Distribution of magnetization in single-crystals of iron-silicon soft magnetic alloys before and after heat treatments

Full Text

ВВЕДЕНИЕ

Железокремнистые сплавы с небольшим содержанием кремния являются базовыми ферромагнитными материалами для производства магнитопроводов различных машин и аппаратов, которые имеют продолжительную историю открытия, развития технологии промышленного производства, совершенствования эксплуатационных свойств [1]. Легирование железа кремнием способствует увеличению электросопротивления, повышению магнитной проницаемости и уменьшению коэрцитивной силы. C помощью процедуры, сочетающей холодную прокатку и отжиг, из железокремнистых сплавов могут быть изготовлены листы с довольно большими кристаллами. Плоскости (110) кристаллов параллельны плоскости листа, а лежащие в плоскости листа оси [001] кристаллов ориентированы вдоль направления прокатки [2]. Магнитные свойства такой стали отличаются низкой коэрцитивными силой и высокой максимальной проницаемостью [3]. Последующее повышение качества электротехнических сталей связано с дальнейшим совершенствованием кристаллической ориентации [4], изолирующими покрытиями, термомагнитной или термомеханической обработкой.

Кристаллы железа и магнитомягких сплавов на его основе, обладающие объемно-центрированной кубической решеткой, характеризуются острой зависимостью магнитных свойств (например, намагниченности) от направления относительно кристаллографических осей — кристалической магнитной анизотропией [5]. В кристаллах имеются оси легкого намагничивания (ОЛН), которые совпадают с кристаллическими осями тетрагонального типа <100>, вдоль которых работа намагничивания образца до насыщения, производимая внешним магнитным полем, минимальна. Направления вдоль пространственной диагонали куба <111> являются осями наиболее трудного намагничивания. Если внешнее поле на образец не действует, то намагниченность в отдельных областях — доменах (размером порядка 10^-2 см³) направлена вдоль одной из ОЛН (спонтанная намагниченность). Домены разделены доменными стенками, толщина который оценивается в пределах 10‒100 нм. В сплавах наряду с магнитной кристаллической анизотропией имеет место наведенная магнитная анизотропия, от которой в большой степени зависят магнитные свойства и доменная структура [6‒9]. Наведенная магнитная анизотропия (НМА) возникает вследствие отжига в магнитном поле (термомагнитная обработка — ТМО) или в поле механических напряжений (термомеханическая обработка — ТМехО). Направление наведенной магнитной анизотропии совпадает с одной из ОЛН — <100>, которая при отжиге и охлаждении составляла наименьший угол с направлением приложенного магнитного поля или растягивающей механической нагрузки. Наведенная магнитная анизотропия формируется в результате направленного ближнего упорядочения примесных атомов диффузионным путем при повышенных температурах в ферромагнитном состоянии, накладывается на кристаллическую и существенно меняет характер зависимости магнитных свойств от направления в кристалле. Вдоль направления наведенной магнитной анизотропии происходит рост остаточной магнитной индукции, понижение коэрцитивной силы, петля магнитного гистерезиса становится более прямоугольной [6].

Современные представления о природе наведенной магнитной анизотропии, основанные на гипотезе Нееля, Танигучи и Ямамото [10, 11] и прямых структурных наблюдениях одноосных анизотропных дефектов в монокристаллах сплава железо-кремний, изложены в статье [12]. Там же приведено распределение намагниченности вдоль осей легкого намагничивания <100> в монокристаллических образцах сплавов, содержащих 5, 6 и 8 ат.% кремния, предварительно подвергнутых закалке в воде после выдержки в парамагнитном состоянии и отжигу в ферромагнитном состоянии. Распределение намагниченности определяли оригинальным способом, использующим параметры отдельных подспектров — компонент (секстетов), полученные в результате дискретной аппроксимации мессбауэровских спектров [13, 14].

Мессбауэровские спектры монокристаллических образцов сплавов железа, подвергнутых разным термическим обработкам [13‒15], аппроксимировали минимальным набором секстетов. Для каждого секстета с помощью программы SPECTR, входящей в специализированный пакет программ MSTOOLS [16], варьировали параметры, моделирующие сдвиги, сверхтонкое поле, интенсивности и ширины линий поглощения, в том числе отношение интенсивностей двух крайних линий поглощения (второй к первой — A₂/A₁ или пятой к шестой — A₅/A₆). Интенсивности секстетов были распределены по соответствующим значениям сверхтонкого поля (СТП) на ядре поглощающего атома ⁵⁷Fe. Анализ этих распределений показал, что во всех монокристаллах, независимо от условий термической обработки, в первой координационной сфере атома железа имеются два атома кремния, расположенные на концах ребра ОЦК-ячейки. Атомы кремния в таких парах являются вторыми соседями, оси пар Si–Si ориентированы вдоль осей <100>, которые являются осями легкого намагничивания. Было показано, что не все атомы кремния составляют пары, и их доля в Si–Si-парах зависит от концентрации кремния. При 5 ат.% Si она составляет около 60%, при 6 ат.% — 70% и при 8 ат.% — 90%. При термических обработках количество пар атомов кремния не изменяется, поэтому предполагается, что Si–Si-пары образуются в парамагнитном состоянии, а во время отжига в ферромагнитном состоянии перераспределяются между ОЛН в пользу одной их них, составляющей наименьший угол с направлением приложения магнитного поля или механического растяжения.

В настоящей работе используется определенный в результате подгонки мессбауэровских спектров параметр A₂/A₁ (или A₅/A₆), величина которого зависит от ориентации намагниченности относительно оси пучка γ-квантов. Как показано в [12], c помощью элементарных вычислений можно установить относительные объемные доли намагниченности, которая ориентирована вдоль каждой из трех осей <100> в монокристаллах сплавов до и после термических обработок в магнитном поле или в поле механического напряжения. Выяснить, какие условия термических обработок и насколько влияют на распределение намагниченности параллельно осям легкого намагничивания, как лежащим в плоскости тонкого образца, так и выходящим из нее. Установить влияние условий термических обработок на распределение намагниченности параллельно осям легкого намагничивания, как лежащим в плоскости тонкого образца, так и выходящим из нее. Предложить объяснение полученных результатов в соответствии с современными представлениями о формировании атомной структуры и магнитных свойств железокремнистых сплавов.

ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

В настоящем исследовании объектами служили монокристаллические образцы сплавов α-FeSi (C_Si = 0.05, 0.06 и 0.08), которые ранее использовали для проведения рентгеноструктурного анализа [17‒21] и мессбауэровских исследований ближнего порядка в расположении атомов кремния в решетке α-Fe [13‒15]. Монокристаллические образцы с кубической ориентацией (КО) осей <100> и плоскости (100) в виде тонких дисков (толщина 0.3 мм, диаметр 8–9 мм) вырезали из монолитных кристаллов (5 и 8 ат.% Si), выращенных по методу Бриджмена. Образцы с «госсовской» ориентацией (ГО) осей <100> и плоскости (110) (толщина 0.35 мм, диаметр 10 мм) вырезали из зерен рекристаллизации листовой промышленной стали (6 ат.% Si). Для рафинирования и снятия напряжений все образцы проходили отжиг в вакууме 5×10⁻⁶ мм рт. ст. при температуре 1050°C в течение 4 ч, после которого содержание углерода не превышало 0.005 вес.% [22]. Ориентация образцов с КО и ГО относительно осей <100> показана на рис. 1.

 

Рис. 1. Ориентация плоскости тонкого монокристаллического образца (показана серой плоскостью) относительно кристаллографических осей <100> и кубической элементарной ячейки (куб из широких черных линий) в случае КО образцов — слева и в случае ГО — справа.

 

Образцы были подвергнуты термическим обработкам, перечисленным в таблице 1.

 

Таблица 1. Содержание кремния, текстура и термические обработки исследованных монокристаллических образцов сплавов железо–кремний

Содержание Si, at.%	Ориентация	Термическая обработка
6	ГО	закалка в воде
6	ГО	отжиг при 450°C
6	ГО	ac TMO || [001]
6	ГО	ac TMO ⊥ [001]
6	ГО	dc TMO || [001]
6	ГО	dc TMO ⊥ [001]
6	ГО	TMexO || [001]
6	ГО	TMexO ⊥ [001]
5	КО	закалка в воде
5	КО	dc TMO || [001]
5	КО	rot TMO
5	КО	ac TMO || [001]
8	КО	закалка в воде
8	КО	отжиг при 450°C
8	КО	dc TMO || [001]
8	КО	rot TMO

 

Три образца с разным содержанием кремния закаливали в воду после 10-минутной выдержки в парамагнитном состоянии при температуре 850°C (T_an > T_C) со скоростью охлаждения около 400°C/с. Два образца: с ГО и 6 ат.% Si и с КО и 8 ат.% Si отжигали в течение часа в ферромагнитном состоянии при температуре 450°C (T_an < T_C), после чего медленно охлаждали в печи. Несколько образцов было подвергнуто термомагнитной обработке — ТМО, заключавшейся в отжиге при 450°C на воздухе в течение нескольких минут и охлаждении до комнатной температуры в присутствии постоянного (dc) или переменного (ac) магнитного поля, направленного параллельно плоскости образца вдоль ОЛН (|| [001]) или перпендикулярно ей [001] (⊥ [001]). Напряженность постоянного магнитного поля — 15 кЭ, переменного — около 6 кЭ при частоте 50 Гц. Образцы с КО кристаллографических осей подвергали ТМО в постоянном вращающемся (rot) вокруг оси [010] магнитном поле со скоростью 8 оборотов в минуту. Образцы с ГО кристаллографических осей — термомеханической обработке — ТМехО: отжиг и охлаждение под действием растягивающей нагрузки (напряжение ~20 МПа), приложенной вдоль (|| [001]) и перпендикулярно (⊥ [001]) оси [001].

После термических обработок толщину образцов уменьшали механической и химической полировкой до оптимальной для мессбауэровских исследований. Мессбауэровские спектры были измерены на спектрометре ЯГРС-4М в режиме постоянных скоростей. Источником служил ⁵⁷Co в матрице Cr. Количество каналов на спектр составляло 512. Спектры всех образцов были приведены ранее в работах [13–15]. Здесь на рис. 2 показаны спектры трех монокристаллических образцов, предварительно подвергнутых термической обработке в постоянном магнитном поле.

 

Рис. 2. Мессбауэровские спектры (сплошные кружки) и результат (сплошная линия) их подгонки подспектрами (тонкие линии) образцов сплава железо–кремний с 5, 6 и 8 ат.% Si, подвергнутых ТМО в постоянном магнитном поле и, в следствие этого, имеющих одноосную наведенную магнитную анизотропию [14].

 

Для измерения мессбауэровских спектров во внешнем постоянном магнитном поле был подготовлен один образец сплава с ГО кристаллографических осей и содержанием кремния 6 ат.%. Он был медленно охлажден после четырехчасового рафинирующего отжига при 1050°C и не был подвергнут другим термическим обработкам. Магнитное поле прикладывали в плоскости образца параллельно ОЛН [001] и под углом 45° и 90° к ней. Напряженность поля составляла 5 кЭ.

Информацию о сверхтонких взаимодействиях на ядрах ⁵⁷Fe извлекали подгонкой экспериментальных спектров суперпозицией подспектров (компонент спектра) с помощью программы SPECTR, входящей в программный пакет MSTOOLS [16]. При подгонке секстетов варьировали: изомерный и квадрупольный сдвиги, сверхтонкое магнитное поле, ширины линий поглощения, относительные площади подспектров и отношения площадей линий (A₂/A₁ или A₅/A₆). Предполагали равенство вероятностей эффекта Мессбауэра для ядер ⁵⁷Fe в различных неэквивалентных позициях (локальных окружениях) и однородность ближнего порядка в расположении атомов во всем объеме образца.

Результаты математической обработки спектров были представлены в виде столбцов на гистограммах распределения относительных площадей отдельных подспектров по СТП [13‒15]. Интерпретация таких распределений была выполнена на основе результатов как экспериментальных [23, 24], так и теоретических исследований [25‒27] зависимости СТП от количества атомов кремния в ближайших координационных сферах атома железа и результатами анализа спектров разупорядоченных α-FeSi-сплавов, приведенных в работах [13, 14].

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА

Для полноты изложения на рис. 2 приведены мессбауэровские спектры образцов сплава, содержащих 5, 6 и 8 ат.% Si, подвергнутых термомагнитной обработке — отжиг и охлаждение в постоянном магнитном поле, приложенном вдоль оси <100>, лежащей в плоскости образца (таблица 1 — dc TMO || [001]). Не прибегая к математической обработке экспериментальных спектров, видно, что в каждом из них второй и пятый пики гораздо интенсивнее крайних (первого и шестого). Следовательно, отношения площадей A₂/A₁ или A₅/A₆ явно превосходит единицу, что указывает на то, что угол между направлением потока гамма-квантов и направлением магнитного поля в монокристаллических образцах превосходит 45°, когда A₂/A₁ = A₅/A₆ ≈ 0.44, и приближается к 90° — A₂/A₁ = A₅/A₆ ≈ 1.33 [28].

Распределение интенсивностей подспектров по значениям сверхтонкого поля на ядре атома железа, которое детально проанализировано в работах [13, 14], показало, что в спектрах сплавов имеется довольно большая доля локальной координации 6:2, которая соответствует двум атомам кремния в первой координационной сфере атома железа. Такую пару Si–Si составляют атомы кремния, расположенные по ребру ОЦК-ячейки, вдоль ОЛН <100> и являющиеся вторыми ближайшими соседями, что соответствует ближнему порядку B2-типа. При термической обработке в ферромагнитном состоянии происходит перестройка ориентации осей пар Si–Si под действием магнитного поля или поля механического напряжения. Анизотропия пространственного распределения областей с локальным упорядочением B2-типа в монокристаллах железокремнистых сплавов с 5 и 6 ат.% кремния была обнаружена методом рентгеновской дифракции [19]. Показано, что протяженность B2-областей вдоль оси НМА больше, а в поперечном направлении меньше, потому что большинство B2-кластеров преимущественно ориентируется вдоль этой оси. Таким образом, получено прямое доказательство направленного упорядочения пар атомов кремния в сплавах железо–кремний, объясняющее возникновение и стабильность одноосной магнитной анизотропии [29].

В любом монокристаллическом образце сплава железа с кремнием, имеющем ОЦК-решетку, имеется три ОЛН <100>, вдоль которых стремится ориентироваться вектор намагниченности. Более того, намагниченность ориентируется вдоль одной из таких осей в пределах одного домена. Между доменами имеются доменные стенки, в пределах которых происходит разворот намагниченности и реализуются другие ориентации локальной намагниченности. Но их влиянием на намагниченность в образце в данном рассмотрении можно пренебречь из-за их относительной тонкости, которая составляет 10–100 нм при длине ребра домена около 10⁶ нм, и, следовательно, из-за их малой доли в общем объеме образца.

Для осей легкого намагничивания кристаллов, распределение намагниченности в которых рассматривается здесь (рис. 1), характерны следующие значения угла θ — угла между направлением потока гамма-квантов и осями <100> и соответствующих отношений площадей линий в секстетах A₂/A₁ или A₅/A₆ [28]. Если магнитные моменты атомов железа ориентированы параллельно кристаллографическим осям (рис. 1), а гамма-кванты падают нормально к плоскости образца, то для этих условий характерны следующие значения угла θ между направлением потока гамма-квантов и осями <100> и соответствующие отношения площадей линий в секстетах A₂/A₁ или A₅/A₆ [28]. В случае кристалла с КО ось [010] параллельна потоку гамма-квантов, угол θ = 0° и отношение A₂/A₁ = A₅/A₆ = 0. Перпендикулярные потоку оси [100] и [001] в случае КО кристалла и ось [001] в случае кристалла с ГО составляют с ним угол θ = 90° и отношение A₂/A₁ = A₅/A₆ = 1.33(3). Если при ГО кристалла намагниченность параллельна одной из осей [100] и [010], угол θ = 45°, а отношение A₂/A₁ = = A₅/A₆ = 0.44(4). Перечислены только те углы θ, которые соответствуют возможным ориентациям осей <100> изучаемых кристаллов относительно пучка гамма-квантов.

Пусть  $v_1$, $v_2$  и  $v_3$ — относительные доли объемов образца, которые намагничены параллельно осям [100], [010] и [001], приведенным для кристаллов образцов с КО и ГО осей на рис. 1 соответственно. Эти доли подчинены условию — сумма трех долей составляет весь объем образца:

$v_1+v_2+v_3=1$ .

Если из экспериментального спектра определить отношение интегральных интенсивностей α = A₂/A₁ = A₅/A₆, то для вычисления относительной объемной доли областей образца, которые намагничены вдоль оси [001], лежащей в плоскости образца с ГО, можно использовать соотношение [12]:

$v_3=\frac{\alpha -{\alpha }_1}{{\alpha }_3-{\alpha }_1}$ .

Объемные доли намагниченности вдоль других осей ([100] и [010]):

$v_1=v_2=\frac{1}{2}\left[1-\frac{\left(\alpha -{\alpha }_1\right)}{\left({\alpha }_3-{\alpha }_1\right)}\right]$ или  $v_1=v_2=\frac{1-v_3}{2}$,

где

${\alpha }_1={\alpha }_2=\frac{A_2}{A_1}=\frac{4}{9}=0.44\left(4\right)$,

${\alpha }_3=\frac{A_2}{A_1}=\frac{4}{3}=1.33\left(3\right)$.

В случае ГО кристаллографических осей оси [100] и [010] являются полностью равноправными (рис. 1), поэтому объемные доли намагниченности  $v_1$ и  $v_2$, независимо от условий термических обработок, перечисленных в табл. 1, одинаковые.

Для образцов с КО осей имеют место аналогичные соотношения [12]. Относительная объемная доля областей образца $v_1+v_3$ , которые намагничены вдоль осей [100] и [001], определяется по формуле:

$v_1+v_3=\frac{\alpha }{{\alpha }_1}$,

а доля намагниченности, ориентированной вдоль перпендикулярной к ним оси [010]:

$v_2=1-\frac{\alpha }{{\alpha }_1}$,

где α = A₂/A₁ = A₅/A₆ и ${\alpha }_1\approx 1.33$. Сумма  $v_1+v_3$ является долей намагниченности, лежащей в плоскости образца. Каждая из долей  $v_1$ и $v_3$  не может быть определена отдельно, и они могут быть неравными. Например, если при отжиге внешнее магнитное поле или растягивающее напряжение было приложено вдоль оси [100], то эта ось становится осью НМА. И тогда  $v_1$ >  $v_3$, потому что доменная структура и, соответственно, намагниченность преимущественно выстраиваются вдоль оси [100].

Параметры секстетов (подспектров) A₂/A₁ = = A₅/A₆ мессбауэровских спектров образцов, подвергнутых разным термическим обработкам и содержащих 6, 5 и 8 ат.% кремния, и результаты вычислений долей  $v_1, v_2и v_3$ приведены в табл. 2–4. В табл. 2 — доли намагниченности в образцах с ГО осей, в табл. 3 — в образцах с КО осей и в табл. 4 — результаты опытов с образцом с ГО осей во внешнем магнитном поле. Для сравнения здесь приводятся результаты, полученные для закаленных в воде после выдержки при 850°C и отожженных в ферромагнитном состоянии образцов, опубликованные ранее в статье [12].

 

Таблица 2. Распределение намагниченности по направлениям (в процентах). Образцы с ГО осей. v₃ — доля намагниченности, параллельной ОЛН [001], лежащей в плоскости образца, v₁ и v₂ — доли намагниченности, параллельной ОЛН [100] и [010] соответственно, направленным под углом 45° к плоскости образца

CSi, ат.%	Обработка	$\frac{A_2}{A_1}=\frac{A_5}{A_6}$	v1	v2	v3
6	закалка	0.76(4)	32.5(1.6)	32.5(1.6)	35.0(1.7)
6	отжиг	0.99(4)	19.1(0.9)	19.1(0.9)	61.9(2.8)
6	ac TMO || [001]	1.04(4)	16.4(0.6)	16.4(0.6)	67.2(2.5)
6	ac TMO ^ [001]	0.87(3)	26.2(1.0)	26.2(1.0)	47.6(1.8)
6	dc TMO || [001]	1.01(3)	18.3(0.6)	18.3(0.6)	63.5(2.1)
6	dc TMO ^ [001]	0.86(2)	26.8(0.7)	26.8(0.7)	46.4(1.3)
6	TMexO || [001]	1.01(3)	18.3(0.6)	18.3(0.6)	63.4(2.2)
6	TMexO ^ [001]	0.89(2)	25.2(0.6)	25.2(0.6)	49.7(1.2)

 

Таблица 3. Распределение намагниченности по направлениям (в процентах). Образцы с КО осей. v₁ и v₃ — доли намагниченности, параллельной ОЛН [100] и [001] соответственно, лежащих в плоскости образца, v₂ — доля намагниченности, параллельной ОЛН [010], направленной под углом 90° к плоскости образца

CSi, ат.%	Обработка	$\frac{A_2}{A_1}=\frac{A_5}{A_6}$	v1	v3	v2
5	закалка	0.81(3)	30.4(1.0)	30.4(1.0)	39.3(1.3)
5	dc TMO || [001]	1.03(3)	23.0(0.8)	54.0(1.3)	23.0(0.8)
5	rot TMO	0.93(4)	34.9(1.4)	34.9(1.4)	30.2(1.2)
5	ac TMO || [001]	0.98(3)	26.7(0.9)	46.7(1.2)	26.7(0.9)
8	закалка	0.87(2)	32.6(0.9)	32.6(0.9)	34.9(0.9)
8	отжиг	1.05(6)	39.2(2.2)	39.2(2.2)	21.5(1.2)
8	dc TMO || [001]	1.19(8)	10.5(0.7)	79(3)	10.5(0.7)
8	rot TMO	1.01(3)	37.7(1.3)	37.7(1.3)	24.5(0.8)

 

Таблица 4. Перераспределение намагниченности по направлениям в монокристалле с ГО осей (в процентах) под действием внешнего магнитного поля. Один образец без поля и в магнитном поле под углом 0, 45 и 90° к оси [001]. v₁, v₂ и v₃— доли намагниченности такие же, как в табл. 2

CSi, ат.%	Условия	$\frac{A_2}{A_1}=\frac{A_5}{A_6}$	v1	v2	v3
6	без поля	0.88(4)	25.7(1.1)	25.7(1.1)	48.6(2.1)
6	0°	1.06(3)	15.5(0.5)	15.5(0.5)	69.1(2.2)
6	45°	1.04(3)	16.7(0.5)	16.7(0.5)	66.6(2.2)
6	90°	1.02(5)	17.6(0.8)	17.6(0.8)	64.9(2.9)

 

В закаленных образцах как с ГО, так и с КО кристаллографических (легких) осей распределение намагниченности по легким осям примерно равновероятное. Отжиг в ферромагнитном состоянии приводит к перераспределению намагниченности в направлениях <100>, лежащих в плоскости образца. Эти наблюдения в статье [12] объясняются или разупорядочением (после закалки), или локальным направленным упорядочением пар атомов кремния (B2-кластеров). В парамагнитном состоянии магнитные моменты на атомах железа ориентируются равновероятно по всем направлениям, поэтому образуется равновероятное распределение пар Si–Si вдоль осей <100>, которое при быстром охлаждении замораживается из-за резкого снижения диффузионной активности атомов в сплаве. И, напротив, во время отжига в ферромагнитном состоянии в каждом домене под действием спонтанной намагниченности происходит диффузионное перераспределение B2-кластеров так, чтобы оси пар Si–Si были ориентированы вдоль направления локального магнитного поля. После охлаждения сложившийся направленный ближний порядок сохраняется и становится причиной стабилизации доменной структуры с преимущественной ориентацией намагниченности в плоскости образца и небольшим количеством замыкающих доменов. При ГО осей имеет место доменная структура в виде полосовых доменов со 180-градусными границами, а при КО — в виде взаимно замыкающих доменов с 90-градусными границами.

Приведенные в табл. 2 распределения относительных объемных долей намагниченности по направлениям <100> в кристалле изображены в виде диаграмм на рис. 3. В образцах с ГО осей после термической обработки под действием магнитного поля или растягивающей нагрузки, которые были приложены параллельно ОЛН [001], наблюдаются наибольшие значения доли  , от 63 до 67% при погрешности 2–3%. Доля намагниченности по двум другим осям [100] и [010] составляет от 33 до 37% или 16–19% по каждой из них.

 

Рис. 3. Диаграммы распределений относительных объемных долей намагниченности по направлениям в монокристаллах с ГО осей (6 ат.% Si) после термических обработок при условиях, приведенных в табл. 1.

 

В образцах с ГО были проведены термические обработки, при которых магнитное поле (ТМО ^ [001]) или механическое напряжение (ТМехО ^ [001]) прилагали вдоль оси [110] и перпендикулярно оси [001]. Оси [110] и [001] лежат в плоскости дискового образца (рис. 1). Результаты приведены в табл. 2 и на диаграмме рис. 3. При подгонке спектров были получены близкие значения отношений A₂/A₁ = A₅/A₆, равные 0.87(3), 0.86(2) и 0.89(2), — одинаковые с учетом экспериментальной погрешности. Поэтому относительные объемные доли намагниченности, лежащей в плоскости образца и ориентированной вдоль ОЛН [001], определены как 46‒50% (в среднем 48%). На долю двух других осей, которые перпендикулярны к первой и составляют с плоскостью образца угол 45°, приходится по 25–27%. Ни одна термическая обработка в ферромагнитном состоянии не дает равновероятного или близкого к нему распределения намагниченности по осям <100>. Довольно большая доля магнитных моментов атомов железа ориентирована в плоскости образца. И в то же время не достигается близкая к 100 процентам доля намагниченности, направленной вдоль ОЛН [001], лежащей в плоскости образца.

В образцах с КО кристаллографических осей (табл. 3 и рис. 4) в результате ТМО в постоянном магнитном поле (dc TMO║ [001]) 77% намагниченности лежит в плоскости при 5 ат.% Si и 90% — при 8 ат.% Si. Остальная доля намагниченности — 23 и 10% соответственно ориентирована перпендикулярно этой плоскости. К сожалению, доли намагниченности  $v_1$ и $v_3$ , направленные вдоль равноправных осей [100] и [001], лежащих в плоскости образца (рис. 1) и нормальных к направлению распространения гамма-квантов, раздельно не определяются. Но здесь сделано предположение, что две легкие оси, которые во время ТМО (dc TMO или ac ТМО || [001], табл. 1) ориентированы перпендикулярно направлению приложения поля, например, [100] и [010], содержат одинаковые объемные доли намагниченности ( $v_1=v_2$). Тогда доля намагниченности, направленной вдоль оси [001], параллельно которой при ТМО было приложено магнитное поле, равна ( $100-v_1-v_2$)% или около 54% (при 5 ат.% Si) и около 80% (при 8 ат.% Si). Соответственно, доли намагниченности  $v_1+v_2$, направленной перпендикулярно оси [001], равны 46 и 20%. Все эти эффекты объясняются преимущественной ориентацией пар атомов кремния (B2-кластеров) где ОЛН, вдоль которой при отжиге было приложено магнитное поле. Ранее было установлено [15], что по мере увеличения содержания кремния в монокристаллах сплава увеличивается количество пар Si–Si, поскольку около 60% атомов кремния состоят в парах при 5 ат.% Si, около 70% — при 6 ат.% Si и около 90% — при 8 ат.% Si.

 

Рис. 4. Диаграммы распределения относительных объемных долей намагниченности по направлениям в монокристаллах с КО кристаллографических осей (в верхней части — 5 и в нижней — 8 ат.% Si) после термических обработок при условиях, приведенных в табл. 1.

 

ТМО в постоянном вращающемся магнитном поле (rot ТМО, табл. 1) подвергали два образца с КО кристаллографических осей, содержащих 5 и 8 ат.% Si. Результаты расчета объемных долей по-разному ориентированной намагниченности приведены в таблице 3 и на диаграмме рис. 4. Образцы содержат высокую долю намагниченности, ориентированной в плоскости, которая все же меньше, чем после dc ТМО ║ [001]. Так как в этом случае, оси [100] и [001] при ТМО примерно равное время находились под действием продольного к каждой из них магнитного поля, то, наверняка, доли $v_1$ и  $v_3$ равны (табл. 3). Тогда объемная доля намагниченности, ориентированной параллельно осям [100] и [001] и лежащей в плоскости образца, при 5 ат.% кремния — 70(2)% (по 35% на каждую ОЛН), а перпендикулярно к ней — 30(1)%, и при 8 ат.% кремния в плоскости — 76(2)% (по 38%), а перпендикулярно к ней — 24(1)%. Напомним, что после термической обработки в постоянном поле (dc ТМО ║ [001]) доля намагниченности, лежащей в плоскости образца, 77 и 90% соответственно.

Постоянное магнитное поле при измерении мессбауэровских спектров было приложено к образцу с ГО кристаллографических осей. Объемные доли намагниченности, ориентированной перпендикулярно направлению распространения гамма-квантов, приведены в табл. 4 и в виде столбчатой диаграммы на рис. 5. В исходном образце и без внешнего поля около 49(2)% намагниченности лежало в его плоскости и, скорее всего, было ориентировано вдоль оси [001] и по 26(1)% вдоль осей [100] и [010] (см. рис. 1). Включение постоянного магнитного поля напряженностью 5 кЭ вызывает увеличение доли намагниченности в плоскости $v_3$  на 20%, до 69(2)% и уменьшение долей  $v_1$ и  $v_2$ до 16(1)% соответственно.

 

Рис. 5. Диаграммы распределений относительных объемных долей намагниченности по направлениям в монокристаллах с ГО кристаллографических осей. Опыты с одним и тем же образцом без и с внешним магнитным полем, приложенным под углом 0°, 45° и 90° к ОЛН [001] — рис. 1.

 

Наблюдается значительное увеличение объемной доли намагниченности  $v_3$, ориентированной в плоскости образца вдоль ОЛН [001]. Тем не менее она не достигает 100%. Возможно, причиной этого является размагничивающий фактор [30‒32]. Дело в том, что на поверхности ферромагнитного образца, помещенного в однородное магнитное поле, создается дополнительное магнитное поле, направленное внутри образца противоположно внешнему полю и намагниченности. На внешнее поле накладывается собственное, размагничивающее поле, а коэффициент размагничивания зависит от формы намагничиваемого образца. Коэффициент размагничивания точно рассчитывается только для образцов, имеющих форму эллипсоида. Образцы другой формы в однородном внешнем магнитном поле намагничиваются неоднородно. В случае образца в виде тонкого диска сумма долей, намагниченных не вдоль внешнего поля,  $v_1+v_2$, составляет около 30%.

После поворота поля на 45° и на 90° объемная доля намагниченности в плоскости образца уменьшается последовательно до 67(2)% и до 65(3)%. Но с учетом погрешности эти изменения незначительные, что показывает высокую магнитную мягкость железокремнистого сплава. В магнитном поле напряженностью 5 кЭ намагниченность легко разворачивается в плоскости образца в направлениях, составляющих угол и 45°, и 90° с ОЛН [001]. Под влиянием размагничивающего поля остается 30–35% объема образца.

Заключение

Известно, что в сплавах кремнистого железа при содержании кремния от 5 до 10 ат.% имеются B2-кластеры, состоящие из двух элементарных ячеек B2-фазы (упорядочение типа CsCl). Они имеют анизотропную форму — вытянуты вдоль одной из ОЛН <100> и центрированы парами атомов Si–Si, являющимися вторыми соседями. Ближний порядок B2-типа формируется при высоких температурах в парамагнитном состоянии (T_an > T_C), но из-за разупорядочения магнитных моментов атомов железа в сплаве Si–Si-пары равновероятно распределены вдоль осей <100>. В результате быстрого охлаждения закалкой в воду хаотичное распределение B2-кластеров сохраняется, намагниченность в объеме образца равновероятно распределяется вдоль осей <100>, доменная структура дестабилизируется.

При медленном охлаждении сплава в поле спонтанной намагниченности или при отжиге в магнитном поле, или в поле механического напряжения диффузионным путем формируются преимущественная ориентация B2-кластеров вдоль одной из осей <100>. Именно направленный ближний порядок является ответственным за определенную ориентацию магнитных моментов атомов железа и стабилизацию доменной структуры в железокремнистых сплавах. Во время ферромагнитного отжига (T_an < T_C) пары Si–Si преимущественно выстраиваются вдоль силовых линий локального поля. После охлаждения наблюдается стабилизация доменной структуры, намагниченность преимущественно лежит в плоскости образца: около 60% в случае ГО осей и около 80% в случае КО.

В случае образцов с ГО осей примерно одинаковое распределение намагниченности получается в результате ферромагнитного отжига без внешнего поля, в продольном постоянном и переменном поле и под продольно приложенной нагрузкой. Доля в плоскости образца от 62 до 67%, и по 18–20% вдоль двух других осей. Если внешнее воздействие при отжиге было направлено перпендикулярно ОЛН [001], то доля лежащей в плоскости образца намагниченности уменьшается до 46–50%, а доля намагниченности, ориентированной параллельно осям [100] и [010] возрастает до 25–27% на каждую.

В образцах с КО осей после ТМО во вращающемся магнитном поле доля намагниченности, которая лежит в плоскости образца (вдоль осей [100] и [001]), при содержании кремния 5 ат.% составляет 70%, а при содержании 8 ат.% — 75%. Это наблюдение соответствует отмеченному ранее увеличению доли атомов кремния, составляющих пары от 60% при 5 ат.% Si до 90% при 8 ат.% Si. Поскольку чем больше пар Si–Si, тем больше объем областей, в которых при отжиге формируется их направленное упорядочение, лежащее в плоскости образца, вдоль осей [100] и [001]. В то же время доля нормально, вдоль оси [010] ориентированной намагниченности при 5 ат.% Si больше (~ 30%), а при 8 ат.% меньше (~ 25%).

Измерения мессбауэровских спектров во внешнем магнитном поле, приложенном в плоскости образца с ГО кристаллографических осей, показало, что эффектом от включения внешнего поля является увеличение доли намагниченности, ориентированной в плоскости образца, на 20%. При вращении внешнего поля на 45° и 90° эта доля практически не меняется, около 30–35% объема образца находится под влиянием размагничивающего поля, величина которого зависит от формы образца.

Используя чувствительность сверхтонкой структуры мессбауэровских спектров к ориентации намагниченности относительно направления испускания гамма-квантов, определены относительные объемные доли магнитных моментов атомов железа, ориентированных вдоль осей <100>. Для объяснения наблюдаемых эффектов использованы современные представления о формировании структуры и свойств железокремнистых сплавов. Показано, что изменения ориентации намагниченности при термических обработках связаны с разупорядочением или, наоборот, направленным упорядочением анизотропных кластеров B2-фазы, центрированных парами атомов кремния — парами Нееля.

Работа выполнена в рамках государственного задания Минобрнауки России (тема «Магнит», г. р. № 122021000034-9), с использованием оборудования ЦКП «Испытательный центр нанотехнологий и перспективных материалов» ИФМ УрО РАН.

Авторы заявляют, что у них нет конфликта интересов.

About the authors

N. V. Ershov

Mikheev Institute of Metal Physics, Ural Branch, Russian Academy of Sciences

Author for correspondence.
Email: nershov@imp.uran.ru
Russian Federation, Ekaterinburg

N. M. Kleinerman

Mikheev Institute of Metal Physics, Ural Branch, Russian Academy of Sciences

Email: nershov@imp.uran.ru
Russian Federation, Ekaterinburg

V. A. Lukshina

Mikheev Institute of Metal Physics, Ural Branch, Russian Academy of Sciences

Email: nershov@imp.uran.ru
Russian Federation, Ekaterinburg

A. V. Timofeeva

Mikheev Institute of Metal Physics, Ural Branch, Russian Academy of Sciences

Email: nershov@imp.uran.ru
Russian Federation, Ekaterinburg

References

Supplementary files