинов. В микто-
температуры Кюри, что также указывает на фер-
511
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
римагнитное упорядочение магнитных подрешеток
ЛИТЕРАТУРА
[12]. При низких температурах (T = 2 K) и в силь-
1.
Д. Б. Гуденаф, Магнетизм и химическая связь,
ных магнитных полях (H = 90 кЭ) они проявляют
Металлургия, Москва (1966).
свойства миктомагнитного состояния.
В поликристаллических и в монокристалличес-
2.
Р. Карлинг, Магнетохимия, Мир, Москва (1989).
ком EuBaCo2-xO5.5-δ наблюдается сдвиг петли ги-
3.
M. A. Korotin, S. Yu. Ezhov, I. V. Solovyev et al.,
стерезиса и отсутствие насыщения намагниченности
Phys. Rev. B 54, 5309 (1996).
даже в поле H = 90 кЭ. Однонаправленная магнит-
ная анизотропия приводит к большому различию
4.
R. R. Heikes, R. C. Miller, and R. Mazelsky, Physica
значений M(ZFC) и M(FC) при T = 2 K. Темпе-
30, 1600 (1964).
ратурные зависимости намагниченности, снятые в
5.
A. K. Kundu, E.-L. Rautama, Ph. Boullay et al.,
режиме CHUF в поле H = 90 кЭ, указывают на ме-
Phys. Rev. B 76, 184432 (2007).
тастабильное магнитное состояние при низких тем-
пературах, когда магнитное поле стремится устано-
6.
A. Maignan, C. Martin, D. Pelloquin et al., J. Sol.
вить намагниченность образцов в направлении при-
St. Chem. 142, 247 (1999).
ложенного при охлаждении поля. В области T =
7.
Y. Moritomo, T. Akimoto, M. Takeo et al., Phys. Rev.
= 20-30 K наблюдается ориентационный магнитный
B 61, R13325 (2000).
переход, характерный для миктомагнетиков.
Основными причинами миктомагнитного состо-
8.
C. Frontera, J. L. Garcˇıa-Muňoz, A. Llobet et al.,
яния слоистых кобальтитов EuBaCo2-xO5.5-δ яв-
Phys. Rev. B 65, 180405 (2002).
ляются изменение спинового состояния ионов Co3+
9.
B. Raveau, MD. M. Seikh, V. Pralong et al., Bull.
при понижении температуры и резкий рост магнит-
Mater. Sci. 32, 305 (2009).
ной анизотропии АФМ-упорядоченных пар Co3+.
В температурной области T
< 360 K слоистые
10.
A. A. Taskin and Y. Ando, Phys. Rev. Lett. 95,
кобальтиты имеют полупроводниковый характер
176603 (2005).
проводимости, поэтому изменение расстояний и уг-
11.
A. A. Taskin, A. N. Lavrov, and Y. Ando, Phys. Rev.
лов связи Co3+-O-Co3+ влияет на величину об-
B 71, 134414 (2005).
менных взаимодействий. Наличие структурных де-
фектов способствует проявлению миктомагнитного
12.
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин, ФТТ
состояния при низких температурах. Близкие зна-
60, 80 (2018).
чения M(T ) для всех поликристаллов, включая сте-
13.
Я. Смит, Х. Вейн, Ферриты, Изд-во иностр. лит.,
хиометрический состав EuBaCo2O5.5, указывают на
Москва (1962).
то, что не только структурные дефекты, но и при-
сутствие немагнитных LS-ионов Co3+ влияют на
14.
T. I. Arbuzova, S. V. Telegin, S. V. Naumov et al.,
обменные взаимодействия и способствуют проявле-
Sol. St. Phenom. 215, 83 (2014).
нию миктомагнитного состояния при низких темпе-
15.
D. D. Khalyavin, Phys. Rev. B 72, 134408 (2005).
ратурах в сильных магнитных полях. Для монокри-
сталла EuBaCo1.9O5.36, в котором поле H = 90 кЭ
16.
Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин,
направлено вдоль плоскости ab, более высокие зна-
А. В. Королев, ЖЭТФ 153, 800 (2018).
чения M(ZFC) и M(FC) в поле, по сравнению со
17.
M. P. Pechini, US Patent No. 3330697 (1967).
значениями в поликристаллах, могут быть связа-
ны с тем, что спины в ФМ- и АФМ-подрешетках
18.
С. В. Телегин, С. В. Наумов, О. Г. Резницких,
имеют направления, близкие к осям a и b, что спо-
Е. И. Патраков, ФТТ 57, 2222 (2015).
собствует большей намагниченности в направлении
19.
S. V. Telegin, A. Yu. Zuev, S. V. Naumov et al., J.
приложенного поля.
Chem. 2017, ID 3057873 (2017).
Авторы признательны Н. Г. Бебенину за полез-
20.
W. Kraus and G. Nolze, J. Appl. Cryst. 9, 301 (1996).
ные обсуждения.
21.
M. Soda, Y. Yasui, Y. Kobayashi et al., J. Phys. Soc.
Работа выполнена в рамках государственно-
Jpn. 75, 104708 (2006).
го задания ФАНО России (тема
«Спин» Г.р.
№ АААА-А18-118020290104-2) и при поддержке про-
22.
A. A. Taskin, A. N. Lavrov, and Y. Ando, Phys. Rev.
граммы УрО РАН 18-10-2-3.
Lett. 90, 227201 (2003).
512
ЖЭТФ, том 155, вып. 3, 2019
Влияние сильного магнитного поля на магнитный порядок. . .
23. J. H. Van Vleck, The Theory of Electric and Magnetic
34. B. Raveau, Ch. Simon, and V. Pralong, Sol. St.
Susceptibilities, Oxford Univ. Press (1952).
Comm. 139, 301 (2006).
24. Т. И. Арбузова, С. В. Наумов, С. В. Телегин, ФТТ
35. E. P. Amaladass, N. Thirumurugan, A. T. Satya et
59, 517 (2017).
al., J. Phys.: Condens. Matter 25, 436001 (2013).
36. N. Thirumurugan, A. Bharathi, and A. Arulraj, Mat.
25. С. Тикадзуми, Физика ферромагнетизма. Маг-
нитные свойства вещества, Мир, Москва (1983).
Res. Bull. 47, 941 (2012).
37. T. Sarkar, V. Pralong, and B. Raveau, Phys. Rev.
26. С. Тикадзуми, Физика ферромагнетизма. Маг-
B 83, 214428 (2011).
нитные характеристики и практические приме-
нения, Мир, Москва (1987).
38. M. Baran, V. I. Gatalskaya, R. Szymczak et al., J.
Phys.: Condens. Matter 15, 8853 (2003).
27. Л. И. Королева, Магнитные полупроводни-
ки, Изд-во Физического факультета МГУ им.
39. MD. M. Seikh, A. K. Kundu, V. Caignaert et al., J.
М. В. Ломоносова, Москва (2003).
Appl. Phys. 109, 093916 (2011).
28. P. A. Beck, J. Less Common Met. 28, 193 (1972).
40. M. Itoh, I. Natori, S. Kubota, and K. Motoya, J.
Phys. Soc. Jpn. 63, 1486 (1994).
29. P. A. Beck, Met. Mat. Trans. B 2, 2015 (1971).
41. H. Kubo, K. Zenmyo, M. Itoh et al., J. Magn. Magn.
30. K. H. Fischer, Phys. Stat. Sol. (b) 130, 13 (1985).
Mater. 272-276, 581 (2004).
31. W. H. Meiklejohn and C. P. Bean, Phys. Rev. 105,
42. M. Soda, Y. Yasui, T. Fujita et al., J. Phys. Soc. Jpn.
904 (1957).
72, 1729 (2003).
32. Н. И. Солин, С. В. Наумов, С. В. Телегин и др.,
43. M. J. R. Hoch, S. Nellutla, J. van Tol et al., Phys.
Письма в ЖЭТФ 104, 44 (2016).
Rev. B 79, 214421 (2009).
33. S. Roy, M. Khan, Y. Q. Guo et al., Phys. Rev. B 65,
44. D. Phelan, D. Louca, S. Rosenkranz et al., Phys. Rev.
064437 (2002).
Lett. 96, 027201 (2006).
513
9
ЖЭТФ, вып. 3
