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32 SUPRALEITUNG UND FERROMAGNETISCHE FLUKTUATIONEN IN MGCNI 3
Magnetisierung [ A / m ]
9
8.5 µ 0
H = 4 T
8
7.5
M [ A / m ]
8
7
6
5
4
T = 30 K
3
T = 70 K
2
T = 100 K
1
T = 175 K
0
0 1 2 3 4 5 6
µ 0 H [ T ]
7
µ 0
H = 2 T
6.5
6
0 50 100 150 200 250 300
Temperatur [ K ]
(a)
/ mol ]
cm 3
-3
Suszeptibilitat [ 10
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0 50 100 150 200 250 300
Temperatur [ K ]
(b)
Abbildung 4.3: Magnetisierung und Suszeptibilität von Mg 1,2 C 1,6 Ni 3 . (a): Magnetisierung bei µ 0 H = 2 T und µ 0 H =
4 T. Das eingefasste Bild zeigt die Feldabhängigkeit der Magnetisierung bei verschiedenen Temperaturen. (b): aus der
Magnetisierung bestimmte intrinsische Suszeptibilität. Die geschwungene Linie dient der Orientierung.
Der SOMMERFELD-Parameter beträgt γ N = 27,7±1,1 . = 27,7(1 ± 0,04) mJ/molK 2 , mit der zugehörigen DEBYE-
Temperatur Θ D = 287,6(1 ± 0,01) K. Diese Ergebnisse sind vergleichbar mit Resultaten ähnlicher Analysen
[MRN + 03, LHH + 03]. Da aufgrund des Phasenübergangs bei T = T c der Fitbereich auf Temperaturen oberhalb
der Anwendbarkeit von Gleichung 2.2 beschränkt ist, wurden zusätzlich Messungen der spezifischen Wärme
im Magnetfeld durchgeführt, die ebenfalls in Abbildung 4.4(b) gezeigt sind. Das auffällig starke Abknicken des
durch das Magnetfeld künstlich erzeugten Normalzustands (für µ 0 H = 8 T bis ≈ 4 K) 3 von der linearen Extrapolation
bei T < T c ist durch den Einfluss ferromagnetischer Spinfluktuationen erklärbar, die durch magnetische
Messungen nachweisbar sind (siehe Abbildung 4.3).
Um Fehler aufgrund des eingeschränkten Temperaturanpassungsbereichs von Gleichung 2.2 zu minimieren
und den Einfluss der ferromagnetischen Spinfluktuationen quantitativ zu analysieren, wurde die spezifische
Wärme zwischen 2 K < T < 30 K mit dem in Kapitel 2 vorgestellten Computerprogramm „HEAT“ (Anhang A.1)
analysiert. Um den ungewöhnlichen Anstieg der spezifischen Wärme im Normalzustand unterhalb von T c für
T → 0 genauer zu untersuchen, ist eine sorgfältige Anpassung des Gittermodells an die Normalzustandsdaten
oberhalb von T c für unterschiedliche Werte des SOMMERFELD-Parameters von γ N = (27...40) mJ/molK 2
nötig. Eine optimale Übereinstimmung zwischen Modell und Daten findet sich für γ N = 31,4 mJ/molK 2 . Der
in Abbildung 4.4(b) sichtbare zusätzliche Anstieg der Normalzustandsdaten für T → 0 (γ N ≈ 40 mJ/molK 2 )
kann dann über Gleichung 3.8 bzw. 3.9 kompensiert und die Anpassung des Gittermodells unter Berücksichtigung
der so erhaltenen Temperaturabhängigkeit des SOMMERFELD-Parameters verfeinert werden. Die
sich aus dieser Analyse ergebende Temperaturabhängigkeit von γ N wird in Abschnitt 4.3.1 (Abbildung 4.7)
näher untersucht. Abbildung 4.5(a) zeigt einen Vergleich der mit dem Computerprogamm „HEAT“ gewonnenen
Dispersionsbeziehungen mit von Ignatov et al. angegebenen Berechnungen [IST03]. Obwohl das hier
verwendete Gittermodell auf konstante (EINSTEIN-Moden) und lineare Terme (DEBYE-Moden) für die Dispersion
beschränkt ist, zeigt sich an diesem Beispiel, dass durch eine Linearkombination dieser idealisierten
Modelle das theoretische Verhalten der Gittermoden gut angenähert werden kann. Diese Überlegungen zeigen
aber auch, dass die EINSTEIN- und DEBYE-Temperaturen nicht immer einfach als Frequenzen optischer
und akustischer Schwingungszweige interpretiert werden können. So gibt es in MgCNi 3 keine optische Mode
reduzierter Besetzungszahl bei 8 meV. Statt dessen simuliert diese EINSTEIN-Mode das Weichwerden
des energetisch niedrigsten akustischen Schwingungszweiges. Abbildung 4.5(b) zeigt den Vergleich des so
3 Dieser ist auch in der Probe von Lin et al. erkennbar, wurde dort aber nicht analysiert [LHH + 03].