1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика металлов и металловедение
  4. T. 123, № 4, 2022

Физика металлов и металловедение, 2022, T. 123, № 4, стр. 436-442

Магнитные и магнитотепловые свойства соединений Tm1 – xYx(Co0.84Fe0.16)2

М. С. Аникин a, *, Е. Н. Тарасов a, Д. С. Незнахин a, М. А. Сёмкин a, b, С. В. Андреев a, Н. В. Селезнёва a, М. В. Рагозина a, b, Е. В. Потапов a, А. В. Зинин a

a Институт естественных наук и математики, Уральский федеральный университет
620026 Екатеринбург, ул. Куйбышева, 48, Россия

b Институт физики металлов УрО РАН им. М.Н. Михеева
620108 Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18, Россия

* E-mail: maksim.anikin@urfu.ru

Поступила в редакцию 28.10.2021
После доработки 22.12.2021
Принята к публикации 23.12.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Изучено влияние замещения туллия иттрием в соединении Tm(Co0.84Fe0.16)2 на кристаллическую структуру, температурные и полевые зависимости намагниченности (σ), температурные зависимости высокополевой восприимчивости (χhf), изотермического изменения магнитной части энтропии (∆Sm) и адиабатического изменения температуры (∆Tad). Измерения магнитных и магнитотепловых свойств проводили в магнитных полях напряженностью до 90 кЭ и диапазоне температур 5–380 K. На зависимостях σ(T) во внешнем магнитном поле 100 Э обнаружена инверсия намагниченности. При температуре 5 K на полевой зависимости магнитного момента соединения Tm0.4Y0.6(Co0.84Fe0.16)2 обнаружен перегиб в магнитном поле 49.5 кЭ, при дальнейшем увеличении напряженности магнитного поля увеличивается восприимчивость образца к магнитному полю. В образцах, обладающих температурами магнитной компенсации, происходит чередование прямого и обратного магнитокалорического эффекта (МКЭ). В ряде исследованных соединений наблюдается плато-подобная температурная зависимость ∆Sm и ∆Tad в области температур обратного МКЭ. Полученные результаты обсуждаются.

Ключевые слова: магнитные свойства, прямой и обратный магнитокалорический эффект, адиабатическое изменение температуры, магнитный момент, фазы Лавеса, температура Кюри, точка компенсации

ВВЕДЕНИЕ

При воздействии магнитного поля на образцы бинарных соединений типа RCo2 (где R – тяжелый редкоземельный металл) происходит изменение магнитного состояния вещества вследствие изменения внутренней магнитной энергии, что вызывает обратимое выделение или поглощение тепла [1], т.е. в веществе реализуется физическое явление, именуемое как магнитокалорический эффект (МКЭ). Данный эффект в этих соединениях интенсивно изучается свыше трех десятилетий. При исследовании магнитных свойств и МКЭ квазибинарных систем R(Co,Fe)2, было обнаружено, что частичное замещение Co на Fe приводит как к росту температуры Кюри (ТС), так и к появлению значительных величин МКЭ в широком температурном диапазоне ниже ТС [2, 3]. Авторы связали значительный по величине магнитокалорический эффект в широком диапазоне температур с ослаблением межподрешеточного обменного взаимодействия между R- и 3d-магнитными подрешетками.

Более наглядно данный эффект можно описать при рассмотрении температурных зависимостей параметров МКЭ, таких как изменение магнитной части энтропии (∆Sm) и адиабатическое изменение температуры (∆Tad). При увеличении содержания Fe виды зависимостей ∆Sm(T) и ∆Tad(T) трансформируются из зависимостей с явно выраженным максимумом при TC в плато-подобные зависимости. Плато-подобная зависимость является суперпозицией максимума при ТС и “низкотемпературного” максимума. Последний возникает из-за упорядочения внешним магнитным полем магнитных моментов R-ионов, частично разупорядоченных тепловыми флуктуациями вследствие слабого обменного взаимодействия между подрешетками R- и 3d-ионов.

При фиксированном процентном соотношении Co и Fe, когда меняется только элемент R, наблюдается снижение ТС от Gd к Er [4]. Это объясняется тем, что с увеличением атомного номера R-ионов происходит уменьшение радиуса 4f-оболочки, что ведет к меньшему перекрытию 4f- и 5d-оболочек, и соответствующему ослаблению 4f–3d-обменного взаимодействия [5]. В свою очередь, форма зависимости ∆Sm(T) также изменяется от пика к плато-подобной зависимости [6]. Таким образом, варьируя энергию межподрешеточного обменного взаимодействия, по средствам изменения элемента R и/или концентрации Fe можно существенно изменять как значения ТС, так и ширину пика МКЭ. Это является потенциальным инструментом для более глубокого исследования роли межподрешеточных обменных взаимодействий в формировании магнитных и магнитотепловых свойств соединения со структурой фаз Лавеса.

В бинарных соединениях RCo2 отсутствует плато-подобная зависимость МКЭ, и замещение одной магнитоактивной редкой земли на другую (R,R')Co2 не приводит к значительным изменениям магнитотепловых свойств [7, 8]. В данной работе для изучения роли межподрешеточного обменного взаимодействия R- и 3d-ионов в формировании магнитных и магнитокалорических свойств были исследованы соединения Tm1 – xYx(Co0.84Fe0.16)2. При замене магнитоактивных ионов туллия на немагнитные ионы иттрия должно происходить постепенное изменение магнитных и магнитотепловых свойств соединений вследствие уменьшения энергии 4f–3d-обменного взаимодействия.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Образцы поликристаллических соединений Tm1– xYx(Co0.84Fe0.16)2 (х = 0–1) были выплавлены в электродуговой печи в защитной атмосфере гелия. Для предотвращения формирования фаз, богатых 3d-элементом, в шихту добавляли избыток тулия в количестве 5 вес. % и избыток иттрия в количестве 9 вес. % для образцов с x = 0.4 и 0.6, для остальных x избыток туллия и иттрия – 5 вес. %. Гомогенизация сплавов была произведена в вакуумной печи при температуре 1073 K (800°С) в течение суток. Фазовый анализ и уточнение параметров кристаллической структуры выполнено методом рентгеновской дифракции, с применением порошкового дифрактометра D8 Advance (Bruker) с источником излучения CuKα (λ = = 1.5406 Å). Обработка рентгенограмм проведена с помощью полнопрофильного метода Ритвельда с применением программного обеспечения FullProfSuite [9].

Магнитные свойства образцов исследованы на установке PPMS DynaCool (Quantum Design) в интервале температур 5–370 K в магнитном поле до 90 кЭ. Прямое измерение адиабатического изменения температуры выполнено на экспериментальной установке MagEq MMS SV3 в температурном диапазоне 80–370 K при изменении напряженности приложенного магнитного поля (ΔH) на 17.5 кЭ.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЯ

Рентгеноструктурный анализ порошковых образцов сплавов Tm1 –xYx(Co0.84Fe0.16)2 при комнатной температуре показал (рис. 1), что содержание основной фазы Лавеса стехиометрического состава 1 : 2 не менее 98% и образцы можно считать достаточно однофазными. Основную долю примесных фаз составили оксиды Tm2O3. Уточненные значения параметра кристаллической решетки a представлены на рис. 3.

Рис. 1.

Приведенные экспериментальные рентгенограммы порошковых образцов соединений Tm1 ‒ xYx(Co0.84Fe0.16)2. Под рентгенограммой образца с х = 0, указаны положения Брэговских рефлексов основной фазы 1 : 2. Пики от примесных фаз отмечены звездочками.

На рис. 2 представлены температурные зависимости удельной намагниченности (σ) соединения Tm0.6Y0.4(Co0.84Fe0.16)2, измеренные при нагреве образца в магнитном поле 100 Э, с предварительным охлаждением без магнитного поля (протокол ZFC) и измеренные при охлаждении образца в магнитном поле 100 Э (протокол FC). Представленные зависимости σ(T) свидетельствуют об отсутствии примесных магнитных фаз в данном соединении. Аналогичным образом проверена магнитная однофазность всех исследованных соединений. На основе зависимостей σ(T) при H = 100 Э по экстремуму первой производной dσ/dT определены температуры Кюри всех исследуемых образцов, полученные значения TC представлены на рис. 3.

Рис. 2.

Температурные зависимости удельной намагниченности Tm0.6Y0.4(Co0.84Fe0.16)2 во внешнем магнитном поле 100 Oe измеренные по протоколам ZFC и FC. На вставке зависимость σ(T) соединения c x = = 0.4 при H = 1 кЭ.

Рис. 3.

Концентрационные зависимости параметра кристаллической решетки (слева) и температур TC и Tcomp (справа) в соединениях Tm1 –xYx(Co0.84Fe0.16)2.

Из анализа зависимостей σ(Т) всех соединений установлено, что при х ≤ 0.6 наблюдается пересечение зависимостей σ(Т), измеренных по протоколам ZFC и FC в нуле при температурах ниже TC. Это соответствует равенству величин антипараллельно направленных магнитных моментов R- и 3d-подрешеток (σ = 0), а соответствующая температура, при которой это происходит, называется температурой магнитной компенсации (Ткомп). Более наглядно компенсация магнитных моментов видна из представленной на вставке рис. 2 зависимости σ(Т) во внешнем магнитном поле 1 кЭ. На рис. 3 представлены полученные значения Ткомп для всех исследованных соединений. При содержании иттрия x = 0.8 намагниченность 3d-подрешетки больше, чем намагниченность R-подрешетки во всем температурном диапазоне. При полной замене магнитных ионов тулия на магнитные ионы иттрия (x = 1) соединение Y(Co0.84Fe0.16)2 является ферромагнетиком, в то время как все остальные образцы – ферримагнетики.

Наличие отрицательных значений намагниченности на зависимостях σ(Т) (при H = 100 Э) является следствием того, что напряженность внешнего магнитного поля меньше коэрцитивной силы образца и происходит инверсия магнитного момента. Рассмотрим подробнее кривую FC, представленную на рис. 2, в магнитоупорядоченной области температур. Выше Ткомп намагниченность 3d-подрешетки (σ3d) превосходит намагниченность редкоземельной подрешетки (σR) и результирующая намагниченность σ сонаправлена с σ3d и H. При понижении температуры ниже Ткомп, σR становится больше σ3d, но из-за того, что энергии внешнего магнитного поля недостаточно для разворота векторов намагничивания, наблюдается отрицательная намагниченность. В случае ZFC кривой ситуация аналогична, но при повышении температуры возрастает энергия тепловых флуктуации и снижается коэрцитивная сила, что способствует перевороту векторов намагничивания к направлению H. Похожий эффект наблюдали ранее на редкоземельных интерметаллидах RFe5Al7 [10, 11].

Из рис. 3 следует, что параметр кристаллической решетки при увеличении содержания иттрия непрерывно возрастает. На концентрационной зависимости температуры Кюри наблюдается локальный минимум при х = 0.6. Это может быть связано с неоднородным распределением атомов тулия и иттрия по позициям 8b, приводящим к осцилляции межподрешеточного обменного взаимодействия, вносящего существенный вклад в обменную энергию всей системы. Аналогичный результат наблюдали ранее на родственных соединениях [12, 13].

На рис. 4 представлена кривая намагничивания и размагничивания образца Tm0.4Y0.6(Co0.84Fe0.16)2, измеренная при температуре 5 K. На кривой намагничивания в магнитном поле Н ≈ 49.5 кЭ наблюдается перегиб с более быстрым увеличением намагниченности при дальнейшем увеличении магнитного поля. Данное соединение является ферримагнетиком, в котором при низкой температуре магнитный момент R-подрешетки превосходит магнитный момент 3d-подрешетки, и молекулярное магнитное поле (Hm), действующее со стороны R-подрешетки на 3d-подрешетку, противоположно внешнему магнитному полю H. Эффективное поле Hэф, действующее на 3d-подрешетку со стороны R-подрешетки, равно Hэф = Hm – H. При достаточной напряженности внешнего магнитного поля Hэф = 0. Следовательно, данный перегиб может соответствовать полю старта (Hs) коллапса магнитного момента Со, т.е. его переходу из ферромагнитного в парамагнитное состояние. Ранее данное явление наблюдали на родственных соединениях Tm–Lu(Co0.88Al0.12)2 [14], Tm–Y(Co0.88Al0.12)2 [15], Er–YCo2 и Er–TmCo2 [16], где минимальное значение Hs = 30 кЭ. С другой стороны, в отличие от представленных в литературе родственных соединений в исследованном соединении Tm0.4Y0.6(Co0.84Fe0.16)2 3d-подрешетка содержит Fe, и даже при Heff = 0 кобальт за счет 3d-обмена остается магнитоупорядоченным, как в случае с Y(Co1– yFey)2 [17], при y ≥ 0.15. Поэтому другой возможной причиной наличия перегиба может быть изменение основного состояния иона Tm, вызванное соответствующим увеличением эффективного поля, действующего на атомы Tm [14].

Рис. 4.

Кривая намагничивания и размагничивания Tm0.4Y0.6(Co0.84Fe0.16)2 в магнетонах Бора на формульную единицу (µf.u), при 5 K. Красные линии являются линейными экстраполяциями прямых участок до и после точки излома (для наглядности). На вставке кривая намагничивания и размагничивания Tm(Co0.84Fe0.16)2, при 5 K.

Для остальных соединений Tm1 – xYx(Co0.84Fe0.16)2 кривые намагничивания и размагничивания близки между собой и аналогичны представленной на вставке рис. 4 зависимости µf.u.(H) для соединения Tm(Co0.84Fe0.16)2. При температуре 5 K значения коэрцитивной силы (Hc) равны 1.67, 1.71, 1.75, 3.21, 0.39, ≈ 0 кЭ и магнитный момент при 90 кЭ равен 3.7, 2.7, 1.4, 0.7, 1.3, 1.9 µB соответственно для х = 0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1.

На рис. 5 представлены температурные зависимости высокополевой восприимчивости χhf(T) исследованных образцов, определенные по формуле χhf = dσ/dH из кривых намагничивания, в диапазоне магнитных полей 20–70 кЭ. На зависимостях χhf(T) температурам Кюри и точкам магнитной компенсации соответствуют локальные максимумы, которые на рис. 5 отмечены стрелками. Помимо них на зависимостях χhf(T) присутствуют дополнительные максимумы, которые отражают наличие в исследованных соединениях фазовым переходам типа “порядок–порядок”, которым должны соответствовать дополнительные экстремумы на зависимостях ∆Sm(T).

Рис. 5.

Зависимости χhf(T) для соединений Tm1 ‒ xYx(Co0.84Fe0.16)2. Стрелками без подписей указаны температуры Кюри. Звездочки указывают дополнительные пики.

Изменение магнитной части энтропии было рассчитано из серии изотерм намагниченности по формуле (1) [18]:

(1)
$\Delta {{S}_{{\text{m}}}}\left( {\Delta H,T} \right) = \int\limits_0^{{{H}_{{\text{f}}}}} {{{{\left( {\frac{{\partial \sigma }}{{\partial T}}} \right)}}_{H}}dH} ,$
где Hf – максимальное значение магнитного поля, ∆H = Hf – 0 и T – абсолютная температура. На рис. 6 представлены полученные температурные зависимости ∆Sm, приведенные к значению ∆Sm в ТС от приведенной к TC температуры (∆Sm/∆STc(T/TC)) при ∆H = 20 кЭ. Из представленной зависимости наглядно видно, что значения ∆Sm при ТС могут быть меньше значений ∆Sm в окрестностях “низкотемпературного” максимума в 9.5 раза при ∆H = 20 кЭ и в 12 раз при ∆H = = 70 кЭ. В родственных соединениях R(Co0.88Fe0.12)2 максимальное превышение низкотемпературного максимума ∆Sm над максимумом в ТС только в 1.3 раза в магнитном поле 10 кЭ в соединении с Er [6]. Среди соединений R–Y(Co0.84Fe0.16)2 наблюдаемая разница достигает 18 раз при ∆H = 70 кЭ при замещении Ho на Y на 60% [12, 13, 19]. Из сравнения результатов исследования ∆Sm серии соединений R0.4Y0.6(Co0.84Fe0.16)2, где R = Ho [13], Er [12] и Tm (настоящая работа), следует, что превышение значений ∆Sm низкотемпературного максимума уменьшается от Ho к Tm, что можно объяснить совокупностью факторов: уменьшением молекулярного магнитного момента соединения и возможным увеличением поля магнитокристаллической анизотропии при температурах, соответствующих “низкотемпературным” максимумам ∆Sm.

Рис. 6.

Зависимости ∆Sm/∆STc(T/TC) соединений Tm1 –xYx(Co0.84Fe0.16)2 в поле 20 кЭ. На ставке представлена зависимость ∆Sm(T) для соединения Tm0.8Y0.2(Co0.84Fe0.16)2.

Рассмотрим более подробно зависимость ∆Sm(T) для соединения Tm0.8Y0.2(Co0.84Fe0.16)2, представленную на вставке рис. 6. На данной зависимости наблюдается три экстремума: первый соответствует фазовому переходу “порядок–беспорядок” и наблюдается при TC, два других наблюдаются при температурах ниже TC в магнитоупорядоченной области температур и качественно соответствуют наблюдаемым на зависимостях восприимчивости χhf(T) дополнительным максимумам. Экстремум при Т < Ткомп является “низкотемпературным” пиком. И последний экстремум при Ткомп < Т < TС наблюдается в области обратного МКЭ [20]. При х ≤ ≤  0.6 наблюдаются все описанные выше экстремумы ∆Sm и отличаются преимущественно максимальными значениями. В соединении с х = = 0.8 наблюдается только два из описанных выше экстремумов. Соединение с x = 1 обладает одной плато-подобной зависимостью при температурах ниже TC, что может быть связано с парамагнетизмом части атомов кобальта [13].

На рис. 7 представлены приведенные к значению ∆Sm в ТС температурные зависимости ∆Sm (∆Sm/∆STc(T)) соединения Tm0.6Y0.4(Co0.84Fe0.16)2 в различных по напряженности приложенных магнитных полях. Значения ∆Sm/∆STc “низкотемпературного” максимума увеличиваются с ростом ∆Н, что объясняется большей восприимчивостью к магнитному полю при этих температурах, чем в ТС, из-за слабого R–3d обменного взаимодействия. Следовательно, даже приложенного внешнего магнитного поля напряженностью 90 кЭ недостаточно для упорядочения R-магнитной подрешетки. Аналогичные зависимости значений ∆Sm/∆STc “низкотемпературных” максимумов от напряженности магнитного поля наблюдаются во всех исследованных образцах.

Рис. 7.

Приведенные температурные зависимости изменения магнитной части энтропии соединения Tm0.6Y0.4(Co0.84Fe0.16)2, в различных по напряженности магнитных полях. Вертикальные пунктирные линии отделяют температурные области I, II и III.

На рис. 8 представлены усредненные экспериментальные данные температурных зависимостей адиабатического изменения температуры. Разброс экспериментальных данных относительно усредненных значений не превышает ±0.05 K для прямого МКЭ и ±0.10 K для обратного МКЭ. Сравнение зависимостей ∆Tad(T) и ∆Sm(T) демонстрирует их качественную идентичность. Невысокие значения ∆Tad, даже в сравнении с родственными соединениями на основе ErCo2 [2, 21], и чередование прямого и обратного МКЭ не позволяют рекомендовать данные материалы как рабочие тела классических магнитных холодильных машин. С другой стороны, данные соединения демонстрируют обратный МКЭ в диапазоне температур ~100 K с максимальными значениями ∆Sm = 0.45 Дж/(кг K), что значительно больше, чем в других родственных соединениях на основе RCo2 [12, 13, 19].

Рис. 8.

Температурные зависимости адиабатического изменения температуры ∆Tad(T) при ∆H = 17.5 кЭ для соединений Tm1 –xYx(Co0.84Fe0.16)2.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, по результатам исследования магнитных и магнитотепловых свойств квазибинарных соединений Tm1 – xYx(Co0.84Fe0.16)2 было показано разнообразие магнитных и магнитотепловых свойств исследованной системы в зависимости от состава и приложенного внешнего магнитного поля:

1. На температурных зависимостях намагниченностей соединений, обладающих точкой компенсации магнитных моментов подрешеток в полях, меньших 1 кЭ, наблюдается инверсия намагниченности.

2. На кривой намагничивания соединения Tm0.4Y0.6(Co0.84Fe0.16)2 при температуре 5 K обнаружен перегиб при H ≈ 49.5 кЭ, природа возникновения которого до конца не установлена.

3. В соединениях c x ≤ 0.2 максимальные значения ∆Sm при низких температурах превышают значения ∆Sm при TС до 12 раз.

4. В образцах соединений с x = 0.4 и 0.6 наблюдается обратный МКЭ в широком температурном диапазоне. Абсолютные значения ∆Sm и ∆Tad обратного МКЭ в этих соединениях по модулю превышают значения ∆Sm и ∆Tad прямого МКЭ. Это представляет практический интерес в разработке широкодиапазонных магнитных холодильных машин, использующих обратный МКЭ.

Работа выполнена при поддержке Государственного контракта FEUZ-2020-0051 между УрФУ и Министерством высшего образования РФ, и с использованием оборудования УЦКП “Современные нанотехнологии” УрФУ (рег. № 2968), при финансовой поддержке министерства науки и высшего образования РФ (Проект 075-15-2021-677).

Список литературы

  1. Franco V., Blázquez J.S., Ipus J.J., Law J.Y., Moreno-Ramírez L.M., Conde A. Magnetocaloric effect: From materials research to refrigeration devices // Prog. Mater Sci. 2018. V. 93. P. 112–232.

  2. Anikin M., Tarasov E., Kudrevatykh N., Inishev A., Semkin M., Volegov A., Zinin A. Features of magnetic and thermal properties of R(Co1– xFex)2 (x ≤ 0.16) quasibinary compounds with R = Dy, Ho, Er // J. Magn. Magn. Mater. 2016. V. 418. P. 181–187.

  3. Chaaba I., Othmani S., Haj-Khlifa S., de Rango P., Fruchart D., Cheikhrouhou-Koubaa W., Cheikh-rouhou A. Magnetic and magnetocaloric properties of Er(Co1 – xFex)2 intermetallic compounds // J. Magn. Magn. Mater. 2017. V. 439. P. 269–276.

  4. Anikin M.S., Tarasov E.N., Kudrevatykh N.V., Volegov A.S., Zinin A.V. Magnetic properties of R(Co0.88Fe0.12)2 quasi-binary compounds // J. Phys.: Conf. Ser. 2019. V. 1389. P. 012061.

  5. Belorizky E., Fremy M.A., Gavigan J.P., Givord D., Li H.S. Evidence in rare-earth (R)-transition metal (M) intermetallics for a systematic dependence of R-M exchange interactions on the nature of the R atom // J. Appl. Phys. 1987. V. 61. P. 3971.

  6. Аникин М.С., Тарасов Е.Н., Кудреватых Н.В., Инишев А.А., Зинин А.В. Магнитные и магнитотепловые свойства материалов на основе фаз Лавеса R(Co1 – xFex)2 с тяжелыми редкоземельными металлами // МиТОМ 2018. V. 758. № 8. P. 36–41.

  7. Balli M., Fruchart D., Gignoux D. A study of magnetism and magnetocaloric effect in Ho1 – xTbxCo2 compounds // J. Magn. Magn. Mater. 2007. V. 314. P. 16–20.

  8. Cwik J. Effect of partial Gd substitution on the magnetic and magnetocaloric properties in Dy–Ho–Gd–Co multicomponent compounds // Phys. Status Solidi B. 2013. V. 250. № 9. P. 1926–1931.

  9. Rodriguez-Carvajal J. Resent advances in magnetic structure determination by neutron powder diffraction // Physica B. 1993. V. 192. P. 55–69.

  10. Andreev A.V., Gorbunov D.I., Sebek J., Neznakhin D.S. Influence of Co on the magnetism of HoFe5Al7 // J. Alloys Compd. 2018. V. 731. P. 135–142.

  11. Gorbunov D.I., Andreev A.V., Neznakhin D.S., Henriques M.S., Sebek J., Skourski Y., Danis S., Wosnitza J. Magnetic properties of DyFe5 –xCoxAl7: Suppression of exchange interactions and magnetocrystalline anisotropy by Co substitution // J. Alloys Compd. 2018. V. 741. P. 715–722.

  12. Anikin M.S., Tarasov E.N., Kudrevatykh N.V., Neznakhin D.S., Semkin M.A., Selezneva N.V., Andreev S.V., Zinin A.V. Magnetic and magneto-thermal properties of ferrimagnetic alloys (Er1 –xYx)(Co0.84Fe0.16)2 and their dependence on the orientations of resultant and sublattice magnetizations // J. Phys.: Condens. Matter. 2021. V. 33. P. 275801.

  13. Аникин М.С., Тарасов Е.Н., Незнахин Д.С., Сёмкин М.А., Селезнёва Н.В., Андреев С.В., Рагозина М.В., Зинин А.В. Магнитные и магнитокалорические свойства соединений Ho1 –xYx(Co0.84Fe0.16)2 // ФТТ. 2021. V. 63. № 11. P. 1795–1800.

  14. Brommer P.E., Dubenko I.S., Franse J.J.M., Levitin R.Z., Markosyan A.S., Radwański R.J., Snegirev V.V., Soko-lov A.V. Field-induced noncollinear magnetic structures in Al-stabilized RCo2 Laves phases // Physica B. 1993. V. 183. P. 363–368.

  15. Brommer P.E., Dubenko I.S., Franse J.J.M., Kayzel F., Kolmakova N.P., Levitin R.Z., Markosyan A.S., Soko-lov A.Yu. Phase transitions induced by magnetic field in ferrimagnets with one unstable magnetic subsystem // Physica B. 1995. V. 211. P. 155–268.

  16. Hauser R., Kussbach C., Grossinger R., Hilscher G., Arnold Z., Kamarad J., Markosyan A.S., Chappel E., Chouteau G. On the metamagnetic state in Er1 –xTxCo2 (T = Y, Tm) compounds // Physica B. 2001. V. 294–295. P. 182–185.

  17. Kilcoyne S.H. The evolution of magnetic correlations and onset of magnetic order in Y(Co1 – xFex)2 // Physica B. 2000. V. 296–298. P. 660–661.

  18. Neves Bez H., Yibole H., Pathak A., Mudryk Y., Pecharsky V.K. Best practices in evaluation of the magnetocaloric effect from bulk magnetization measurements // J. Magn. Magn. Mater. 2018. V. 458. P. 301–309.

  19. Anikin M.S., Tarasov E.N., Kudrevatykh N.V., Semkin M.A., Volegov A.S., Inishev A.A., Zinin A.V. Features of Magnetocaloric Effect in Er(Co-Fe)2 Laves phases // in IV Sino-Russian ASRTU Symposium on Advanced Materials and Materials and Processing Technology, KnE Materials Science. 2016. V. 2016. P. 5–10.

  20. Андреенко А.С., Белов К.П., Никитин С.А., Тишин А.М. Магнитокалорические эффекты в редкоземельных магнетиках // Успехи физ. наук. 2018. V. 458. P. 301–309.

  21. Gerasimov E.G., Inishev A.A., Mushnikov N.V., Terentev P.B., Gaviko V.S., Anikin M.S. Magnetocaloric effect, heat capacity and exchange interactions in nonstoichiometric Er0.65Gd0.35Co2Mnx compounds // Intermetallics. 2022. V. 140. P. 107386.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика металлов и металловедение

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал