Известия РАН. Серия физическая, 2023, T. 87, № 3, стр. 353-358

Материалы на основе RCo2 и RMnSi для твердотельного магнитного охлаждения

И. С. Терёшина 1*, Ю. А. Овченкова 1, Г. А. Политова 2, Н. Ю. Панкратов 1

1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования “Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова”
Москва, Россия

2 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт металлургии и материаловедения имени А.А. Байкова Российской академии наук
Москва, Россия

* E-mail: tereshina@physics.msu.ru

Поступила в редакцию 28.09.2022
После доработки 27.10.2022
Принята к публикации 25.11.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Разработаны высокоэффективные материалы для твердотельного магнитного охлаждения в области температур 120–280 К. Для этого были исследованы новые составы типа (R,R')(Co,T)2 и R(Mn,T)Si (T = Fe, Co, Al) и их гидриды с заметным по величине магнитокалорическим эффектом в области температуры Кюри. Выявлены основные закономерности поведения магнитокалорического эффекта в зависимости от состава.

ВВЕДЕНИЕ

Твердотельное магнитное охлаждение – это технология, основанная на магнитокалорическом эффекте (МКЭ), способная помочь снизить потребление энергии в мире, а также избежать использования такого экологически вредного хладагента, как фреон [1, 2]. Благодаря значительным усилиям, предпринимаемым учеными разных стран, в настоящее время созданы предпосылки для качественного прорыва в развитии данной технологии и применения ее в различных областях науки и техники [35].

Отметим особо, что современная биология, медицина и пищевая промышленность испытывают крайнюю необходимость в удобных в эксплуатации экономных, бесшумных, безопасных, безвибрационных, компактных холодильных установках для длительного хранения уникальных биоматериалов, вакцин, лекарственных и пищевых продуктов при строго определенной температуре, как правило, намного ниже комнатной. К большому сожалению, научное сообщество уделяет мало внимания материалам, демонстрирующим значительный по величине магнитокалорический эффект в области таких температур, что является большим пробелом. Именно поэтому данная работа направлена на изучение и разработку основ создания новых магнитных материалов, демонстрирующих высокие значения МКЭ в интервале температур 120–280 К.

Наиболее полезными материалами тут могут быть ферро- или ферримагнетики, функционирующие вблизи температуры Кюри (ТС) – перехода из магнитоупорядоченного в неупорядоченное состояние, поскольку именно в области фазового перехода наблюдается наибольший по величине магнитокалорический эффект. Существует и основное требование к магнитокалорическому материалу: при использовании его в конструкциях эффективных теплообменников в магнитных холодильных устройствах магнитокалорический материал должен демонстрировать большие величины изменения температуры и энтропии в достаточно широком диапазоне температур. Другими словами, магнитный или магнитоструктурный переход должен быть второго, а не первого рода, а магнитный гистерезис – отсутствовать. В противном случае, возможна структурная нестабильность и механическая усталость, что приведет к проблемам необратимости и недолговечности используемого материала. Соединения с магнитными фазовыми переходами второго рода не имеют гистерезиса и, как правило, демонстрируют широкие пики на температурной зависимости МКЭ.

При комнатной температуре основным функциональным материалом является гадолиний, который в настоящее время широко используется в прототипах магнитных холодильных устройств. Его магнитокалорический эффект (ΔT) равен 5 K при изменении магнитного поля µ0ΔH = 2 Тл (т.е. ΔT0ΔH составляет 2.5 К/Тл). Еще несколько соединений, а именно FeRh [6], Gd5(Ge,Si)4 [7], MnAs [8], La(Fe,Si)13 [9], а так же сплавы Гейслера [10] демонстрируют гигантский МКЭ вблизи комнатной температуры, однако для этих составов характерны магнитные фазовые переходы первого рода, что затрудняет их использование на практике.

В данной работе изучены и проанализированы магнитокалорические характеристики двух важнейших систем: соединений типа (R,R')(Co,T)2 со структурой фаз Лавеса, а также слоистых магнетиков с общей формулой R(Mn,T)Si, с атомами замещения (T = Fe, Co, Al) и с атомами внедрения (водородом).

ЭКСПЕРИМЕНТ И МЕТОДИКА ОБРАБОТКИ ДАННЫХ

Сплав TbCo2 и четыре системы на его основе Tb0.2Dy0.8 – xGdxCo2, Tb0.2Dy0.8 – xGdxCo1.9Al0.1, Tby(Dy0.5Ho0.5)1 – yCo2, Tby(Dy0.5Ho0.5)1 – yCo1.75Al0.25 были синтезированы в атмосфере гелия в дуговой электропечи с использованием нерасходуемого W электрода, циркониевого гетра и медного водоохлаждаемого пода. Исходные навески металлов помещались в камеру вакуумной дуговой электропечи на медный водоохлаждаемый поддон; камера герметизировалась и откачивалась вакуумным и диффузионным насосами до остаточного давления 0.1 МПа, после чего заполнялась гелием. Синтез соединений проводился прямым сплавлением и таким образом исключались побочные примесные эффекты. Каждый сплав был переплавлен трижды. Последующий отжиг при 800°С в течение одного месяца в запаянных вакуумированных кварцевых ампулах обеспечивал получение высококачественных образцов.

Сплав GdMnSi и две системы на его основе GdMn1 –xFexSi и GdMn1 –xCoxSi были получены дуговой плавкой в атмосфере чистого аргона. Чистота исходных компонентов не хуже 99.9%. Методика синтеза образцов подробно описана в работе [11].

Гидрирование двух составов GdFeSi и TbCo2 проводилось прямой реакцией исходных образцов с газом H2 высокой чистоты, полученным при разложении дигидрида титана TiH2. Для приготовления гидрида GdFeSi-H навеску 0.6 г помещали в металлическую реакционную камеру объемом около 6 см3 аппарата для синтеза типа Зиверта. Перед началом абсорбции водорода образец термически активировали в высоком вакууме 10–4 Торр при 250°С в течение 2 ч. После охлаждения образца до комнатной температуры в реакционную трубку вводили газообразный водород чистотой 5N под давлением 10 бар, затем образец нагревали до 150°C и оставляли при этой температуре на 20 ч. После снижения температуры до комнатной образец оставляли под давлением водорода на следующие 2–3 дня для достижения равновесия и завершения реакции. Количество поглощенного водорода рассчитывали волюметрическим методом. Используемый метод позволил получить гидрид GdFeSiH1. Подробности и особенности процедуры гидрирования соединения TbCo2 изложены в работе [12]. Точность определения концентрации водорода составляет 0.05 ат. Н/форм. ед. Были получены гидриды TbCo2H2 и TbCo2H2.4.

Все полученные исходные сплавы (до и после отжигов), а также их гидриды были аттестованы с помощью рентгеноструктурного и микроструктурного анализа.

Магнитокалорический эффект был измерен на установке MagEq MMS 901. Данная установка предназначена для измерения прямым методом адиабатического изменения температуры (ΔTад), вызванного изменением магнитного поля (µ0ΔH). Измерения проводились как в автоматическом, так и в ручном режимах. Величина внешнего магнитного поля могла изменяться от 0 до 1.8 Tл при установленной скорости изменения поля от 0.25 до 4.7 Tл/c и в интервале температур от 80 до 360 K. При этом точность определения изменения температуры составляла 0.05 K.

Намагниченность образцов измерялась с помощью стандартного оборудования PPMS-7. Изменение магнитной части энтропии вычислялось путем интегрирования полевых зависимостей намагниченности в соответствии с соотношением Максвелла:

(1)
$\Delta {{S}_{M}} = \int\limits_0^H {{{{\left( {\frac{{\partial M}}{{\partial T}}} \right)}}_{H}}dH} .$

Температура Кюри определялась термодинамическим методом Аррота–Белова.

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Известно [13], что температура Кюри соединений RCo2 колеблется в достаточно широкой области от ∼400 К (для соединения GdCo2) до ∼4 К (для соединения TmCo2). Используя атомы замещения или внедрения можно осуществлять “настройку” температуры Кюри на заданные значения. Для выбранного нами температурного интервала (120–280 К) среди RCo2 наибольший интерес представляют составы TbCo2 (TC = 230 K, магнитный фазовый переход II рода) и DyCo2 (TC = 135 K, магнитный фазовый переход I рода). Магнитокалорический эффект (ΔT) в TbCo2 и DyCo2 равен ~2 и 4.5 К при изменении магнитного поля µ0ΔH = 2 Тл соответственно [1]. Если влияние атомов замещения на МКЭ для соединений TbCo2 и DyCo2, а также для системы (Tb,Dy)Co2 достаточно хорошо изучено как экспериментально [14], так и теоретически [15], то влияния атомов внедрения, таких как водород, практически не исследовалось. Ранее в работе [16] были исследованы магнитные свойства гидридов TbCo2-H и DyCo2-H. Обнаружено, что магнитный момент на атомах Со (μСo) и температура Кюри увеличиваются при малых содержаниях водорода (меньше, чем 1 ат. Н/форм. ед.), тогда как при больших содержаниях водорода (вплоть до ~4 ат. Н/форм. ед.) μСo, и ТС существенно уменьшаются. МКЭ в гидриде Tb0.3Dy0.7Co2H0.5 с невысоким содержанием водорода на порядок величины меньше, чем в исходном соединении Tb0.3Dy0.7Co2, хотя температура Кюри и возрастала приблизительно на 10 градусов [12].

Введение водорода с точки зрения расширения решетки равносильно приложению отрицательного гидростатического давления. Изменение температуры Кюри в системах TbCo2-H и DyCo2-H с высоким содержанием водорода как функция изменения объема элементарной ячейки ΔV/V показаны на рис. 1. На этом же рисунке проведена линия (сплошная), построенная на основе известных литературных данных по сжимаемости образца TbCo2 (κ = 10–2 ГПа–1 [17]), а также по влиянию гидростатического давления на его температуру Кюри (dTC/dP = –9 К/ГПа [18]). Скорость изменения температуры Кюри с изменением объема элементарной ячейки определяется по формуле:

(2)
$\frac{{d{\text{ln}}{{T}_{{\text{C}}}}}}{{dp}} = - \left( {\frac{\kappa }{{{{T}_{{\text{C}}}}}}} \right)\frac{{d{{T}_{{\text{C}}}}}}{{d{\text{ln}}V}},$
здесь $\kappa = \frac{{{{ - dV} \mathord{\left/ {\vphantom {{ - dV} V}} \right. \kern-0em} V}}}{p}.$ Расчеты показывают, что $\frac{{d{{T}_{{\text{C}}}}}}{{{{dV} \mathord{\left/ {\vphantom {{dV} V}} \right. \kern-0em} V}}}$ составляет 9 К при изменении объема элементарной ячейки на 1%. Из рис. 1 видно, что экспериментально определенное уменьшение ТC для составов TbCo2H2 и TbCo2H2.4 совпадает с рассчитанным (в пределах экспериментальной ошибки), в то время как для состава TbCo2H3.9 [16] наблюдается отклонение. Это означает, что кроме объемного эффекта в гидриде TbCo2H3.9 начинает проявляться электронный эффект [19, 20].

Рис. 1.

Зависимость температуры Кюри от относительного увеличения объема элементарной ячейки ΔV/V для систем TbCo2Hx и DyCo2Hx [16] и ожидаемое изменение ТС (сплошная линия), определенное на основе данных по влиянию гидростатического давления на температуру Кюри соединения TbCo2 [17, 18].

На рис. 2а представлена температурная зависимость магнитокалорического эффекта, а именно, изменение магнитной части энтропии (–ΔS) для TbCo2 и его гидрида TbCo2H2.4. Отметим, что расчеты величины МКЭ при изменении внешнего магнитного поля от 0 до 5 Тл выполнялись с использованием уравнения (1). Видно, что величина МКЭ в результате гидрирования снижается.

Рис. 2.

Зависимость МКЭ от температуры для TbCo2 и его гидрида TbCo2H2.4 при изменении внешнего магнитного поля от 1 до 5 Тл (а). Зависимость МКЭ (измеренного во магнитном поле 2 Тл) от температуры Кюри составов TbCo2Hx (x = 0, 2 и 2.4), TbyDy1  yCo2(y = 0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1) [14] и TbCo2  zFez (z = 0.06 и 0.1) [21] (б).

Проанализируем теперь результаты исследования зависимости величины МКЭ для TbyDy1 –yCo2 [14], TbCo2 –zFez [21] и TbCo2H от их температур Кюри (см. рис. 2б). Сравнительный анализ показывает, что в соединении TbCo2 замещение атомов тербия на атомы диспрозия способствуют резкому возрастанию МКЭ и уменьшению температуры Кюри. В то же самое время частичное замещение атомов кобальта на атомы железа, наоборот, приводит к увеличению ТС и снижению величины МКЭ. Данное явление связано с тем фактом, что тип магнитного фазового перехода в системе TbCo2 –zFez сохраняется, в то время как в системе TbyDy1 –yCo2, как уже отмечалось выше, тип перехода при увеличении содержания Dy меняется со второго на первый. Крайне важно с практической точки зрения, что при таких замещениях зависимость –ΔS(TC) является монотонной.

Введение атомов водорода в кристаллическую решетку соединения TbCo2 хотя и приводит к значительному (почти на 200 К) уменьшению ТС для концентраций водорода 2 и 2.4 ат./форм. ед., однако, как показано выше, величина МКЭ уменьшается (тип магнитного перехода при гидрировании соединения TbCo2 не меняется).

Проанализируем далее представленные на рис. 3 результаты исследования зависимости величины МКЭ от температуры Кюри многокомпонентных систем Tb0.2Dy0.8 –xGdxCo2 и Tby(Dy0.5Ho0.5)1 –yCo2, а также для аналогичных систем, в которых атомы кобальта частично замещались атомами алюминия Tb0.2Dy0.8 –xGdxCo1.9Al0.1 и Tby(Dy0.5Ho0.5)1 –yCo1.75Al0.25 [22, 23]. Заметим, что все измерения МКЭ проводились прямым методом, а по оси ординат показана величина ΔT0ΔH, что позволяет проводить корректное сравнение экспериментальных данных не только между собой, но и с данными для эталонного образца Gd. Из рис. 3 видно, что в соединении TbCo2 сложные замещения как в подрешетке тербия, так и в подрешетке кобальта позволяют (при определенных концентрациях замещающих элементов) стабилизировать величину МКЭ на некотором уровне, что не характерно, например, для соединений TbyDy1 –yCo2, рассмотренных выше. Наибольшие значения МКЭ наблюдаются при температурах ниже 200 K (в области, где тип магнитного фазового перехода меняется со второго на первый). Соединения Tb0.2Dy0.8Co2 и Dy0.5Ho0.5Co2 демонстрируют практически одинаковые значения МКЭ (ΔT0ΔH = 2 К/Тл) при температурах 165 и 115 К соответственно. Однако это значение ниже, чем у Gd (ΔT0ΔH = 2.5 К/Тл). Тем не менее, подобные замещения позволяют скомпенсировать константы магнитокристаллической анизотропии в многокомпонентных составов типа (Tb,Dy,Ho,Gd)(Co,Al)2 и позволяют наблюдать в соединениях с фазовыми переходами второго рода стабильные тепловые эффекты в сравнительно слабых (до 2 Тл) магнитных полях.

Рис. 3.

Изменение величины ΔT0ΔH в зависимости от значения TC многокомпонентных систем Tb0.2Dy0.8 –xGdxCo2 (а), Tby(Dy0.5Ho0.5)1– yCo2 (а), Tb0.2Dy0.8– xGdxCo1.9Al0.1 (б), Tby(Dy0.5Ho0.5)1– y Co1.75Al0.25 (б) [22].

На рис. 4 собраны результаты исследования изменения величины ΔT0ΔH (полученной в адиабатических условиях) в зависимости от TC для соединений GdMnSi, GdCoSi, GdFeSi и замещенных составов на их основе GdMn1 –xFexSi и GdMn1 –уCoуSi, GdFe1 –zCozSi [24]. Данные соединения являются слоистыми магнетиками: атомы гадолиния и 3d-металла находятся в изолированных слоях, разделенных слоями кремния. Магнитные свойства данной группы соединений крайне чувствительны к различным замещениям, поскольку последние оказывают сильное влияние как на межатомные расстояния, так и на электронную структуру данных соединений, приводя к изменению степени заполнения 3d-зоны на уровне Ферми и, следовательно, к изменению величины и знака обменных взаимодействий [25, 26].

Рис. 4.

Изменение величины ΔT0ΔH в зависимости от значения TC многокомпонентных систем GdMn1– xFexSi, GdMn1– xCoxSi и GdFe1– zCozSi [24].

Измерения МКЭ для всех указанных выше составов были выполнены прямым методом. Среди исследованных соединений самое высокое значение МКЭ ΔT0ΔH = 1.2 К/Тл было обнаружено у соединения GdFeSi при температуре Кюри равной ~125 К. Для составов с более высокими температурами Кюри магнитокалорический эффект стремительно падает: при введении Co осциллирующее обменное взаимодействие между слоями редкоземельного металла меняет знак, и для соединения GdCoSi характерен отрицательный обмен между атомами Gd, а введение Mn, с одной стороны, уменьшает заполнение 3d-зоны, приводя к увеличению магнитного момента в 3d-подсистеме, усилению обменных взаимодействий и резкому росту температуры магнитного упорядочения, но с другой стороны, отрицательные взаимодействия между тяжелым редкоземельным металлом Gd и 3d-подсистемой приводят к уменьшению результирующей намагниченности всего соединения, неизбежно снижая величину МКЭ. Следует также отметить, что для всех представленных систем GdMn1 –xFexSi и GdMn1 –уCoуSi, GdFe1 –zCozSi, зависимости ΔТ(TC) не являются монотонными, поскольку на величину МКЭ одновременно оказывает влияние несколько факторов.

В соединении GdFeSi магнитокалорический эффект, рассчитанный по формуле (1), при изменении внешнего магнитного поля µ0ΔН = 5 Тл может достигать значений 10 Дж/кг . K [24]. Как уже отмечалось выше, нами был получен гидрид GdFeSiН1. Установлено, что у гидрида величина МКЭ увеличилась в два раза относительно величины МКЭ в исходном составе и составила 20 Дж/кг · К. Однако, как и в случае гидридов TbCo2H2–2.4 введение атомов водорода между атомами редкоземельного металла понизило температуру Кюри гидрида более, чем на 100 град: со 125  (у GdFeSi) до 20 К (у GdFeSiН1), что может значительно расширить область применения подобных материалов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Изучены магнитные и магнитокалорические свойства соединений типа RCo2 со структурой фаз Лавеса и слоистых магнетиков с общей формулой R(Mn,T)Si (T = Fe, Co), а также их гидридов. Установлены важные закономерности изменения температуры Кюри и магнитной части энтропии (или адиабатического изменения температуры) исследованных образцов в зависимости от состава. На примере большого количества соединений со стехиометрической пропорцией 1 : 2 и 1 : 1 : 1 было показано, что важным фактором, влияющим на величину МКЭ являются температура и тип магнитного фазового перехода. Установлено, что величина МКЭ может быть значительной для соединений типа RCo2 с температурой Кюри TС < 200 K, а для соединений типа RMnSi с TС < 150 K.

Обнаружено, что в многокомпонентных соединениях типа (R,R',R")(Co,T)2 можно наблюдать явление стабилизации величины МКЭ (его независимость от состава). Так, для системы Tby(Dy0.5Ho0.5)1 –yCo2 высокие значения МКЭ ΔT0ΔH = 1.25–1.35 К/Тл наблюдаются для составов с температурами Кюри в интервале от 150 до 230 К. Такие соединения наиболее привлекательны для практического использования.

Влияние гидрирования на МКЭ в системах с разной стехиометрической пропорцией (1 : 2 и 1 : 1 : 1) может отличаться существенным образом. Показано, что величина МКЭ в гидридах TbCo2H2–2.4 падает (на 25–30%), в то время как в гидриде GdFeSiН1, наоборот, возрастает в два раза по сравнению с исходным образцом. Общей тенденцией для исследованных гидридов является резкое уменьшение температуры Кюри, которое составляет приблизительно 100 градусов в расчете на 1 ат. Н/форм. ед.

Исследование выполнено при поддержке Российского научного фонда (проект № 22-29-00773).

Список литературы

  1. Tishin A.M., Spichkin Y.I. The magnetocaloric effect and its applications. Bristol and Philadelphia: Institute of Physics Publishing, 2003. 476 p.

  2. Franco V., Blázquez J.S., Ipus J.J. et al. // Prog. Mater. Sci. 2018. V. 93. P. 112.

  3. Kitanovski A., Tušek J., Tomc U. et al. Magnetocaloric energy conversion from theory to applications. Cham: Springer International Publishing, 2015. 456 p.

  4. Соколовский В.В., Мирошкина О.Н., Бучельников В.Д. // Физ. мет. и металловед. 2022. Т. 123. С. 344; Sokolovskiy V.V., Miroshkina O.N. Buchelnikov V.D. // Phys. Met. Metallogr. 2022. V. 123. P. 319.

  5. Соколовский В.В., Мирошкина О.Н., Бучельников В.Д., Марченков В.В. // Физ. мет. и металловед. 2022. Т. 123. С. 339; Sokolovskiy V.V., Miroshkina O.N., Buchelnikov V.D. et al. // Phys. Met. Metallogr. 2022. V. 123. P. 315.

  6. Annaorazov M.P., Asatryan K.A., Myalikgulyev G. et al. // Cryogenics. 1992. V. 32. No. 10. P. 867.

  7. Pecharsky V.K., Gschneidner Jr. K.A. // Adv. Mater. 2001. V. 13. No. 9. P. 683.

  8. Govor G.A., Mitsiuk V.I., Nikitin S.A. et al. // J. Alloys Compounds. 2019. V. 801. P. 428.

  9. Skokov K.P., Karpenkov A.Y., Karpenkov D.Y., Gutfleisch O. // J. Appl. Phys. 2013. V. 113. No. 17. Art. No. 17A945.

  10. Aliev A., Batdalov A., Bosko S. et al. // J. Magn. Magn. Mater. 2004. V. 272. No. 3. P. 2040. Art. No. 17A933.

  11. Nikitin S.A., Ivanova T.I., Tskhadadze I.A. // Acta Phys. Polon. A. 1997. 91. No. 2. P. 463.

  12. Терешина И.С., Каминская Т.П., Чжан В.Б. и др. // ФТТ. 2019. Т. 61. № 7. С. 1229; Tereshina I.S., Kaminskaya T.P., Chzhan V.B. et al. // Phys. Solid State. 2019. V. 61. No. 7. P. 1169.

  13. Gratz E., Markosyan A.S. // J. Phys. Cond. Matter. 2001. V. 13. No. 23. Art. No. R385.

  14. Zhuang Y., Chen X., Zhok K. et al. // J. Rare Earths. 2008. V. 26. No. 5. P. 749.

  15. De Oliveira N.A. // J. Magn. Magn. Mater. 2008. V. 320. No. 14. Art. No. e150.

  16. Мушников Н.В., Гавико В.С., Гото Т. // Физ. мет. и металловед. 2005. V. 100. P. 24; Mushnikov N.V., Gaviko V.S., Goto T. // Phys. Met. Metallogr. 2005. V. 100. No. 4. P. 338.

  17. Brouha M., Buschow K.H.J. // J. Phys. F. 1973. V. 3. P. 2218.

  18. Burzo E., Vlaic P., Kozlenko D.P. et al. // J. Alloys Compounds. 2013. V. 551. P. 702.

  19. Tereshina E.A., Khmelevskyi S., Politova G. et al. // Sci. Reports. 2016. V. 6. Art. No. 22553.

  20. Tereshina E.A., Yoshida H., Andreev A.V. et al. // J. Phys. Soc. Japan. 2007. V. 76. No. Suppl. A. P. 82.

  21. Halder M., Yusuf S.M., Mukadam M.D., Shashikala K. // Phys. Rev. B. 2010. V. 81. Art. No. 174402.

  22. Chzhan V.B., Tereshina I.S., Karpenkov A.Yu., Tereshina-Chitrova E.A. // Acta Mater. 2018. V. 154. P. 303.

  23. Politova G.A., Pankratov N.Y., Vanina P.Y. et al. // J. Magn. Magn. Mater. 2019. V. 470. P. 50.

  24. Wlodarczyk P., Hawelek L., Zackiewicz P. et al. // Mater. Chem. Phys. 2015. V. 162. P. 273.

  25. Ovchenkova I.A., Nikitin S.A., Tereshina I.S. et al. // J. Appl. Phys. 2020. V. 128. No. 14.

  26. Nikitin S.A., Tskhadadze I.A., Morozkin A.V. et al. // J. Magn. Magn. Mater. 1999. V. 196. No. 197. P. 632.

Дополнительные материалы отсутствуют.