Температурные зависимости удельного электосопротивления твердых растворов CoXMn1-XS (стр. 2 из 3)

	В подрешетка А подрешетка
х=0.5	nB,77 = [(7.32·5+0.34·4-0.34·4)-(3.84·5-0.16·1)]·0.758.
	Fe3+ Fe2+ Mn3+ Fe3+ Mn2+

равняется экспериментально полученному значению 13.31 m_B. Такое хорошее согласие с экспериментом получено путем подбора распределения ионов марганца по В и А подрешеткам. Для твердого раствора Sr_0.6La_0.4Fe_11.6Mn_0.4O₁₉ величина, рассчитанная по формуле

	В подрешетка А подрешетка
х=0.4	nB,77 = [(7.47·5+0.265·4-0.27·4)-(3.865·5-0.135·1)]·0.758
	Fe3+ Fe2+ Mn3+ Fe3+ Mn2+

равняется экспериментально полученному значению 13.77 m_B. Полученные формулы показывают, что в В подрешетке твердых растворов Sr_0.5La_0.5Fe_11.5Mn_0.5O₁₉, Sr_0.6La_0.4Fe_11.6Mn_0.4O₁₉ находится соответственно 68 и 66.3 % ионов марганца от их общего количества в этих ферритах.

В работе [4] приведены значения намагниченности одной формульной единицы твердых растворов BaFe_12-xMn_xO₁₉ (x = 0, 1, 2, 4, 6, 8, 9), определенных при температуре 4.2 К в полях до 160 кЭ. Установлено, что увеличение степени замещения х ионов Fe³⁺ ионами Mn³⁺ от х = 0 до х = 9 приводит к постепенному уменьшению намагниченности (М₀) от 20 до 0.8 m_B. При этом для значений 0 < х ≤ 4 уменьшение намагниченности происходит почти линейно по уравнению М₀ = 20.0 - 1.5х, а при значениях х > 4 наблюдается значительное отклонение от этой зависимости. Такое линейное уменьшение намагниченности авторы работы [4] объясняют предположением, что все ионы Mn³⁺, имеющие меньший магнитный момент, чем ионы Fe³⁺, располагаются в В подрешетке (позиции 12k, 2a, 2b). При этом они считают, что магнитный момент ионов Mn³⁺ равен не 4 m_B, а 3.5 m_B, и в В подрешетке ионы Mn³⁺ ориентированы параллельно магнитным моментам ионов Fe³⁺. Отсюда следует, что намагниченность (М₀) одной формульной единицы твердых растворов BaFe_12-xMn_xO₁₉ определяется выражением.

Установлено, что на экспериментальных зависимостях 1/χ_d=f(Т) есть изломы.

;(1)

где χ - измеренные значения магнитной восприимчивости; χ₀ – диамагнитный вклад кристаллической решетки, созданный атомами Hg, Te, S, Mn и Fe (без вклада 3d –электронов). Эти зависимости состоят из нескольких прямолинейных участков разного наклона, которые описываются законом Кюри-Вейcса:

;(2)

где С – постоянная Кюри:

;(3)

где N₀ – число Авогадро; M₀ – молекулярный вес; (x+y) – содержание магнитных ионов Mn и Fe; μ_Б – магнетон Бора; S=5/2 – спин и g=2 (g – фактор магнитных атомов Mn, содержание которых - «х»), S=2 для атомов Fe (содержание которых - «у» в кристаллах) брали в соотношении, соответствующем составу загружаемой в ампулу шихты («х» и «у»), причём результирующий спин находится в пределах (2 < S < 2,5) в зависимости от соотношения «х» и «у».

Парамагнитная температура Кюри (θ) для прямолинейных участков 1/χ_d=f(Т) отрицательна, что указывает на наличие между атомами магнитной подсистемы обменного взаимодействия антиферромагнитного характера.

В таблицах 1 и 2 приведены параметры, которые определены на основе полученных 1/χ_d=f(Т) для образцов Hg_1-xMn_xTe_1-zS_z и Hg_1-x-yMn_xFe_yTe, а именно: содержание магнитной компоненты (х) или (х+у) (полученное на основе «усредненных» высокотемпературных участков 1/χ_d=f(Т) при Т ≈ 300 К), парамагнитная температура Кюри (θ), температура излома (Т_с), значение эффективного магнитного момента атомов с 3d-оболочкой (μ_эф). Для данного х или (х+у) нижняя строка параметров относится к более высокотемпературному участку зависимости 1/χ_d=f(Т). Причиной изломов на зависимостях 1/χ_d=f(Т) может быть наличие в кристаллах Hg_1-xMn_xTe_1-zS_z и Hg_1-x-yMn_xFe_yTe кластеров или включений других фаз, а точнее их переход из магнитоупорядоченного в парамагнитное состояние при Т_C или Т_N.

К возможным вторым фазам можно отнести MnS₂ (Т_N≈60К, θ=-592К), MnTe₂ (Т_N=87К, θ=-528К), MnS (Т_N=155К, θ=-982К), MnTe (Т_N =307К, θ=-690К), Mn (Т_N=100К), FeTe (Т_N=63К, θ=-130К), FeTe₂ (Т_N=190К, θ=-220К). Все указанные фазы антиферромагнитны и их присутствие в кристаллах должно приводить к особенностям на 1/χ_d=f(Т) при соответствующих Т_N. Но поскольку особенностей на 1/χ_d=f(Т) при указанных температурах Нееля (Т_N) не наблюдали, то, наверно, эти фазы в кристаллах отсутствуют.

Поэтому для интерпретации результатов воспользуемся моделью, которая была обоснована в [1] для Hg_1-xMn_xSe. Из этой модели следует, что в Hg_1-xMn_xTe_1-zS_z и

Hg_1-x-yMn_xFe_yTe могут образоваться кластеры из атомов с 3d-оболочкой, которые занимают близко расположенные узлы в подрешетке ртути. В этих кластерах, которые соответствуют указанным фазам, антиферромагнитное взаимодействие проявляется слабее или сильнее в зависимости от размеров кластеров и температуры.

Таблица 1. Магнитные параметры образцов Hg_1-xMn_xТe_1-zS_z

х	z	Θ, К	μэф., μБ	Тс, К	х	z	Θ, К	μэф., μБ	Тс, К
0,08	0,01	-24 -72	5,07 5,88	115	0,04	0,05	-11 -27	5,71 6,02	133
0,09	0,01	-55 -83	5,59 5,90	185	0,07	0,05	-7 -56	5,07 6,00	116
0,1	0,01	-19 -79	4,9 5,89	118	0,1	0,05	-34 -72	5,39 5,98	122
0,02	0,05	0 -23	5,67 6,10	144	0,15	0,05	-102 -242	4,87 6,28	112

С увеличением размеров кластеров параметры θ и Тс, которые их характеризуют, будут расти, приближаясь к параметрам фаз: MnS₂, MnTe₂, MnS, MnTe, Mn, FeTe, FeTe₂ которые соответствуют этим кластерам, а при выделении этих фаз совпадут с ними. Из таблиц 1 и 2 видно увеличение значений θ с ростом содержания атомов с 3d-оболочкой, которое указывает на увеличение размеров кластеров с ростом х или (х+у), но значения θ и Тс для всех исследованных образцов не достигают значений θ и Т_N ни для одной из возможных фаз, что может свидетельствовать об отсутствии в образцах включений вторых фаз. Значит за особенности на зависимостях 1/χ_d=f(Т) отвечают кластеры разных типов и размеров. Как видно из таблиц 1 и 2 изломы на зависимостях 1/χ_d=f(Т) находятся при таких Т=Тс, при которых все возможные включения фаз (а тем более соответствующие им кластеры), кроме MnTe для Hg_1-xMn_xTe_1-zS_z и Hg_1-x-yMn_xFe_yTe_, находятся в парамагнитном состоянии и не могут приводить к изломам на зависимостях 1/χ_d=f (Т). Значит эти изломы на 1/χ_d=f(Т) обусловлены переходами при Т=Тс из магнитоупорядоченного в парамагнитное состояние кластеров типа Mn–Te–Mn–Te и смешанных типа Mn–Te–Mn–S разных размеров для Hg_1-xMn_xTe_1-zS_z, и кластеров типа Mn–Te–Mn–Te или смешанных Mn–Te–Fe–Te разных размеров для Hg_1-x-yMn_xFe_yTe_, в которых непрямое обменное взаимодействие антиферромагнитного характера осуществляется между атомами с 3d-оболочкой через атомы Te и S.

Таблица 2. Магнитные параметры образцов Hg_1-x-yMn_xFe_yTe

х+у	Θ, К	μэф., μБ	Тс, К	х+у	Θ, К	μэф., μБ	Тс, К
0,037	7 -20 -48	4,32 5,03 5,29	112 194	0,072	-31 -71	4,51 4,97	154
0,048	-32 -73	4,91 5,38	140	0,093	-39 -77	4,55 4,93	185

Низкотемпературные изломы на 1/χ_d=f(Т) Hg_1-x-yMn_xFe_yTe (см. таблицу 2) обусловлены переходом в парамагнитное состояние кластеров разных типов Mn–Te–Mn–Te, Mn–Te–Fe–Te (меньших размеров, чем рассмотренные выше). Кроме того в междоузлиях могут находится атомы Fe которые могут быть невзаимодействующими с другими атомами или могут образовывать кластеры Fe-Fe-Fe разных размеров с прямым обменным взаимодействием между атомами Fe внутри кластера

Свидетельством того, что при Т=Тс действительно осуществляется переход кластеров из антиферромагнитного в парамагнитное состояние, является увеличение μ_эф с ростом температуры (см. таблицы 1 и 2). В [2] в рамках высокотемпературного приближения (k_БТ>>Е_А, где Е_А- энергия обменного взаимодействия между атомами, которые владеют собственными магнитными моментами ) получено выражение для величины парамагнитной температуры Кюри (θ):

;(4)