Физика металлов и металловедение, 2019, T. 120, № 4, стр. 339-345

ВВЕДЕНИЕ

Магнитные рефрижераторы, основанные на магнитокалорическом эффекте (МКЭ), вызывают возрастающий интерес вследствие высокой эффективности, надежности и экологичности. Интерметаллические соединения R₂Fe₁₇ являются многообещающими магнитокалорическими материалами вследствие большой намагниченности, низкой стоимости основного компонента, легкости приготовления, магнитного упорядочения в “легкой” базисной плоскости в районе комнатной температуры и отсутствия гистерезиса перемагничивания. В статье [1] нами было показано, что хладоемкость соединения Tm₂Fe₁₈ соизмерима или даже превосходит значения для материалов с гигантским МКЭ благодаря близким температурам двух магнитных фазовых переходов “ферримагнетик–геликоидальный антиферромагнетик–парамагнетик”.

В данной работе мы исследовали структурное и магнитное состояние соединения Tm₂Fe₁₈ методами дифракции нейтронов, малоуглового рассеяния тепловых нейтронов и с помощью синхротронного излучения в интервале температур 3–300 К.

ОБРАЗЦЫ И МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ

Синтез образцов Tm₂Fe_{17 +x} описан в работе [2]. Кристаллическая структура Tm₂Fe₁₈ при комнатной температуре была аттестована методом нейтронографии на дифрактометре Д7а (г. Екатеринбург), длина волны λ = 1.5230 Å. Исследование магнитной структуры при низких температурах было выполнено на нейтронном дифрактометре “Диск” Научно-исследовательского центра (НИЦ) “Курчатовский институт”, длина волны λ = 1.6750 Å (г. Москва). Температурные зависимости параметров решетки получены на источнике синхротронного излучения “Desy”, длина волны λ = 0.6880 Å (г. Гамбург, Германия). C помощью нейтронного спектрометра “СТОИК”, длина волны λ = 1.5400 Å (НИЦ “Курчатовский институт”, г. Москва) проведено изучение ультрамалоуглового рассеяния. Обработку дифракционных данных осуществляли с использованием компьютерной программы FullProf [3].

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ

Анализ экспериментальной нейтронограммы на дифрактометре Д7а подтвердил разупорядоченную модель кристаллической структуры типа Th₂Ni₁₇. [2, 4–10]: вакансии в подрешетке тулия (узлы 2b и 2d), частичное заполнение позиции 2с и обмен позициями двух “гантельных” атомов Fe и Tm (пр. гр. P6₃/mmc). Для низкотемпературных исследований мы использовали дифрактометр “Диск”. При температуре 3 K набор рефлексов не изменился, подтверждая сохранение типа кристаллической решетки. Однако интенсивности рефлексов в ближних углах увеличились, указывая на дополнительный вклад от магнитного рассеяния. На рис. 1 показана нейтронограмма Tm₂Fe₁₈ при температуре 3 K. Расчетный профиль (огибающая точки линия) и разностная кривая (нижняя) показывают хорошее согласие с экспериментом. Мы использовали модель магнитной структуры, предложенной в работах [10, 11]: ферримагнитная решетка с магнитными моментами атомов железа и тулия, лежащими вдоль гексагональной оси c. На вставке рис. 1 приведены рассчитанные из экспериментальных данных нейтронограммы ядерного и магнитного рассеяния. На ней видны магнитные рефлексы, первый пик (100) при 2Θ = 13.1° и третий пик (110) + (002) при 2Θ = 23.2°. В первый пик дают вклад только магнитные моменты, ориентированные вдоль оси c. В третий пик – лежащие как вдоль оси c, так и в базисной плоскости. Их величины (рис. 2, вставка) уменьшаются при нагреве, но если I₁₀₀ при T ∼ 170 K (возможно, раньше) перестает уменьшаться, то для I_{110 + 002} уменьшение продолжается. Такое поведение можно трактовать как переориентацию направления магнитного момента от гексагональной оси в базисную плоскость, что подтверждается анализом нейтронограмм. Резкий спад интенсивности I_{110 + 002} в интервале 245–270 К соответствует переходу сплава в геликоидальное антиферромагнитное состояние при этих температурах, согласно магнитным измерениям [2].

На рис. 2 представлено температурное изменение модулей магнитных моментов атомов тулия и железа. Подробное изменение параметров решетки при различных температурах было получено нами с использованием синхротронного излучения (рис. 3), дополненное данными нейтронной дифракции. Наблюдается монотонное уменьшение параметра c при повышении температуры (рис. 3б). Параметр a (рис. 3a) показывает немонотонное поведение: при низких температурах он уменьшается до Т ~ 100 К, затем возрастает и при температуре ~250 К снова слегка уменьшается. Т.е. явно видны магнитострикционные эффекты в сплаве. Это отражается и на поведении объема элементарной ячейки сплава с температурой (рис. 3в).

Далее было проведено изучение ультрамалоуглового рассеяния на Tm₂Fe₁₈ при изменении температуры (рис. 4). На вставке показан малоугловой рефлекс при T = 3 K и 100 K в сравнении с аппаратурным пиком. Видно значительное уменьшение полуширины малоуглового рефлекса при увеличении температуры от 3 до 100 К в области спин-переориентационного перехода.

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

Температурная зависимость намагниченности подрешеток в Tm₂Fe_18. Спин-переориентационный (СП) переход происходит в результате изменения констант магнитной анизотропии редкоземельной и 3d-подрешеток с температурой. Известно [2], что в Tm₂Fe₁₈ ферримагнитное упорядочение подрешеток железа и тулия существует в интервале температур от 0 К до 245 К. При Т ≥ 245 К до Т ≈ 270 К, это соединение является геликоидальным антиферромагнетиком с Т_N ≈ 270 К. В дальнейшем будем предполагать, что высокотемпературное антиферромагнитное состояние практически не влияет на температурную зависимость намагниченности подрешеток железа и тулия в области СПП (50–90 К). Эффективную температуру Кюри ферримагнитной фазы $Т _{{\text{С }}}^{*}$ примем равной Т_N ≈ 270 К.

Для расчета температурной зависимости намагниченности подрешеток тулия (R) и железа (F) в соединении Tm₂Fe₁₈ используем метод молекулярного поля. Так же, как в работе [12], рассмотрим модель, в которой на подрешетки атомов редкой земли и железа действуют различные молекулярные поля:

В этих уравнениях H – внешнее магнитное поле, μ_F – магнитный момент иона железа при температуре Т в единицах магнетона Бора (μ_B) и μ_R – магнитный момент редкоземельного иона. Параметр d = N_Aμ_Bρ/Α, где N_А – число Авогадро, ρ – плотность в г/см³, А – вес формульной единицы. С этими определениями Н, Н_R и H_F измеряются в гауссах, а коэффициенты молекулярного поля n_RR, n_FF и n_RF, описывающие обменные взаимодействия R–R, Fe–Fe и R–Fe, соответственно, безразмерны. Температурные зависимости магнитных моментов подрешеток получаются из системы уравнений:

Здесь B_J(х) – функция Бриллюэна, J_R и J_F – полные угловые моменты ионов. Магнитный момент R-иона μ_R(0) = g_RJ_R. Заметим, что из экспериментальных данных следует значение μ_F(0), близкое к 2μ_В. Поэтому будем использовать g_F = 2, J_F = 1 и μ_F(0) = 2. При оценке аргументов функции Бриллюэна предполагаем, что μ_R(Т) и μ_F(T) строго антипараллельны (ферримагнитное упорядочение) и n_RR ≥ 0, n_FF > 0, n_RF < 0. Для нашего образца из экспериментальных данных следует: g_R = 7/6, J_R = 6, J_F = S_F = 1, μ_F(0) = 2, μ_R(0) = 7, d = 36.2 Гаусса.

Численные значения коэффициентов молекулярного поля n_RR, n_FF и n_RF определим следующим образом. Известно [13], что в соединениях R₂Fe₁₇ коэффициент n_RR является наименьшим по абсолютной величине из трех вышеперечисленных. Поэтому приближенно примем n_RR = 0. Определенная разными методами величина микроскопической константы обменного взаимодействия между атомами редкой земли и железа I_RF в интерметаллидах R₂Fe₁₇ и карбидах, нитридах на их основе приблизительно постоянна. В зависимости от состава, I_RF изменяется в интервале (0.8–1) × 10^–15 эрг. Несложно установить связь между I_RF и n_RF. В приближении теории молекулярного поля обменная энергия R-иона в молекулярном поле Η_R равна $E_{{{\text{ex}}}}^{{\text{R}}}$ = $ - {{\mu }_{{\text{B}}}}{{\mu }_{{\text{R}}}}{{H}_{{\text{R}}}}\left( T \right)$ или, учитывая выражение (1) при Н = 0 и n_RR = 0, $E_{{{\text{ex}}}}^{{\text{R}}} = - 18d{{\mu }_{{\text{B}}}}{{\mu }_{{\text{R}}}}{{\mu }_{{\text{F}}}}\left| {{{n}_{{{\text{RF}}}}}} \right|.$ С другой стороны, по определению имеем $E_{{{\text{ex}}}}^{{\text{R}}}$ = $ - 2{{z}_{{{\text{RF}}}}}\left| {{{I}_{{{\text{RF}}}}}} \right|{{S}_{{\text{R}}}}{{S}_{{\text{F}}}}{\text{.}}$ Приравнивая приведенные выше выражения для $E_{{{\text{ex}}}}^{{\text{R}}},$ получим ${{n}_{{{\text{RF}}}}} = {{z}_{{{\text{RF}}}}}{{I}_{{{\text{RF}}}}}\frac{{({{g}_{{\text{R}}}} - 1)}}{{18d{{\mu }_{{\text{B}}}}{{g}_{{\text{R}}}}}}.$ Здесь z_RF = 19 – число атомов железа в окружении атома тулия. Подставляя в выражение для n_RF значение I_RF = = –0.8 × 10^–15эрг, имеем n_RF ≅ –378.4.

Система уравнений (3), (4) описывает температурную зависимость магнитных моментов подрешеток тулия и железа. Раскладывая функции Бриллюэна B_J(х) в степенной ряд при х $ \ll $ 1, можно получить систему двух линейных однородных уравнений для вычисления μ_R(Т)и μ_F(T). Условие существования ненулевых решений этой системы дает выражение для температуры Кюри:

где A = 3k${{T_{{\text{C}}}^{{\text{*}}}{{J}_{{\text{R}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{T_{{\text{C}}}^{{\text{*}}}{{J}_{{\text{R}}}}} 2}} \right. \kern-0em} 2}$${{J}_{{\text{R}}}} + 1){{\mu }_{{\text{B}}}}\mu _{{\text{R}}}^{2}(0)d;$ B = = ${{3kT_{{\text{C}}}^{{\text{*}}}{{J}_{{\text{F}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{3kT_{{\text{C}}}^{{\text{*}}}{{J}_{{\text{F}}}}} {18({{J}_{{\text{F}}}}}}} \right. \kern-0em} {18({{J}_{{\text{F}}}}}} + 1)$${{\mu }_{{\text{B}}}}\mu _{{\text{F}}}^{{\text{2}}}(0)d.$

Подставляя в (5) n_RF = –378.4, $Т _{{\text{C}}}^{*} = {\text{27}}0$ K, получим n_FF = 2300.

На рис. 2 линии представляют результат расчета намагниченности из уравнений (3) и (5). Как видно, наблюдается удовлетворительное согласие расчета с экспериментом. Сильное различие в температурных зависимостях намагниченностей подрешеток тулия и железа объясняется тем, что их атомы имеют разный магнитный момент и на подрешетки действуют различные по величине молекулярные поля.

Спин-переориентационный фазовый переход в Tm₂Fe₁₈. Из экспериментальных данных по температурной зависимости рефлексов (100) и (110) + (200) (рис. 2, вставка) следует, что при низких температурах намагниченность подрешеток тулия и железа направлена вдоль оси с гексагонального кристалла Tm₂Fe₁₈. При температурах выше 100 К интенсивность рефлекса (100) постоянна, т.е. магнитный вклад в интенсивность этого рефлекса равен нулю. Этот факт указывает на разворот векторов магнитных моментов от оси с в плоскость базиса.

Рассмотрим СП фазовый переход на основе модели, впервые предложенной в работе [14] (см. также [10, 11, 15, 16]). Эта модель применима к двухподрешеточным магнетикам, в которых энергия одноионной анизотропии подрешеток сравнима с энергией изотропного обменного взаимодействия между подрешетками. Как показано в [14], если первые константы анизотропии ионов подрешеток имеют разные знаки, то в результате конкуренции обменного взаимодействия и магнитной анизотропии в некотором интервале температур возникает неколлинеарная магнитная структура даже при нулевых вторых константах магнитной анизотропии. Термодинамический потенциал единицы объема кристалла, учитывающий обменную энергию и энергию магнитной анизотропии, можно представить в следующем виде

Здесь ${{M}_{{\text{R}}}} = {{\mu }_{{\text{B}}}}{{N}_{{\text{R}}}}{{\mu }_{{\text{R}}}}(T),$ ${{M}_{{\text{F}}}} = {{\mu }_{{\text{B}}}}{{N}_{{\text{F}}}}{{\mu }_{{\text{F}}}}(T)$ – магнитные моменты единицы объема подрешеток редкой земли и железа соответственно; N_R = 2N и N_F = 18N – число ионов R и Fe в единице объема соответственно; N – число формульных единиц в единице объема; H_R и H_F – молекулярные поля из (1), (2); θ_R и θ_F – углы, образованные магнитными моментами подрешеток с гексагональной осью кристалла; K_R и K_F – первые макроскопические константы одноионной анизотропии ионов R и Fe.

Если оставить в (6) только слагаемые, зависящие от углов θ_R и θ_F, то выражение для термодинамического потенциала будет выглядеть как

${{A}_{{{\text{RF}}}}} = - 2 \times 18d{{n}_{{{\text{RF}}}}}{{\mu }_{{\text{B}}}}{{\mu }_{{\text{R}}}}(0){{\mu }_{{\text{F}}}}(0)N$ – макроскопическая константа обменного взаимодействия между подрешетками, ${{\sigma }_{{\text{R}}}}(T)$ = ${{{{\mu }_{{\text{R}}}}(T)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\mu }_{{\text{R}}}}(T)} {{{\mu }_{{\text{R}}}}(0)}}} \right. \kern-0em} {{{\mu }_{{\text{R}}}}(0)}};$ ${{\sigma }_{{\text{F}}}}(T) = {{{{\mu }_{{\text{F}}}}(T)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\mu }_{{\text{F}}}}(T)} {{{\mu }_{{\text{F}}}}(0)}}} \right. \kern-0em} {{{\mu }_{{\text{F}}}}(0)}}$ – приведенные намагниченности подрешеток; θ_R и θ_F – углы, образованные магнитными моментами подрешеток с гексагональной осью кристалла.

Условие минимума термодинамического потенциала (7) по θ_R и θ_F дает:

В [14] показано, что система уравнений (8) имеет тривиальное решение $\sin ({{\theta }_{{\text{R}}}} - {{\theta }_{{\text{F}}}}) = 0;$ θ_F = 0, π/2; θ_R = π, –π/2, соответствующее расположению векторов намагниченности подрешеток M_R и M_F антипараллельно друг другу вдоль оси с или в плоскости базиса. Кроме того, имеется решение с $\sin ({{\theta }_{{\text{R}}}} - {{\theta }_{{\text{F}}}}) \ne 0,$ соответствующее неколлинеарной магнитной структуре.

Границы существования неколлинеарной фазы (НКФ) можно получить из условия существования ненулевых решений для линеаризованной системы уравнений (8). Систему линейных уравнений получим, раскладывая в степенные ряды по x и y все функции углов θ_F = 0 + x, θ_R = π + y в уравнениях (8) и ограничиваясь линейными по x и y слагаемыми. Вторую границу существования НКФ получим, проводя аналогичную процедуру для углов θ_F = π/2 + x, θ_R = –π/2 + y. Приравнивая к нулю определитель полученной таким образом системы линейных однородных уравнений, имеем

Знаки ± относятся к границе перехода легкая ось – НКФ и НКФ – легкая плоскость соответственно.

Выражение (9) было получено в работе [14] другим способом. Обобщение формулы (9) на случай Н ≠ 0 рассмотрено в работе [10]. Таким образом, изменение направления магнитных моментов подрешеток происходит путем двух фазовых переходов второго рода через промежуточную угловую фазу (θ_R, θ_F ≠ 0, π/2, π, 3π/2), которая является еще и НКФ.

Из (9) можно получить численные значения K_R(0) и K_F(0), если известны температуры начала Т_i и конца Т_f спин-переориентационного перехода.

В соединении Tm₂Fe₁₈ при Т < 100 K первые константы анизотропии K_R > 0 и K_F < 0, причем K_R + K_F > 0. Отсюда следует, в согласии с экспериментом, что направлением легкого намагничивания является ось с. Согласно выражению (7), движущей силой СП-перехода при повышении температуры является изменение знака величины K_R + K_F. Это изменение связано с различной температурной зависимостью констант K_R и K_F, что следует из результатов измерений и расчета μ_R(Т) и μ_F(T) (рис. 2). Видно, что μ_R(Т) практически не меняется в температурном интервале от 0 до 100 К, т.е. для этого интервала можно принять K_F(Т) = K_F(0) = const. Для расчета температурной зависимости K_R(Т) используем формулу [16]:

Здесь $\left\langle {\sigma _{{\text{R}}}^{2}} \right\rangle $ = $B_{J}^{2}\left( {{{{{T}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{T}_{0}}} T}} \right. \kern-0em} T}} \right) + B_{J}^{'}\left( {{{{{T}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{T}_{0}}} T}} \right. \kern-0em} T}} \right),$ $J \equiv {{J}_{{\text{R}}}},$ $B_{J}^{'}(x)$ – производная функции Бриллюэна.

При расчете по формуле (10) предполагаем, что редкоземельный ион находится в молекулярном поле, созданном атомами железа, и, в соответствии с предыдущим изложением, ${{T}_{0}} = {{18d\left| {{{n}_{{{\text{RF}}}}}} \right|{{\mu }_{{\text{R}}}}(0){{\mu }_{{\text{F}}}}(0){{\mu }_{{\text{B}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{18d\left| {{{n}_{{{\text{RF}}}}}} \right|{{\mu }_{{\text{R}}}}(0){{\mu }_{{\text{F}}}}(0){{\mu }_{{\text{B}}}}} k}} \right. \kern-0em} k}.$ Из формул (3), (4) видно, что ${{\sigma }_{{\text{R}}}}(T) = {{B}_{J}}\left( {{{{{T}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{T}_{0}}} T}} \right. \kern-0em} T}} \right)$ совпадает в интервале ΔТ = (0–100) К со значением σ_R(T), полученным при решении системы уравнений (3, 4), так как в этом интервале температур σ_F ≈ 1.

Подставив в (9) известные значения температур Т_i = 55 К и Т_f = 85 К [2] для переходов легкая ось – НКФ и НКФ – легкая плоскость, соответственно, определим численные значения K_R(0) и K_F(0) из системы уравнений (9).

Для температурной зависимости K_R(Т) используем формулу (10), σ_R(T) и σ_F(T) рассчитаем по формулам (3), (4) с указанными выше значениями параметров. Приведем численные значения А_RF = = 2.5 × 10⁸ эрг/см³, T₀ = 232 K которые использованы при решении уравнений (9). Таким образом, имеем: K_R(0) = 8.6 эрг/см³; K_F(0) = –3.95 × 10⁷ эрг/см³.

Для сравнения, эти константы для Tm₂Fe₁₇ имеют значения того же порядка: K_R(0) = 6.27 × 10⁷ эрг/см³; K_F(0) = –2.43 × 10⁷ эрг/см³ [9].

Расчет температурной зависимости констант K_R(Т) и K_F(Т) показал, что они равны по абсолютной величине на середине температурного интервала СП перехода (~70 K).

Изменение доменной структуры в Tm₂Fe₁₈ при спин-переориентационном переходе. На рис. 4 показано изменение полуширины рефлекса хорошо коллимированного пучка нейтронов после прохождения через исследуемый образец от температуры. Так как образец состоит из набора малых магнитных частиц линейного размера R ∼ 10 мкм (10^–3 см), то можно предположить, что уширение пучка нейтронов вызвано многократным магнитным и ядерным рассеянием нейтронов на частицах образца [18]. Магнитный вклад в рассеяние должен исчезать при $T = T_{{\text{C}}}^{*} \approx 270\,\,{\text{K}}.$ По результатам эксперимента (рис. 4) он исчезает при Т ≈ 100 К.

Согласно [18], форма рефлекса пучка нейтронов, прошедших через образец с размером частиц ${{\text{R}} \mathord{\left/ {\vphantom {{\text{R}} \lambda }} \right. \kern-0em} \lambda } \gg {\text{1}},$ является гауссовой, а его полная ширина на половине высоты равна

b – коэффициент, зависящий от формы образца, n = (L/R)d – число частиц, пересекаемое пучком нейтронов, L – размер образца, d – плотность упаковки частиц, δ – величина, определяющая коэффициент преломления нейтронов из-за ядерного и магнитного взаимодействия нейтронов.

Здесь N – число ядер в единице объема, а – средняя амплитуда когерентного рассеяния нейтронов, μ – магнитный момент нейтрона, В = 4πМ – магнитная индукция, М – намагниченность образца, Е – энергия нейтрона, знак ± определяется взаимной ориентацией μ и В.

Для нашего образца λ = 1.54 Å, N = 7.88 × 10²² см^–3, а = 0.921 × 10^–12 см, Е = 5.54 × 10^–14 эрг, В = 1.011 × × 10⁴ Гс. Поэтому ${{\delta }_{{\text{я }}}} = {{Na{{\lambda }^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{Na{{\lambda }^{2}}} {2\pi }}} \right. \kern-0em} {2\pi }} = 2.74 \times {{10}^{{ - 6}}}$ и ${{\delta }_{{\text{М }}}} = {{\mu B} \mathord{\left/ {\vphantom {{\mu B} {2E = 0.88 \times {{{10}}^{{ - 6}}}}}} \right. \kern-0em} {2E = 0.88 \times {{{10}}^{{ - 6}}}}}.$ Рассчитаем уширение по формулам (11), (12). Будем считать, что при Т = 300 К магнитного вклада нет, т.е.

У нас L = 0.5 см, d = 0.5 см. Равенство (13) выполняется при b = 3.92 ≈ 4. Это значение совпадает с величиной b, принятой в работах [19, 20], что подтверждает справедливость нашей оценки.

Для Т = 3 К экспериментальное значение уширения больше. Для объяснения этого факта учтем магнитный вклад из-за рефракции на магнитных доменах. Будем считать частицы однодоменными. В этом случае

Величина уширения в (14) удовлетворительно согласуется с экспериментально измеренным значением ω = 43″. Т.е. вклад многократного магнитного рассеяния исчезает не при температуре магнитного упорядочения Т ~ 270 К, а при температуре поворота намагниченности типа “легкая ось – легкая плоскость” Т ~ 100 К.

В связи с этим фактом отметим, что точное (последовательное) рассмотрение многократной рефракции на магнитных доменах [19, 20] приводит к формуле для уширения ω_М ~ δ_М (Lν/R)^1/2, где ν – вероятность изменения спинового состояния нейтрона при переходе между соседними доменами [19, 20]. Эта вероятность равна нулю для оптически однородной в магнитном отношении среды и максимальна, когда намагниченность в соседних доменах имеет противоположные направления. В образце Tm₂Fe₁₈ при Т < 55 К ось легкого намагничивания совпадает с гексагональной осью кристалла и, по-видимому, между направлениями намагниченности в соседних доменах имеется корреляция (ν ≠ 0). Поэтому пик широкий при Т < 55 К (рис.4). При Т > 100 К ось легкого намагничивания лежит в плоскости базиса, кристалл становится магнитно-изотропным (ν ≈ 0) и за уширение пучка нейтронов ответственно только ядерное рассеяние. Этим объясняется отсутствие гистерезиса по полю и температуре для намагниченности сплава Tm₂Fe₁₈ и всех сплавов типа R₂Fe₁₇ с осью легкого намагничивания в базисной плоскости. Таким образом, наши расчеты (см. также [20]) объясняют экспериментальные данные, приведенные на рис. 4.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Методами нейтронной дифракции, синхротронного излучения и ультрамалоуглового рассеяния нейтронов была исследована кристаллическая, магнитная и доменная структуры интерметаллического соединения Tm₂Fe₁₈ в температурном интервале от 3 до 300 К. Сделан вывод, что при низких температурах реализуется ферримагнитная структура с ориентацией оси легкого намагничивания вдоль гексагональной оси. С повышением температуры наблюдается спин-переориентацион-ный переход типа легкая ось – легкая плоскость, сопровождающийся магнитострикционным поведением параметра a и объема решетки. Показано, что спиновая переориентация происходит путем двух фазовых переходов второго рода через промежуточную неколлинеарную фазу, которая существует в интервале между температурами Т_i и Т_f для переходов типа легкая ось – НКФ и НКФ – легкая плоскость, соответственно. Как показывают вычисления, изменение знака суммы первых констант магнитной анизотропии редкоземельной и железной подрешеток приходится на середину температурного интервала СП-перехода (~70 K), что и является движущей силой этого фазового перехода. Методом малоуглового рассеяния нейтронов получены данные, дающие представление о трансформации доменной структуры при спин-переориентационном переходе. Результаты работы демонстрируют возможность метода рассеяния нейтронов под ультрамалым углом для диагностики спин-переориентационных фазовых переходов в ферри- и ферромагнетиках.

Работа выполнена в рамках РНФ грант № 16-12-10065 и государственного задания по теме “Поток” № АААА-А18-118020190112-8.