Характерной особенностью ферромагнетиков гексагональной сингонии, содержащих парамагнитные катионы с орбитально вырожденным состоянием (Co²⁺, Fe²⁺), является наличие одного или нескольких спин-переориентационных фазовых превращений. Реализация конкретного типа магнитного состояния (конус, плоскость или ось легкого намагничивания) и условий переходов между ними определяется соотношением констант магнитной кристаллографической анизотропии (МКА) различных порядков. При воздействии на магнетик внешнего магнитного поля изменяется его магнитное состояние, в результате изменения внутренней энергии выделяется или поглощается тепло. При соблюдении адиабатических условий это проявляется как изменение температуры магнетика - так называемый магнитокалорический эффект (МКЭ). В соответствии с общей теорией фазовых переходов в окрестности спин-ориентационных превращений физические характеристики магнетика должны иметь особенности, что должно найти отражение и в поведении МКЭ. В то же время в литературе практически отсутствуют сведения об исследованиях МКЭ в ферримагнетиках гексагональной сингонии, в которых энергия анизотропии может быть весьма велика и конкурировать с энергией обменного взаимодействия. Кроме того, в этих соединениях при определенных условиях реализуются так называемые процессы намагничивания первого рода, проявление которых в термомагнитных эффектах до сих пор не обсуждалось. Результаты экспериментального исследования МКЭ в поликристаллических изотропных и текстурированных образцах гексаферритов системы BaCo_2-xZn_xFe₁₆O₂₇-(Co_2-xZn_x-W) показали, что в случае изотропных образцов имеются слабо выраженные аномалии температурных зависимостей МКЭ в окрестностях спин-ориентационных превращений, однако абсолютная величина эффекта не превышает нескольких десятых градуса. В случае же намагничивания текстурированных образцов вдоль направления "трудного" намагничивания при температурах вблизи температур спиновой переориентации величина Delta T может составлять 1.5-1.8 K при намагничивающем поле не более 1 T, что вполне сопоставимо с результатами, полученными для редкоземельных металлов и их соединений [1-3]. В общем виде выражение для изменения температуры магнетика dT при адиабатическом намагничивании в поле dH имеет вид dT/dH= -(dS/dH)_T/(dS/dT)_H, (1) где S - энтропия кристалла. Окончательное выражение для обратимого МКЭ с учетом констант МКА высшего порядка имеет вид dT= [ TDB/C_HHMA- (T/C_H)(dM/dT) cos(theta-psi) ] dH, (2) где A=2K₁R₁+4K₂R₂+6K₃R₃+MHcos(theta-psi), B=[(dK_i/dT)M-(dM/dT)K_i]P_i, D= K_iP_i, C_H= C₀+TB²/M²A, C₀ - решеточная теплоемкость, M - намагниченность кристалла при данной температуре, K_i - константы МКА, theta - угол между направлением намагниченности и осью C, psi - угол между направлением внешнего поля и осью C. В выражении (2) первый член в квадратных скобках соответствует анизотропной составляющей МКЭ, а второй учитывает составляющую эффекта за счет парапроцесса. Таким образом, для расчета МКЭ необходимы сведения о температурных зависимостях намагниченности, констант МКА и теплоемкости для конкретного соединения. Кроме того, необходимо предварительно вычислить значения равновесного угла theta для каждой пары значений поля и температуры. Приведем результаты расчетов МКЭ для одного из соединений системы BaCo_2-xZn_xFe₁₆O₂₇ (x=1.38), для которого имеются данные о поведении K_i(T), полученные на основе нейтронографического исследования диаграммы магнитного состояния и анализа особенностей кривых намагничивания при различных температурах с использованием метода сингулярной точки [4,5]. Из уравнения (2) видно, что при вычислении T- и H-зависимостей МКЭ необходимы значения равновесного угла theta при каждой паре T и H. Зависимости theta(T, H) представляют собой трансцендентные уравнения, и поэтому получить явную зависимость подынтегрального выражения от H затруднительно. В связи с этим интегрирование (2) проводилось численным методом Гаусса. Функции M(T), K_i(T) и их производные аппроксимировались полиномами с необходимой точностью. В расчетах использовались сведения о температурной зависимости теплоемкости C_H(T), полученные для соединения BaM в [6] и скорректированные с учетом разницы молярного веса гексаферритов M- и W-типов. [!tb] Температурные зависимости МКЭ монокристалла BaCo_0.62Zn_1.38Fe₁₆O₂₇ при намагничивании вдоль гексагональной оси кристалла ( a) и при намагничивании в базисной плоскости кристалла ( b). H (kOe): 1 - 2, 2 - 4, 3 - 8. На рис. 1, a приведены результаты расчетов температурных зависимостей МКЭ для монокристалла Co_0.62Zn_1.38-W при различных значениях внешнего магнитного поля, направленного вдоль оси C кристалла. Максимум температурной зависимости МКЭ Delta T при температуре 130 K и минимум при T=260 K соответствует окрестностям спонтанных ориентационных переходов конус-плоскость и плоскость-конус легкого намагничивания соответственно. Глубокий минимум при температуре T=220 K имеет место в температурном интервале, в котором наблюдается максимальная трансформация диаграммы магнитного состояния под действием внешнего поля. Для T<200 K величина критического поля составляет H_c~ 6 kOe. Практическое совпадение температурных зависимостей МКЭ для намагничивающих полей, больших и меньших величины критического поля, указывает на незначительную роль процессов намагничивания первого рода в реализации термомагнитных эффектов. На рис. 1, b показаны температурные зависимости МКЭ для случая поля, приложенного в базисной плоскости. В окрестности спонтанных ориентационных превращений наблюдаются небольшие минимумы, а максимальный положительный эффект наблюдается в области, соответствующей наибольшей трансформации магнитной фазовой диаграммы во внешнем поле. Заметим, что парамагнитная составляющая эффекта суммируется с анизотропной компонентой при намагничивании кристалла в базисной плоскости и вычитается при приложении поля вдоль оси C. Это приводит к некоторому отличию в поведении полевых зависимостей Delta T для различных направлений внешнего поля. Для поликристалла, изотропного или текстурированного, выражение (2) принимает вид [b] Delta T&= P(psi) [ TDB/C_HHMA &  - (T/C_H)(dM/dT) cos (theta-psi) ] dpsi dH, (3) где P(psi) - плотность функции распределения вероятности ориентации осей C отдельных кристаллитов. [!b] [width=]429-2.eps Температурные зависимости МКЭ для соединения BaCo_0.62Zn_1.38Fe₁₆O₂₇ в поле H=8 kOe, направленном вдоль гексагональной оси кристалла. 1 - монокристалл, 2 - текстурированный поликристалл, 3 - изотропный поликристалл, 4 - экспериментальные данные для текстурированного поликристалла, f_t=0.7. На рис. 2 показаны расчетные температурные зависимости МКЭ для монокристалла (кривая 1), текстурированного поликристалла со степенью текстуры f_t=0.5 (кривая 2), а также изотропного поликристаллического образца для случая внутреннего намагничивающего поля H=8 kOe, направленного вдоль гексагональной оси кристалла (кривая 3). Видно, что величина Delta T-эффекта для изотропного поликристалла существенно меньше, чем для монокристалла и ориентированного поликристалла. Наличие определенной степени текстуры сказывается на величине МКЭ лишь для случая значительной дисперсии осей C кристаллитов: при степени текстуры f_r>0.7 кривые Delta T(T) практически совпадают с расчетными зависимостями для монокристалла. Кривая 4 на этом же рисунке соответствует результатам экспериментального исследования МКЭ в образце текстурированного поликристаллического гексаферрита Ba-Co_0.62Zn_1.38Fe₁₆O₂₇ со степенью текстуры f_t=0.7, внешнее поле H=12 kOe направлено вдоль оси C. Налицо хорошее качественное согласие теории и эксперимента: характерное поведение Delta T(T) в низкотемпературной части пика МКЭ проявилось при расчете и на опыте, так же как резкий спад и изменение знака после достижения максимума.

Подсчитывается количество просмотров абстрактов ("html" на диаграммах) и полных версий статей ("pdf"). Просмотры с одинаковых IP-адресов засчитываются, если происходят с интервалом не менее 2-х часов.

Дата начала обработки статистических данных - 27 января 2016 г.