Физика металлов и металловедение, 2022, T. 123, № 6, стр. 579-587

1. ВВЕДЕНИЕ. ОСНОВНЫЕ АНОМАЛИИ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ FeRh

Интерес к исследованию сплава FeRh не ослабевает в течение нескольких десятилетий благодаря наличию в нем фазового перехода 1-го рода между антиферромагнитным (АФМ) и ферромагнитным (ФМ) упорядочением при критической температуре T_tr ~ 320–370 K [1–5]. Фазовый переход АФМ–ФМ в FeRh сопровождается не только скачкообразным изменением намагниченности $\Delta M,$ но также увеличением размера элементарной ячейки ${{{{\Delta }}a} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\Delta }}a} a}} \right. \kern-0em} a} \approx 0.01$) [6], значительными изменениями электросопротивления [1, 5]. В окрестности АФМ–ФМ перехода наблюдаются аномально большие значения магнитострикции [7, 8], магнитосопротивления [9, 10], эластокалорического [11] и магнитокалорического эффектов [12, 13]. Исследования показали, что температурные интервалы существования АФМ и ФМ состояний и критическая температура (T_tr) в сплавах на основе FeRh могут быть изменены в широких пределах путем приложения внешнего давления [6, 14], а также малыми замещениями железа или родия атомами других d-металлов [10, 15–17]. В связи с перспективами практического использования сплавов на основе FeRh не только в целях магнитного охлаждения, но и в устройствах магнитной записи, в последние годы проводятся интенсивные исследования динамики природы АФМ–ФМ-перехода различными методами. Основные результаты исследований по изучению магнитных и магнитотепловых свойств сплавов FeRh представлены в недавно опубликованном обзоре [5].

Наш интерес к сплавам FeRh связан с особенностью механизма метамагнитного перехода АФМ–ФМ. В начале 1960-х гг. возникла дискуссия о влиянии параметра решетки ${{{{\Delta }}a} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\Delta }}a} a}} \right. \kern-0em} a}$ на фазовый переход АФМ–ФМ в сплавах FeRh после предположения Киттеля о том, что увеличение параметра решетки при фазовом переходе связано с инверсией обменной энергии при определенном значении этого параметра. Авторы [18] и [19] считают, что наблюдаемого увеличения параметра решетки ${{{{\Delta }}a} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\Delta }}a} a}} \right. \kern-0em} a} \approx 0.01$ [6] вполне достаточно для таких изменений. Однако имеются публикации, в которых такой обменно-стрикционный механизм перехода АФМ–ФМ в FeRh подвергается сомнению. Например, авторы [20, 21] сообщили результаты изучения этих сплавов методами фемтосекундной оптики. Оказалось, что изменения в их спиновой структуре при АФМ–ФМ-переходе опережают изменения в атомной структуре. Если бы атомно-структурный переход был причиной метамагнитного перехода, то следовало ожидать обратной последовательности указанных изменений. Это означает, что в теории перехода АФМ–ФМ в сплавах FeRh остается много проблем и любой новый подход к их разрешению может оказаться полезным.

Такой подход, отличный от общепринятых, предложен в нашей работе. Он основан на качественных предположениях о свойствах 3d- и 4d-электронов в сплавах FeRh, способных объяснить для начала две аномалии в их магнетизме. Одна – это отсутствие магнитных моментов 4d-электронов в низкотемпературной АФМ-фазе и их появление в высокотемпературной ФМ-фазе. Вторая – это радикальная перестройка спиновой структуры 3d- и 4d-электронов, которая является причиной изменения параметра решетки ${{{{\Delta }}a} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\Delta }}a} a}} \right. \kern-0em} a} \approx 0.01$ при АФМ–ФМ-переходе. Обычно для обоснования сделанных предположений привлекаются первопринципные расчеты. Поскольку известные нам данные таких расчетов [22–25] оказались для этого недостаточными, мы использовали другой подход. Он состоит в том, чтобы предсказать новые свойства сплавов FeRh, которые могут быть следствием вышеупомянутых предположений, и проверить справедливость полученных предсказаний экспериментально. Экспериментальное подтверждение предсказаний теории всегда считали основным показателем ее качества.

В разд. 2 анализируется предположение о погружении 4d-полосы электронов Rh под уровень Ферми на глубину, обеспечивающую ее полное заполнение при температуре T = 0 K. Это предположение обеспечивает компенсацию спинов 4d-электронов в низкотемпературной АФМ-фазе сплава FeRh и появление нескомпенсированных 4d-спинов в его высокотемпературной ФМ-фазе. Значительную часть разд. 2 составляет обсуждение магнитных свойств сплава FeRh, связанных с этим предположением. Результаты экспериментальной проверки предсказываемых свойств приведены в разд. 4. В разд. 3 анализируется предположение о существовании двух пространственных распределений 3d- и 4d-электронов, совместимых с одной атомной структурой сплава FeRh. Эти распределения в тексте статьи для краткости названы однородным и неоднородным. Неоднородное распределение соответствует низкотемпературной АФМ-фазе сплава FeRh, а однородное – его ФМ-фазе. Совместимость этих двух электронных распределений с одной атомной структурой позволяет объяснить слабое изменение параметра кристалла ${{{{\Delta }}a} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\Delta }}a} a}} \right. \kern-0em} a} \approx 0.01$ при АФМ–ФМ-переходе. Анализ других свойств неоднородного и однородного распределений электронов позволил предсказать существование локальных магнитных моментов 3d-электронов ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}}.$ Их косвенное взаимодействие через парамагнитные спины может обеспечить АФМ-упорядочение в низкотемпературной фазе FeRh. Экспериментальные результаты, подтверждающие существование моментов ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}},$ приведены в разд. 4. Полученные результаты обсуждаются в заключительном разд. 5.

2. МОДЕЛЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО СПЕКТРА ДЕЛОКАЛИЗОВАННЫХ 3d-ЭЛЕКТРОНОВ Fe И 4d-ЭЛЕКТРОНОВ Rh

Считается, что магнитные свойства кристаллических веществ определяются спиновыми моментами электронов [26, 27]. Их обменное упорядочение, как правило, удается описать в простой модели локализованных электронов, в которой пренебрегают междоузельными переходами. Спектр таких электронов должен состоять из дискретных уровней, как в изолированных атомах. Эквивалентность узлов кристаллической решетки делает этот спектр вырожденным по координатам узлов r_j, которые являются квантовыми числами таких локализованных состояний. Упорядочение спинов определяется их обменным взаимодействием V_ex. Отрицательные значения обменной энергии обеспечивают ФМ-упорядочение. Упорядочение АФМ-типа реализуется, если преобладают слагаемые с положительными обменными параметрами. Это означает, что АФМ–ФМ-фазовый переход в модели локализованных электронов требует изменений в атомной структуре вещества.

Мы предлагаем использовать для описания АФМ–ФМ-перехода в FeRh альтернативный подход, основанный на модели делокализованных электронов. Эта модель учитывает переходы электронов между узлами кристаллической решетки с разными ${{{\mathbf{r}}}_{j}},$ что превращает квазиатомные уровни в полосы Блоха с непрерывным спектром $\varepsilon \left( {\mathbf{q}} \right)$ [28] (q – волновой вектор в зоне Бриллюэна).

На рис. 1а представлены предполагаемые плотности состояний 3d- и и 4s-электронов Fe для проекций спинов $\sigma = \pm \frac{1}{2}.$ Зона 3d-электронов Fe расщеплена на две подзоны для электронов с различным направлением спинов. Зона 4s-электронов Fe одинакова для направлений спинов вверх и вниз.

Рис. 1.

Предполагаемые плотности состояний s- и d‑электронов чистых Fe и Rh: (а) – плотности состояний 3d- и 4s- электронов Fe, 3d-зоны железа расщеплены обменным взаимодействием $\Delta {{E}_{{{\text{ex}}}}};$ (б) – плотности состояний 4d- и 5s-электронов Rh, 4d-зоны родия шириной $\Delta $ незначительно расщеплены обменным взаимодействием и погружены под уровень Ферми на глубину $\delta .$

На рис. 1б представлены плотности состояний 4d- и 5s-электронов Rh для проекций спинов $\sigma = \pm \frac{1}{2}.$ Картина для 4d-зоны предполагается качественно другой и соответствует “погружению” 4d-полосы шириной $\Delta $ на глубину $\delta $ под уровень Ферми ${{\varepsilon }_{{\text{F}}}}.$ Этот спектр реализуется при слабом обменном расщеплении $\Delta {{E}_{{{\text{ex}}}}}$ по спиновому квантовому числу $\sigma = \pm \frac{1}{2},$ удовлетворяющему условию:

Противоположное условие $\Delta {{E}_{{{\text{ex}}}}} > \delta $ соответствует обменному расщеплению, при котором хотя бы часть 4d-полосы со спином $\sigma = - \frac{1}{2}$ оказывается выше ${{\varepsilon }_{{\text{F}}}},$ как показано на рис. 1а.

Тепловое размытие уровня Ферми обеспечивает появление электронов с энергией $\varepsilon \left( {\mathbf{q}} \right) > {{\varepsilon }_{{\text{F}}}}$ и свободных состояний (дырок) с энергией $\varepsilon \left( {\mathbf{q}} \right) < {{\varepsilon }_{{\text{F}}}}.$ Концентрация таких дырок в 4d-полосе (${{c}_{{\text{h}}}}$) достигает заметных значений при температурах:

Поскольку дыркам соответствуют состояния с нескомпенсированным спином, то их появление должно влиять на магнитные свойства 4d-электронов. Это влияние зависит от расстояния ${{\rho }_{{\text{h}}}}$ между ними:

При низких температурах, соответствующих условию:

обменное взаимодействие $({{V}_{{{\text{ex}}}}})$ с радиусом действия ${{\rho }_{{{\text{ex}}}}}$ не может влиять на магнитные свойства 4d-электронов. Это означает, что состояние 4d-электронов при условии (4) соответствует парамагнетизму Паули с температурно-независимой магнитной восприимчивостью ${{\chi }_{{\text{p}}}}$ [28]. Условие ${{\chi }_{{\text{p}}}} = {\text{const}}$ является следствием компенсации температурного роста ${{c}_{{\text{h}}}}\left( T \right)\sim {{k}_{{\text{B}}}}T$ падением ${{\chi }_{{\text{p}}}}$ по закону Кюри:

Уменьшение ${{\rho }_{{\text{h}}}}\left( T \right)$ с ростом температуры накладывает ограничения на условие применимости неравенства (4). Противоположное неравенство:

обеспечивает включение обменного взаимодействия ФМ типа между нескомпенсированными дырками в 4d-полосе. Однако их ФМ упорядочение может не реализоваться из-за условий (1) и (2):

Неравенство (7) означает, что обменное упорядочение спинов дырок в 4d-полосе слабее теплового разупорядочения, поэтому 4d-спины остаются парамагнитными при любых температурах. Однако температурная зависимость ${{\chi }_{{\text{p}}}}\left( T \right)$ (5) для Rh может измениться, поскольку закон Кюри в условиях обменного взаимодействия ФМ-типа сменяется законом Кюри–Вейсса [26]:

Обоснование применимости закона Кюри–Вейсса для коллективизированной электронной модели, как и вычисление в явном виде зависимости ${{T}_{{\text{C}}}}\left( {{{c}_{{\text{h}}}}\left( T \right)} \right),$ не является целью данной работы и принимается чисто феноменологически. Неравенство (7) обеспечивает также условие парамагнетизма 4d-спинов ${{T}_{{\text{C}}}}\left( {{{c}_{{\text{h}}}}\left( T \right)} \right) < T.$ Экспериментальные данные по температурной зависимости ${{\chi }_{{\text{p}}}}\left( T \right)$ чистого Rh приведены в [29]. Возможности формирования ФМ упорядочения 4d-спинов Rh в сплавах FeRh обсуждаются в следующем разделе.

3. УСЛОВИЯ АФМ УПОРЯДОЧЕНИЯ 3d-СПИНОВ Fe В СПЛАВАХ FeRh

Приведенные на рис. 1 схемы плотности состояний d- и s-электронов позволяют качественно описать различия в магнитных свойствах чистых Fe и Rh. При этом важно учесть обменное взаимодействие между их спинами и тепловое возбуждение дырок с нескомпенсированным спином в 4d-полосе.

Существование фазового перехода АФМ–ФМ при $T = {{T}_{{{\text{tr}}}}} \approx 370\,\,{\text{K}}$ в сплавах FeRh требует дополнительных усложнений в математическом описании магнитных свойств спинов 3d- и 4d-электронов. В самом простом варианте такого описания мы учли обменное взаимодействие между 3d- и 4d-спинами в термодинамическом потенциале ${{\Phi ,}}$ зависящем от намагниченностей ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}}$ 3d-спинов железа и ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}}$ 4d-спинов родия:

Формула (9) учитывает в разложении ${{\Phi }}$ квадратичные по степени ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}}$ и ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}}$ слагаемые в АФМ фазе сплава FeRh. Первое слагаемое в (9) описывает зависимость ${{\Phi }}$ от АФМ вектора L_Fe = = M₁ – M₂, где ${{{\mathbf{M}}}_{1}}$ и ${{{\mathbf{M}}}_{2}}$ – намагниченности спиновых подрешеток [26, 27]. Нам потребуется зависимость ${{\Phi }}$ только от вектора ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}} = {{{\mathbf{M}}}_{1}} + {{{\mathbf{M}}}_{2}},$ поэтому явный вид Φ(L_Fe) для нас не имеет значения. Второе слагаемое в (9) ответственно за рост обменной энергии 3d-спинов железа при искажениях АФМ-порядка. Ее минимум при ${{J}_{{33}}} > 0$ соответствует значению ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}} = 0.$ Третье слагаемое в (9) – обменная энергия 4d-спинов родия. Она определяется дырками с нескомпенсированными спинами в 4d-полосе, связанными с тепловым возбуждением 4d-электронов, поэтому параметр ${{J}_{{44}}}$ зависит от T. Условие ${{J}_{{44}}}\left( T \right) > 0$ означает, что минимум этой энергии соответствует парамагнитному состоянию 4d-спинов при всех T. Эквивалентом неравенству ${{J}_{{44}}}\left( T \right) > 0$ является условие:

Последнее слагаемое в (9) – энергия обменного взаимодействия 3d- и 4d-спинов, которая может обеспечить неустойчивость АФМ состояния спинов, при условии ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}} = 0$ и ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}} = 0.$

В формуле (9) отсутствует часть ${{\Phi ,}}$ описывающая взаимодействие магнитных моментов ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}}$ и ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}}$ с магнитным полем ${\mathbf{H}}.$ Магнитные свойства FeRh в АФМ-фазе в поле ${\mathbf{H}}$ обсуждаются в разделе 4. Однако одно из этих свойств не зависит от ${\mathbf{H}}.$ Это потеря устойчивости АФМ-фазы при температуре $T = {{T}_{{{\text{tr}}}}}.$ Использование этого условия для оценки параметров ${{J}_{{33}}},$ ${{J}_{{44}}}$ и ${{J}_{{34}}}$ – предмет обсуждения текущего раздела статьи.

Условие потери устойчивости АФМ фазы удается записать в явном виде, используя условие минимума ${{\Phi }}$ (9) по ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}},$ позволяющее связать переменные ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}}$ и ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}}$:

Соотношение (11) позволяет записать ${{\Phi }}$ (9) в виде функции одной переменной ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}}{\text{:}}$

При $Q\left( T \right) > 0$ минимуму в (12) соответствует АФМ состояние с равновесными значениями ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}} = 0$ и ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Rh}}}}} = 0.$ АФМ состояние теряет устойчивость при температуре $T = {{T}_{{{\text{tr}}}}},$ которая является корнем уравнения:

Формула (13) позволяет оценить параметры ${{J}_{{33}}},$ ${{J}_{{44}}}$ и ${{J}_{{34}}}$ по имеющимся для сплавов FeRh экспериментальным данным и модельным предположениям об их электронной структуре. Мы использовали два таких предположения. Одно из них соответствует пространственному распределению плотности 3d- и 4d-электронов, сохраняющему трансляционную симметрию атомной структуры сплава FeRh. Мы будем называть его для краткости однородным распределением. Вторую из обсуждаемых электронную структуру мы будем называть неоднородной. Возможность существования неоднородных структур в распределении 3d-электронов Fe и 4d-электронов Rh обсуждали ранее авторы [30–32].

4. ТЕМПЕРАТУРНАЯ И ПОЛЕВАЯ ЗАВИСИМОСТИ МАГНИТНОЙ ВОСПРИИМЧИВОСТИ СПЛАВОВ FeRh В АФМ ФАЗЕ

Отсутствие температурной зависимости магнитной восприимчивости $\chi \left( T \right)$ при нулевой энергии анизотропии считается отличительной особенностью АФМ упорядочения [26, 27]. Предлагаемая модель электронной структуры сплавов FeRh обеспечивает сосуществование двух механизмов температурной зависимости $\chi \left( T \right).$ Один из них определяет зависимость ${{\chi }_{{\text{p}}}}\left( T \right)$ (8) парамагнитных 4d-спинов Rh. Эта зависимость обусловлена обменным взаимодействием между дырками в 4d-полосе, возбужденных тепловым движением.

Второй механизм зависимости $\chi \left( T \right)$ связан с намагничиванием 3d-спинов Fe в АФМ фазе внешним магнитным полем $H.$ Их намагниченность ${{{\mathbf{M}}}_{{{\text{Fe}}}}}\left( T \right)$ определяется условием минимума термодинамического потенциала:

В (27) учтено, что вдали от фазового перехода АФМ–ФМ в потенциале ${{\Phi }}\left( T \right)$ (9) можно ограничиться вторым слагаемым, ответственным за деформацию АФМ упорядочения магнитных моментов ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}}$ (20). Минимум ${{\Phi }}\left( {T,~H} \right)$ (27) достигается при

Обменный параметр ${{J}_{{33}}}\left( T \right)$ определяет косвенное взаимодействие моментов ${{M}_{{{\text{Fe}}}}}\left( T \right)$ через парамагнитные спины других электронов. При низких температурах $T \ll {\delta \mathord{\left/ {\vphantom {\delta {{{k}_{{\text{B}}}}}}} \right. \kern-0em} {{{k}_{{\text{B}}}}}}$ полоса 4d-электронов полностью заполнена (рис. 1а), поэтому 4d-электроны не могут участвовать в косвенном взаимодействии моментов ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}}.$ Такая возможность у них появляется с ростом температуры, стимулирующей появление подвижных дырок в 4d-полосе. Это позволяет записать формулу для ${{J}_{{33}}}\left( T \right)$ в виде:

Из (8), (28) и (29) следует, что рост концентрации дырок ${{c}_{{\text{h}}}}\left( T \right)$ с ростом температуры определяет оба механизма температурной зависимости магнитной восприимчивости сплавов FeRh в АФМ фазе $\chi \left( T \right),$ предсказываемый предлагаемой моделью. В линейном приближении по c_h(T) формула для $\chi \left( T \right)$ может быть записана в виде:

Для экспериментального обнаружения этой зависимости были проведены магнитные измерения на магнитоизмерительном комплексе MPMS-XL7 с первичным преобразователем на основе СКВИДа (Quantum Design) на поликристаллическом образце сплава (Fe_0.9875Ni_0.0125)_0.49Rh_0.51 (рис. 2). Образец имел форму параллелепипеда с линейными размерами $2 \times 2 \times 6$ мм. Поле прикладывали вдоль длинной стороны образца. Способ получения и аттестация образца подробно описан в [10].

Рис. 2.

Температурная зависимость магнитной восприимчивости ${M \mathord{\left/ {\vphantom {M H}} \right. \kern-0em} H}$ образца FeRh в температурной области $T < {{T}_{{{\text{tr}}}}}$ в магнитном поле 3 кЭ. Штриховая кривая – результаты аппроксимации экспериментальных данных функцией вида (32). Вертикальными отрезками отмечена погрешность измерений, полученная методом наименьших квадратов. На вставке сверху – температурная зависимость намагниченности $M$ при нагреве в поле 3 кЭ, внизу – характерный вид полевой зависимости намагниченности $M$ образца при $T = 250\,{\text{K}} < {{T}_{{{\text{tr}}}}}.$

Определенная по первой производной ${{dM} \mathord{\left/ {\vphantom {{dM} {dT}}} \right. \kern-0em} {dT}}$ величина ${{T}_{{{\text{tr}}}}}$ образца составила ~283 K в поле 3 кЭ, что хорошо согласуется с литературными данными [10, 17]. Характерный вид полевой зависимости намагниченности M(H) образца ниже температуры перехода АФМ–ФМ приведен на нижней вставке на рис. 2. Метод наименьших квадратов позволяет описать эту зависимость аналитической формулой вида:

Из (32) следует, что $M\left( {T,0} \right) = 0$ с точностью до погрешности измерений. Это означает отсутствие ферромагнитных включений в исследуемом образце сплава в АФМ-фазе, возможность появления которых обсуждали в [34].

Штриховой линией на рис. 2 показан результат подгонки экспериментальных данных аналитической кривой вида (32) при значениях

Данные магнитных измерений позволяют также оценить и величину $\nu $ в формуле (20). Для этого формулу (28) для ${{M}_{{{\text{Fe}}}}}\left( {T,H} \right)$ удобно записать в виде:

Здесь ${{H}_{{\text{E}}}}$ – обменное поле, ${{M}_{0}}$ – намагниченность подрешетки двухподрешеточного антиферромагнетика.

Для оценки M₀ мы использовали следующую формулу:

В (37) учтено, что ${{\mu }_{{{\text{Fe}}}}} = 3{{\mu }_{{\text{B}}}}$ и ${{\mu }_{{{\text{Rh}}}}} = 1{{\mu }_{{\text{B}}}},$ поэтому намагниченность 3d-спинов в ФМ-фазе связана с ${{M}_{{\text{S}}}}$ соотношением ${{M}_{{3d}}} = {3 \mathord{\left/ {\vphantom {3 {4{{M}_{{\text{S}}}}}}} \right. \kern-0em} {4{{M}_{{\text{S}}}}}}.$ Оценка ${{M}_{0}} = {{{{M}_{{3d}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{M}_{{3d}}}} 2}} \right. \kern-0em} 2}$ соответствует условию, при котором все 3d-спины участвуют в формировании АФМ-порядка. Поскольку ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}}$ определяются только частью атомов Fe, то оценку (37) для ${{M}_{0}}$ следует считать завышенной. С этой оговоркой следует принимать оценку для поля:

Удобство оценки (38) в том, что величины ${{M}_{{\text{S}}}}$ и ${{M}_{{{\text{Fe}}}}}\left( {T,H} \right)$ измеряются экспериментально одним и тем же методом. В наших экспериментах отношение ${{{{M}_{{{\text{Fe}}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{M}_{{{\text{Fe}}}}}} {{{M}_{{\text{S}}}}}}} \right. \kern-0em} {{{M}_{{\text{S}}}}}} \cong 0.003$ при $H = 3$ кЭ (вставка на рис. 2), что дает для ${{H}_{{\text{E}}}}$ оценку

Это позволяет записать обменную энергию момента ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}}$ (20) в АФМ-фазе в виде:

который содержит только один варьируемый параметр $\nu .$ Поскольку энергия $\left| {{{V}_{{{\text{ex}}}}}} \right|$ должна превышать тепловую энергию при температуре АФМ–ФМ перехода ${{T}_{{{\text{tr}}}}} = 283$ K и быть ниже тепловой энергии при температуре Кюри сплава FeRh (${{T}_{{\text{C}}}} \approx 600$ K), то для $\nu $ получается оценка

которая была использована при получении оценок обменных параметров ${{J}_{{33}}}$ (21) и ${{J}_{{34}}}$ (26).

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Предлагаемое в этой статье описание магнитных свойств сплавов FeRh основано на двух предположениях о свойствах 3d-электронов Fe и 4d‑электронов Rh:

(I) предположение о погружении 4d-полосы под уровень Ферми на глубину, обеспечивающую ее полное заполнение при температуре T = 0 K;

(II) предположение о существовании двух типов пространственных распределений 3d- и 4d-электронов – однородного, совпадающего по структуре с атомным распределением в сплаве FeRh, и неоднородного, с 3d- и 4d-сверхструктурами по отношению к атомной структуре сплава FeRh.

Если эти сверхструктуры, имеющие одинаковую длину волны, находятся в противофазе, то пространственное распределение суммарного электрического заряда будет близко к атомному, то есть к однородному распределению.

Мы надеемся, что анализ других возможных свойств FeRh позволит выявить те из них, которые являются следствиями предположений (I) или (II). Экспериментальное обнаружение предсказанных свойств сплавов FeRh стало бы наиболее надежным обоснованием этих предположений.

В данной работе для обоснования предположения (I) было предложено использовать температурную зависимость магнитной восприимчивости АФМ-фазы FeRh ${{\chi }_{{{\text{AF}}}}},$ обусловленную термическими возбуждениями электронов из 4d-полосы. Основанием для такого решения было отсутствие температурной зависимости у парамагнитной восприимчивости Паули и поперечной магнитной восприимчивости обычных антиферромагнетиков [26]. Наши экспериментальные данные подтвердили зависимость ${{\chi }_{{{\text{AF}}}}}\left( T \right),$ но только вблизи температуры перехода АФМ–ФМ. При этих температурах на ${{\chi }_{{{\text{AF}}}}}\left( T \right)$ могут оказывать сильное влияние процессы, ответственные за разрушение сверхструктур 3d- и 4d-электронов. Отсутствие данных о механизмах этих процессов не позволило нам выделить их вклад в наблюдаемую зависимость ${{\chi }_{{{\text{AF}}}}}\left( T \right)$ и оценить положение 4d-полосы относительно уровня Ферми.

Более удачным оказалось использование температурной зависимости магнитной восприимчивости от магнитного поля H. Она позволила оценить величину обменного поля ${{H}_{{\text{E}}}}$ (39), ответственного за антипараллельную ориентацию спиновых подрешеток. Знание ${{H}_{{\text{E}}}},$ в свою очередь, позволило оценить локальные магнитные моменты 3d-электронов Fe ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}}$ (20), определяющие АФМ-упорядочение в FeRh. Неравенство ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}} > 3{{\mu }_{{\text{B}}}},$ которое следует из соотношений (40) и (41), является экспериментальным доказательством существования сверхструктуры в FeRh. В обосновании предположения (II), позволившего предсказать существование ${{\mu }_{{{\text{loc}}}}},$ состоит основной результат нашей работы.

Работа выполнена в рамках государственного задания Минобрнауки России (тема “Квант” (“Quantum”), номер госрегистрации АААА-А18-118020190095-4).