Температурные зависимости констант магнитной анизотропии монокристаллических включений MnSb в матрице InSb

Полный текст

ВВЕДЕНИЕ

Антимонид марганца MnSb – ферромагнитный полуметалл, который обладает сильной магнитокристаллической анизотропией ~ 10⁶ эрг/см³ с сопоставимыми вкладами констант анизотропии первого K₁ и второго K₂ порядков в эффективную константу K = K₁ + 2K₂. Конкуренция вкладов K₁ и K₂ в эффективную константу и их температурные вариации открывает широкие возможности тонкой подстройки анизотропии магнитных свойств, что делает пригодным MnSb для использования в устройствах магнитной записи [1]. Перспективность использования MnSb в устройствах магнитного охлаждения [2] также стимулирует более подробное исследование его магнитной анизотропии. В зависимости от знаков K₁ и K₂ и их абсолютных величин реализуются следующие типы магнитной анизотропии: 1) K₁ > 0 – анизотропия типа «легкая ось»; 2) K₁ < 0, K₁ + 2K₂ < 0 – анизотропия типа «легкая плоскость»; 3) K₁ < 0, K₁ + 2K₂ > 0 – анизотропия типа «конус легких осей». Магнитная анизотропия массивных и тонкопленочных образцов MnSb в зависимости от условий приготовления образцов, их состава и структуры изучена в работах [3–6]. Было установлено, что знаки констант K₁ и K₂ и перераспределение их вкладов в эффективную константу приводит к спин-переориентационным переходам (изменениям типа магнитной анизотропии), вызванным изменением стехиометрии [3], температуры [4, 5], толщины для тонкопленочных образцов [6]. При изменении стехиометрии изменение магнитной анизотропии и температуры спин-переориентационного перехода T_SR обусловлено изменением постоянной решетки и величины взаимодействия между соседними атомами Mn [6, 7].

В настоящей работе для исследования магнитной анизотропии в MnSb использовалась направленно закристаллизованная эвтектическая композиция InSb-MnSb со строго ориентированными игольчатыми включениями MnSb [8]. В работе [9] был выполнен анализ полевых зависимостей намагниченности M(H) в подобных образцах. По кривым M(H) были определены величина поля магнитной анизотропии H_A и направление оси легкого намагничивания. Было установлено, что величина эффективной константы магниной анизотропии K прямо пропорциональна намагниченности насыщения (M_S)ⁿ с показателем степени n = 3.2 ± 0.4 в соответствии с теориями, развитыми в работах Акулова, Зинера и Калленов. Значение n соответствует случаю, когда в величину K вносят сопоставимый вклад обе константы первого K₁ и второго K₂ порядков, что подтверждается результатами исследования ферромагнитного резонанса [9].

Настоящая работа посвящена следующему этапу исследования магнитной анизотропии в MnSb – разделению вкладов K₁ и K₂ в эффективную константу магнитной анизотропии, определению температурных зависимостей K₁(T) и K₂(T) и типа магнитной анизотропии.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Эвтектическую композицию InSb-MnSb выращивали методом Бриджмена, с параметрами процесса синтеза, описанными в работе [8]. Предполагалось, что наличие внешней матрицы InSb будет препятствовать образованию структурных дефектов в игольчатых включениях MnSb, которые ухудшают кристалличность этого соединения при использовании простых расплавных методов синтеза [10–12]. В качестве шихты использовали порошок, получаемый из предварительно сплавленной исходной смеси монокристаллического высокочистого InSb (93.5 мол.%) и MnSb (6.5 мол.%). Образцы имели характерные размеры 1 × 1 × 0.3 мм³.

Методом рентгенофазового анализа (GBC EMMA, Сu K_α) подтверждено наличие двух фаз: InSb и MnSb с ориентированием вдоль оси роста по направлениям [110] и [001], соответственно, и установлено, что эвтектическая композиция состоит из монокристаллических матрицы InSb и включений MnSb с общим интерфейсом (100) InSb//(1010) MnSb, который соответствует минимуму энергии границы раздела фаз [13].

С помощью сканирующего электронного микроскопа (JEOL JSM-6610-LV) установлено, что такие включения MnSb имеют игольчатую форму и направлены либо вдоль, либо перпендикулярно оси роста (рис. 1а и 1б). Включения MnSb имеют длину до 1 мм и диаметр от 1 до 5 мкм (рис. 1).

 

Рис. 1. Изображения игольчатых монокристаллических включений MnSb в матрице InSb вдоль (а) и поперек (б) оси роста MnSb [001], полученные на сканирующем электронном микроскопе

 

Включения MnSb исследовалась методом рамановского рассеяния света на установке OmegaScope (AIST NT, 785 нм, ≤ 5 мВт, 0.8 см^-1, время экспозиции 60 с) при комнатной температуре. Спектры были получены при пятне фокусировки много меньше диаметра включения и представлены линиями: 110, 121, 132, 138, 143, 145 и 148 см^-1. Принадлежность включений монокристаллическому MnSb была подтверждена рамановским спектром для референсного кристаллического образца MnSb и соответствовала результатами моделирования и экспериментального обнаружения раман-активных фононных мод кристаллов и пленок MnSb [14–16].

Полевые зависимости намагниченности M(H) были измерены с помощью СКВИД-магнитометра (S600X, Cryogenic Ltd.) (рис. 2) в магнитных полях до 50 кЭ в температурном интервале T = 5 – 350 К.

 

Рис. 2. Полевые зависимости намагниченности M, измеренные при указанных температурах. Сплошные линии – аппроксимации, описанные в тексте

 

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 2 представлены высокополевые участки зависимостей M(H) образца InSb-MnSb при различных температурах. Вид кривых M(H) во всем исследованном интервале магнитных полей H = 0–50 кЭ и их подробное обсуждение приведены в работе [9]. В настоящей работе предпринята попытка аппроксимации зависимостей M(H) в рамках закона асимптотического насыщения, справедливого в достаточно сильном магнитном поле [17]. В рамках этого приближения с учетом сопоставимых вкладов констант магнитной анизотропии первого K₁ и второго K₂ порядков в эффективную константу и учетом разброса направлений осей легкого намагничивания выражение для M(H) принимает вид:

$\begin{array}{c}M\left(H\right)=M_s\left(1-\frac{4K_1^2}{15M_s^2{H}^2}-\frac{64K_1{K}_2}{105M_s^2{H}^2}-\frac{128K_2^2}{315M_s^2{H}^2}\right)+\chi H\end{array}$, (1)

где M_S – намагниченность насыщения, слагаемое χH обусловлено увеличением спонтанной намагниченности с ростом H (парапроцесс). Аппроксимация кривых M(H) выражением (1) позволила определить значения K₁ и K₂ для каждой из температур T = 5, 100, 200 и 350 К (рис. 3). Во всем исследованном интервале температур T = 5 – 350 К знаки констант K₁ < 0, K₂ > 0. Знаки констант и их абсолютные величины совпадают с теми, что были определены в работе [9] из анализа ориентационной зависимости спектров ферромагнитного резонанса. Отрицательному значению K₁ < 0 может соответствовать два случая. Если K₁ + 2K₂ < 0, то имеет место анизотропия типа «легкая плоскость». Если K₁ + 2K₂ > 0, то имеет место анизотропия типа «конус легких осей». В нашем случае во всем исследованном интервале температур T = 5 – 350 К имеет место первый вариант, что отличает рассматриваемые в настоящей работе образцы от тех, что были исследованы, например, в работе [4], где реализовался второй вариант.

 

Рис. 3. Температурные зависимости констант магнитной анизотропии первого K₁ и второго K₂ порядков. Сплошные линии – аппроксимации, описанные в тексте. Вертикальной штриховой линией отмечена температура спонтанного спин-переориентационного перехода T_SR. На вставках показаны схематические изображения эллипсоидов магнитной анизотропии, соответствующих анизотропии типа «легкая ось» (справа) и «легкая плоскость» (слева)

 

На рис. 3 представлены температурные зависимости констант магнитной анизотропии первого K₁ и второго K₂ порядков. Наблюдается рост абсолютного значения обеих констант с понижением температуры. Температурные зависимости K₁(T) и K₂(T) были аппроксимированы модифицированной формулой Брюхатова–Киренского [18]:

$K_i=a_i\exp \left(-b_i{T}^2\right)+c_i$, (2)

где значение i = 1 соответствует K₁, а значение i = 2 соответствует K₂. Феноменологические константы a, b и c имеют следующий смысл. Константа b определяет скорость изменения величин K₁ и K₂ с изменением температуры. Из аппроксимации b₁ = 3·10^–5 К^-2, b₂ = 5·10^–6 К^-2. Полученные значения означают, что абсолютное значение K₁ быстрее уменьшается с ростом температуры, чем K₂, что видно из рис. 3. Вариации температуры приводят к перераспределению вкладов обеих констант в эффективную константу и, как следствие, к спин-переориентационному переходу. Сумма a + c определяет значения констант МА K_0i при T → 0: K₀₁ = a₁ + b₁ = –4.3·10⁶ эрг/см³, K₀₂ = a₂ + b₂ = 0.8·10⁶ эрг/см³. Величина c определяет значения констант магнитной анизотропии K_∞i при T → ∞. Здесь оговоримся, что на самом деле речь идет о константе магнитной анизотропии вблизи температуры Кюри, когда при переходе в парамагнитное состояние, анизотропия магнитных свойств исчезает. Из аппроксимации c₁ = K_∞1 = 0.9·10⁶ эрг/см³, c₂ = K_∞2 = 0.4·10⁶ эрг/см³. Экстраполяция зависимости K₁(T) в область высоких температур с использованием параметров a₁, b₁ и c₁ обнаруживает, что при температуре T_SR = 570 К константа K₁ меняет знак с отрицательного на положительный. Это означает, что при этой температуре происходит спин-переориентационный переход, сопровождающийся поворотом оси легкого намагничивания и сменой типа магнитной анизотропии. При T > T_SR имеет место тип анизотропии «легкая ось», при T < T_SR имеет место тип анизотропии «легкая плоскость», т.к. K₁ + 2K₂ < 0. На вставках рис. 3 показаны схематические изображения эллипсоидов магнитной анизотропии каждого типа. В нашем случае значение T_SR = 570 К оказалось несколько выше значений T_SR = 520 К [4, 5] и T_SR = 540 К [6], известных для массивных образцов MnSb, направленно закристаллизованных эвтектических композиций MnSb/Sb и тонкопленочных образцов MnSb/MnSi, соответственно.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Измерены зависимости намагниченности игольчатых монокристаллических включений MnSb в матрице InSb от напряженности магнитного поля M(H). Аппроксимации зависимостей M(H) в достаточно сильных магнитных полях в рамках закона асимптотического насыщения, позволила определить константы магнитной анизотропии первого K₁ и второго K₂ порядков. Во всем исследованном интервале температур T = 5–350 К знаки констант K₁ < 0, K₂ > 0. Установлены температурные зависимости K₁(T) и K₂(T). Выполнена их аппроксимация модифицированной формулой Брюхатова–Киренского. Экстраполяция зависимости K₁(T) в область высоких температур позволила предсказать температуру спин-переориентационного переходу T_SR = 570 К. Поворот оси легкого намагничивания сопровождается изменением типа магнитной анизотропии. Высоким температурам T > 570 К соответствует анизотропия типа «легкая ось». Низким температурам T < 570 К соответствует анизотропия типа «легкая плоскость».

Работа выполнена при поддержке Министерства науки и высшего образования РФ в рамках тем государственного задания № FFSG-2024-0009 и № 0851-2020-0035, а также Российского научного фонда (проект № 21-12-00254) и программы «Приоритет-2030» (проект № 075-15-2021-1213).

Об авторах

А. И. Дмитриев

Федеральный исследовательский центр проблем химической физики и медицинской химии Российской академии наук

Автор, ответственный за переписку.
Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Черноголовка

А. В. Кочура

Юго-Западный государственный университет; Физический институт имени П.Н. Лебедева Российской академии наук

Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Курск; Москва

А. П. Кузьменко

Юго-Западный государственный университет

Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Курск

Зо Хтет Аунг

Юго-Западный государственный университет

Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Курск

В. В. Родионов

Юго-Западный государственный университет

Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Курск

С. Ф. Маренкин

Институт общей и неорганической химии имени Н.С. Курнакова Российской академии наук; Национальный исследовательский технологический университет «МИСиС»

Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Москва; Москва

Б. А. Аронзон

Физический институт имени П.Н. Лебедева Российской академии наук

Email: aid@icp.ac.ru
Россия, Москва

Список литературы

Дополнительные файлы