Физика металлов и металловедение, 2022, T. 123, № 4, стр. 430-435

ВВЕДЕНИЕ

Сохраняющийся на сегодняшний день интерес к изучению материалов с фазовыми переходами (ФП) I рода связан не только с перспективами их практического применения, но и фундаментальными аспектами, относящимися к исследованию природы взаимосвязи их магнитного и электронного состояний, и кристаллической структуры [1]. Одними из таких интересных явлений с прикладной точки зрения является магнетосопротивление и калорические эффекты, наблюдаемые в материалах с ФП I рода. Семейство сплавов на основе Fe–Rh является наиболее удобным модельным объектом для изучения природы магнитных фазовых переходов I рода, благодаря их простой кристаллической структуре, температурам фазовых переходов, близким к комнатным, и высоким значениям обнаруженных в них магнитокалорического [2, 3], барокалорического [4] и эластокалорического эффектов [5]. Сплавы Fe_{1 –x}Rh_x (Fe–Rh) c концентрацией x близкой к эквиатомной имеют кристаллическую структуру B2 с объемно-центрированной кубической решеткой ОЦК (тип CsCl) и демонстрируют метамагнитный переход из антиферромагнитного (АФМ) в ферромагнитное (ФМ) состояние, при котором происходит изотропное расширение кристаллической решетки на ∆V/V ~ ~ 1% без изменения ее симметрии [6].

Для изучения материалов с магнитными фазовыми переходами наиболее широко применяются магнитометрические и калориметрические методы, связанные с измерениями намагниченности и теплоёмкости при различных значениях приложенного внешнего магнитного поля [7, 8]. В настоящее время одним из наиболее распространенных инструментов для исследования намагниченности материалов является вибрационный магнитометр, впервые сконструированный в 60-х гг. XX в. Фонером [7]. А самым быстрым способом определения величины изобарной теплоемкости вещества в широком диапазоне температур является метод дифференциальной сканирующей калориметрии [8].

Одной из ключевых проблем в исследовании материалов с ФП I рода является их чувствительность к примесным фазам и дефектам, которые в итоге влияют на параметры ФП (ширина и площадь гистерезиса, температура перехода). С другой стороны, нестабильность микроструктуры и гистерезисные эффекты, наблюдаемые при воздействии циклических магнитных полей, значительно ограничивают возможности их применения в качестве рабочих тел для систем магнитного охлаждения. Влияние микроструктуры на магнитные и магнитокалорические свойства сплава Fe–Rh было изучено в работах [4, 9].

В связи с этим для исследования кинетики ФП активно применяют альтернативные классическим методам экспериментальные подходы, такие как магнитно-силовая микроскопия, сканирующая холловская микроскопия, измерения ферромагнитного резонанса (ФМР) и др. [10–12].

Целью настоящей работы является исследование динамики фазового перехода и микромагнитной структуры материалов с ФП I рода на примере сплава Fe₄₉Rh₅₁ с использованием Керровской микроскопии, как одного из перспективных экспериментальных подходов, позволяющим в in situ режиме наблюдать за состоянием магнитной микроструктуры при ФП.

МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ

Широкопольный Керр-микроскоп хорошо зарекомендовал себя как наиболее универсальный и гибкий инструмент для исследования магнитных доменов. Метод основан на магнитооптическом эффекте Керра, т.е. на вращении плоскости поляризации линейно поляризованного света при отражении от непрозрачного магнитного образца, которое затем используют для формирования изображения магнитных доменов на поверхности образца (рис. 1). Типичный широкопольный микроскоп Керра основан на оптическом поляризационном отражающем микроскопе [13, 14].

Рис. 1.

Схематическое изображение хода лучей.

Различают три типа эффекта Керра на основе относительной ориентации света, плоскости падения, плоскости поляризации света и ориентации намагниченности на поверхности: продольный, полярный и поперечный. Продольный и полярный эффекты приводят к вращению плоскости поляризации света, тогда как поперечный приводит к изменению амплитуды, а не к вращению плоскости поляризации отраженного света. Вращение плоскости поляризации пропорционально компоненте намагниченности вдоль направления распространения падающего светового луча [14]. Таким образом, контраст максимален для доменов с противоположным направлением намагниченности и при падении света вдоль этого направления (в полярной конфигурации – перпендикулярно плоскости образца).

На рис. 2 представлена схема установки для проведения измерений в полярном (polar) режиме при включении внешнего in plane магнитного поля. Магнитное поле создается с помощью двух электромагнитов с регулируемыми сердечниками, позволяющими получить максимальное значение магнитного поля до 1 Тл.

Рис. 2.

Схема установки Керр-микроскопа для работы в полярном (polar) режиме: 1 – электромагнит, 2 – исследуемый образец, 3 – печь, 4 – термометр. k_in, k_refl – падающий и отраженный свет.

РЕЗУЛЬТАТЫ

С помощью Керр-микроскопа было проведено in situ наблюдение за температурной зависимостью магнитного контраста поверхности сплава Fe₄₉Rh₅₁ при нагревании и охлаждении, что позволяет определить температуры ФП из АФМ состояния в ФМ и наоборот (рис. 3, 4). Нагревание и охлаждение образца проводили со скоростью 1 К/мин. Все изображения поверхности были получены в 50-кратном увеличении в polar режиме, когда линейно поляризованный свет падает на поверхность образца под прямым углом (рис. 2) [14].

Рис. 3.

Температурная зависимость магнитного контраста поверхности сплава Fe₄₉Rh₅₁ при нагревании от 300 до 350 K. α'-phase – магнитная фаза, γ-phase – парамагнитная фаза. AFM – остаточная область антиферромагнитной фазы.

Рис. 4.

Температурная зависимость магнитного контраста поверхности сплава Fe₄₉Rh₅₁ при охлаждении от 350 до 300 K. α'-phase – магнитная фаза, γ-phase – парамагнитная фаза.

Как видно на рис. 3 и 4, отчетливо наблюдаются магнитная (яркость изображения меняется при фазовом переходе) и парамагнитная (области с неизменной яркостью) фазы.

Анализ изменения магнитного контраста показал, что в нулевом магнитном поле температура ФП из АФМ состояния в ФМ при нагревании происходит при температуре T_{N, нагр} = 323.5 K, а при охлаждении из ФМ в АФМ состояние при T_{N, охл} = 317 K (рис. 5). Ширина температурного гистерезиса при этом составила ΔT = 6.5 К. Стоит отметить, что заметные зародыши ФМ фазы на поверхности образца при нагревании наблюдаются уже при 318 К, а при температуре 350 К на поверхности все еще остается часть АФМ-фазы (рис. 3). Эти остаточные включения АФМ-фазы будут действовать как центры зародышеобразования при обратном ФМ–АФМ-переходе. Несмотря на то что глубина проникновения света в Керр-микроскопе около 20 нм и удается наблюдать эффекты, происходящие лишь на поверхности образца, наши результаты практически совпадают с данными, полученными другими методами. Согласно оценкам исследования температурной зависимости теплоемкости C(T)_H, проведенного с использованием стандартной релаксационной калориметрии (2-τ метод), температура T_{N, нагр} = 324 К соответствует прямому АФМ-ФМ переходу, наблюдаемому при нагреве в нулевом поле, а T_{N, охл} = = 316.5 K – обратному ФМ-АФМ переходу при охлаждении (температурный гистерезис ΔT = = 7.5 К) [9].

Рис. 5.

Интенсивность магнитного контраста на поверхности сплаваFe₄₉Rh₅₁ в нулевом магнитном поле. Увеличение 50×.

Для изучения кинетики фазового перехода сплава прикладывали внешнее in plane магнитное поле (рис. 2). При включении магнитного поля величиной 0.5 Тл температурный гистерезис смещается в область низких температур на 4 К (рис. 6). Наши результаты хорошо согласуются с экспериментальными данными, полученными в работах [9, 15]. В данных работах было показано, что температура магнитоструктурного фазового перехода линейно смещается в область низких температур на dT/dH = –8.5 K/Tл [9] и dT/dH = –7.2 K/Tл [15], соответственно. Также в polar режиме были получены изображения магнитных доменов α' фазы сплава Fe₄₉Rh₅₁ (рис. 7) при температуре 350 К, когда образец находится в ферромагнитном состоянии. Для визуализации доменов и повышения контраста выполняли следующую процедуру, известную как метод визуализации различий (difference imaging technique) [16]: к образцу прикладывают достаточное для насыщения магнитное поле (в нашем случае μ₀H = 0.4 Тл в плоскости). Затем внешнее магнитное поле выключают и получают изображения магнитных доменов на поверхности сплава.

Рис. 6.

Смещение температуры фазового перехода в магнитном поле 0.5 Тл.

Рис. 7.

(а) Полярные магнитные домены сплава Fe₄₉Rh₅₁ в ферромагнитном состоянии при температуре 350 К в нулевом магнитном поле; (б) увеличенное изображение участка с полярными доменами. α'-phase – магнитная фаза, γ‑phase – парамагнитная фаза. AFM – остаточная область антиферромагнитной фазы.

На рис. 7 отчетливо видна парамагнитная γ-фаза, окруженная полярными доменами магнитной α' фазы, имеющими неупорядоченный лабиринтообразный вид.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Было продемонстрировано, что метод широкопольной Керровской микроскопии позволяет провести детальное исследование магнитного фазового перехода сплава Fe₄₉Rh₅₁ в широком интервале температур и внешнего магнитного поля. Анализ полученных данных показал, что температура фазового перехода из АФМ в ФМ состояние происходит при 323.5 K, а обратный ФМ–АФМ-переход при 317 K. Температурный гистерезис линейно смещается в сторону низких температур на dT/dH = = –8 К/Tл. Полученные результаты хорошо согласуются с экспериментальными и теоретическими данными, что позволяет использовать Керровскую микроскопию как бесконтактный прямой метод исследования фазового перехода I рода в in situ режиме. Более того, этот метод позволяет обнаружить на поверхности образца различные дефекты и примесные фазы, которые непосредственно влияют на характер и поведение ФП, а также получить картину магнитных доменов на поверхности сплава.