粉末中性子回折によって解明された固溶体LaMn2(Ge1−xSix)2 (0 ≤ x ≤ 1) の磁気状態図

Scientific Reports volume 12、記事番号: 9248 (2022) この記事を引用

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ThCr2Si2 型固溶体 LaMn2(Ge1−xSix)2 (x = 0.0 ～ 1.0) の構造的および磁気的特性は、X 線回折、磁化、および中性子回折測定の組み合わせを使用して研究されており、磁気組成を確立することができました。 -温度状態図。 Ge を Si で置換すると単位格子が圧縮され、磁気交換相互作用に影響を与えます。 特に、LaMn2(Ge1-xSix)2 の磁気構造は、隣接する Mn 層間の距離に関係する単位格子パラメータ c によって強く影響されます。 対応する反強磁性層と傾斜した強磁性構造が固溶体の Si に富む部分を支配する一方、不一致な反強磁性の平らな螺旋と円錐形の磁性構造が Si の少ない部分で観察されます。

AM2X2 (A = アルカリ、アルカリ土類、または希土類元素、M = 遷移金属、X = 主族元素) ファミリーの化合物に属する材料は、磁気を含む幅広い興味深い物理現象を示すことが知られています。超伝導、重いフェルミオン、量子臨界点、近藤挙動1、2、3、4。 そのメンバーは、A、M、および X 原子がそれぞれ 2a、4d、および 4e 結晶学的サイトを占める ThCr2Si2 型構造 (空間群 I4/mmm) で優先的に結晶化します。 この原子配置により、3 つの元素のそれぞれが結晶学的 c 軸に沿って AXMXA の順序で積み重ねられた正方形のネットを形成します (図 1 を参照)。この構造は、エッジを共有する XM4 四角錐の層が交互に配向しているものとして説明することもできます。 A 原子の四角い網。 3 番目の構造の説明は、A メタルの正方形ネットと交互に配置されたエッジ共有 MX4 四面体の層として説明されています。 後者の 2 つの結晶構造の説明の図は、補足図 S1 にあります。

LaMn2(Ge1-xSix)2 の結晶構造: La (緑色)、Mn (濃青色)、Si/Ge (青緑色)。

マンガンシリサイドおよびゲルマニドのサブグループである REMn2X2 (RE = 希土類金属、X = Si、Ge) は、その興味深い物理的特性により特に注目を集めています。 巨大磁気抵抗（GMR）は REMn2Ge2（RE = La、Sm）5,6,7 で観察され、磁気熱量挙動は REMn2Si2（RE = Ho、Er、Tb）8、9、10 および REMn2Ge2（RE = Ce、Tb）11 で観察されました。 、12、および REMn2Ge2 (RE = Ce、Pr、Nd) 内のスキルミオン気泡 13。 最近、LaMn2Ge2 がトポロジカル ホール効果 (THE) を示すことが示されました 14。

REMn2X2 材料が示す幅広い挙動は、この原子配列で実現できる共線的および非共線的磁性状態の豊富な多様性に関連しています 15,16,17,18,19,20,21,22,23,24 、25、26。 このタイプのすべての化合物では 300 ～ 714 K の磁気秩序化温度が観察されており 1,27、それらの多くは磁気基底状態に達する前に冷却時に数回の磁気転移を経験します。 REMn2X2 に基づくさまざまな固溶体に関するこれまでの研究では、Mn 間の距離がさまざまな磁気構造の形成に主要な役割を果たしていることが示されています。 面内の最近隣 Mn-Mn 距離 dintra < 2.84 Å では、Mn 層内の磁気モーメントは強磁性の面外配置で整列し、隣接する正方形ネットは反強磁性的に結合します。 ディントラが臨界距離 2.84 Å を超えると、強磁性の面外配置から反強磁性の面内配置への転移が起こります。 同時に、平面間の結合は反強磁性のままです11、28、29、30。 さらに dintra > 2.87 Å に増加すると、層内配置は変化しないものの、層間結合が反強磁性から強磁性へと変化する 2 番目の転移が生じます 11、28、29、30、31。

三元系 LaMn2X2 (X = Si、Ge) はどちらも強磁性の層間結合を持つ磁気構造を示します。 文献で一般的に使用されている命名法 (詳細な説明は以下に続きます) 11、28、29、31、32、33 を採用すると、LaMn2Si2 は 470 K15、34、35 未満で反強磁性層 (AFl) と呼ばれる磁気構造を示し、 310 K で冷却すると強磁性混合コメンシュレート (Fmc) 構造に転移します15、35、36。 追加の不整合変調ピークは 40 K 以下で発生し、低温まで残ります。これは、強磁性混合不整合 (Fmi) 構造と強磁性混合整合 (Fmc) 構造の共存と解釈されます。 対照的に、LaMn2Ge2 は 425 K 以下で反強磁性フラットスパイラル (AFfs) をとることが報告されています。冷却すると、TC = 325 K で Fmi 構造への転移が起こり、この状態は 2 K まで維持されます 15,28,34,36 。

LaMn2Si2 と LaMn2Ge2 でそれぞれ観察される Fmc 構造と Fmi 構造にはいくつかの類似点があります。どちらも強磁性の面外磁気モーメント成分と、Mn ネット内で同一の市松模様の面内スピン配置を示します。 LaMn2Ge2 の Fmi 構造の非通級性は、隣接する正方形ネット内の磁気モーメントが正方晶 c 軸に沿って相互に回転することに起因します。 LaMn2Si2 で観察された釣り合った Fmc 構造の場合、隣接する面の磁気モーメントは c に沿って 180°回転します。 111In(111Cd) と 140La(140Ce) をプローブ核とした摂動角相関 (PAC) 分光法を用いた固溶体 LaMn2(Si1−xGex)2 (x = 0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1) に関する以前の研究では、両三元系のキュリー温度とネール温度は、Si/Ge 混合によって調整できることが示されました 34,36。 これは、異なる組成の固溶体 LaMn2(Si1-xGex)2 が三元化合物と同様の磁気挙動を示し、磁気転移温度が組成によって調整できることを示しています。 したがって、Si/Geの混合量が磁気的非通約性および共存する磁気相に及ぼす影響を研究することが必要となる。 さらに、LaMn2X2 化合物 (X = Si、Ge) の潜在的な用途に関連する物理的特性は、その磁性に直接関係しています。 この目的のために、固溶体LaMn2(Ge1−xSix)2におけるGeのSiによる置換が構造的および磁気的特性に及ぼす影響を磁化、X線および中性子回折測定によって調査した。

PXRD データのリートベルト精密化は、LaMn2(Ge1−xSix)2 のすべてのサンプルが ThCr2Si2 型構造で結晶化することを示しています。 三元化合物の格子パラメータ a および c は、文献で報告されている値とよく一致しています 15。 表 1 に、すべてのサンプルの格子パラメータを示します。 四次サンプルは、精製された組成に従ってラベル付けされます。 a、c、セル比c/a、単位セル体積Vの組成依存性を図2にプロットします。GeのSiによる部分置換により、室温での格子パラメータが圧縮されます。 格子パラメータ a は、組成範囲全体にわたってベガードの法則 37 (図 2 上) に従います。 対照的に、c パラメーターは線形挙動からの逸脱を示します (破線)。 LaMn2(Ge1−xSix)2 の Ge に富む部分では c のより急峻な減少が観察されます。 この異常は、c/a 比の挙動にも反映されています (図 2 下)。 c の傾きの変化は磁気特性と相関しています (以下を参照)。 Si/Ge の結晶サイトの z 成分 (0, 0, z) は、固溶体全体を通じて約 0.38 のほぼ一定の値を維持します。

室温での LaMn2(Ge1–xSix)2 格子パラメータ a および c (上)、セル比 c/a および単位セル体積 V (下) の組成依存性。 炉アニーリングによって合成されたサンプルのデータ ポイント (x = 0、0.05、0.33、0.47) は黒の記号で強調表示され、アーク溶解によって作成されたサンプル (x = 0.18、0.58、0.78、1) は空の記号で強調表示されます。 a の圧縮はベガードの法則に従います (上、実線) が、c はこの線形傾向から逸脱します (上、破線)。 同じ異常な動作はセル比 c/a (下) でも観察できます。 異なるサンプル調製技術から生じる可能性のある誤差を補償するために、アーク溶解および固相合成によって調製されたサンプルの c 値と c/a 値を個別にフィッティングしました。 すべてのエラーバーが表示され、1σ を表します。 ただし、誤差バーは記号よりも小さい場合があります。

三元系 LaMn2Ge2 および LaMn2Si2 の 2 ～ 400 K の DC 磁化率 χDC の温度依存性を図 3 にプロットします。両方の化合物は、それぞれのキュリー温度 TC = 326.22(3) K および 308.53(3) で強磁性のような転移を起こします。 K. TC を超えると、逆磁化率 χDC−1(T) は 400 K まで線形挙動 (図示せず) に従いません。これは、LaMn2Ge2 と LaMn2Si2 が測定された最高温度まで完全には常磁性領域に入らないことを示唆しています。 これは、以下に示す粉末中性子回折データによっても裏付けられています。 DC磁化率の同様の挙動は、四元サンプルでも観察されました（補足図S3）。 TC は、Ge/Si 混合の関数として LaMn2Ge2 から LaMn2Si2 に減少します (表 1)。 すべてのサンプルのキュリー温度は、磁化率dχDC / dTの一次導関数をガウスピーク関数に当てはめることによって決定されました（補足図S4a、b）。 私たちのデータから抽出された転移温度は文献とかなり一致しています 36。 したがって、以前の研究で報告された TC 値は、LaMn2Ge2 の 323.3(2) K から LaMn2Si2 の 308.5(2) K まで変化します。

LaMn2Ge2 (a) および LaMn2Si2 (b) のゼロ磁場冷却 (ZFC、赤) および磁場冷却 (FC、青) 磁化率と等温磁化 (挿入図)。 すべてのエラーバーが表示され、1σ を表します。 ただし、誤差バーは記号よりも小さい場合があります。

−６〜６Ｔの間で２Ｋおよび２５０Ｋで測定された三元系ＬａＭｎ２Ｇｅ２およびＬａＭｎ２Ｓｉ２の等温磁化曲線は、典型的な強磁性挙動を示します（図３挿入図）。 LaMn2Ge2 の場合、M(H) 曲線は 2 K で Msat = 1.3005(1) µB/Mn、250 K で Msat = 1.0976(1) µB/Mn に達します。対照的に、LaMn2Si2 の M(H) 曲線は飽和を示しません。 2 K で同じ印加磁場下では、250 K では Msat = 0.99823(4) μB/Mn で飽和に達します。LaMn2Si2 と同様の挙動は、組成 x = 0.58 および 0.78 の Si リッチな四元サンプルでも観察されます。 （補足図S3）：それらは250 Kで飽和に達しますが、2 Kでは飽和しません。この飽和の欠如は、おそらく反強磁性成分の存在を示しています38。 さらに、すべての組成で観察された低い飽和磁化は、後述する単純な強磁性体の磁気構造とは異なる磁気構造を示しています。 ヒステリシスループはすべての組成物で観察されました。 補足図S5a、bは、-1から1 Tまでのすべてのサンプルの等温磁化を強調しています。温度を2から250 Kに上昇させると、組成x = 0.33、0.47、0.58、0.78および1のサンプルの保磁力Hcが示されます。は明らかに減少しますが、Hc は x = 0、0.05、および 0.18 でほぼ一定のままです (補足表 S1)。 温暖化による抗磁場の変化は、2 K と 250 K の間で磁気相転移が起こることを示唆しており、これは以下に示す PND データによっても確認されています。 サンプル間で保磁力が異なるのは、粒子サイズの違いによるものと考えられます39。 ここで観察された磁化データは文献 15、38、40、41 と一致しています。 サンプルには少量の不純物しか含まれていないため、不純物は磁化データに大きな影響を与えるものではないと考えられます。

粉末中性子回折 (PND) パターンは、組成 LaMn2(Ge1−xSix)2 (x = 0、0.05、0.18、0.33、0.47、0.58、0.78、1) の一連のサンプルについて収集されました。 以前の研究11、28、29、31、32、33、42に続いて、基本的な磁気成分に基づいて観察された磁気構造を説明します。 後者は、特徴的な磁気反射から容易に識別できます。

反強磁性フラットスパイラル (AFfs) は、各 Mn 層の正方格子内の磁気モーメントの反強磁性配列として説明できます。 各層のスピンの動機は同じですが、モーメントは隣接する層では角度 φ 回転し、次に近い層の場合は 2φ 回転します。 したがって、AFf の磁気モーメントは c 軸に沿って平坦な螺旋を形成します。 （図4a）不整合伝播ベクトル（0、0、kz）は、らせんの長さ、または磁気モーメントが一回転に達するまでに必要な結晶単位セルの数を表します。 回折パターンでは、AFf は、回折条件 h + k = 2n + 1 の反射の周囲に現れる低強度の磁気変調ピークのペアによって識別できます。たとえば、衛星反射 (101)−/(101)+ および (103)それぞれ (101) と (103) 付近の -/(103)+。

反強磁性層 (AFl) の構造は、AFf の場合と同様、正方格子内の磁気モーメントの反強磁性配置で構成されます。 ただし、隣接する層のモーメントは c に沿って 180°回転します。 （図4b）AFlの磁気反射は、（0、0、0）のkベクトルでインデックス付けされ、反射条件h + k = 2n + 1で核ブラッグピークに強度を加えることができます。 ＡＦ１の寄与は、（１０１）および（１０３）で特に顕著である。

強磁性（FM）成分では、すべての磁気モーメントは c に沿って整列します（図 4c）。 FM 寄与は、反射条件 h + k = 2n および l = 2n を満たす核ブラッグ ピークで見られます。 したがって、FM ブラッグ ピークは核ブラッグ ピークの強度を増加させます。 これは、反射 (002) と (112) で最も顕著です。

PND 研究の結果を発表する前に、磁気構造に関する一般的なコメントをいくつか提供したいと思います。

反射条件 (1) は不釣り合いな磁気変調 (IC) を示し、条件 (2) と (3) は釣り合いのとれた磁気反射 (C) を示します。 以下に示す PND パターンの磁気位相に対応するブラッグ マーカーは、IC 寄与と C 寄与に分けられます。 磁気成分 (1) または (2) のいずれかに対応する磁気ピークのセットは、他の磁気反射がない場合に PND パターンで観察でき、これら 2 つの基本成分が実際の磁気構造を表すことを示唆しています。 さらに、より複雑な磁気配置は、上記の基本的な寄与の組み合わせから生じます。

強磁性混合不整合構造（Fmi）は、面内成分（1）と面外成分（3）の重ね合わせであり、円錐軸がcに平行な円錐形の磁性構造を特徴としています（図1）。 4d）。 このタイプの構造は、磁気モーメントが円錐状に回転するように見えるため、円錐形と呼ばれます。 Fmi への FM の寄与により、すべての磁気モーメントは c と平行になり、その結果全体の正味モーメントがゼロになります。 さらに、基底面に反強磁性配置を有する AFf の寄与がゼロではありません。 AFfs と同様に、Fmi の磁気モーメントは層ごとに角度 φ だけ回転します。

強磁性混合コメンシュレート状態 (Fmc) は、(2) と (3) を重ね合わせたものです。結果として得られる構造は、同じ反強磁性の面内配置と隣接する層間の反強磁性結合を備えた AFl と似ていますが、磁気モーメントは外側に傾いています。面の。 したがって、Fmcはcに沿って追加の強磁性結合を示します（図4e）。

LaMn2(Ge1−xSix)2 で観察される 5 つの回折条件のスピン配置のモデル: (a) 反強磁性平面スパイラル (AFfs)、(b) 反強磁性層 (AFl)、(c) 強磁性寄与 (FM)、(d) ) 強磁性混合不整合 (Fmi) および (e) 強磁性混合整合 (Fmc)。 (a) と (d) の円は、不整合な AFfs と Fmi における (c) に沿ったスピンの完全な回転を示します。 FM は独立した位相として存在するのではなく、Fmi と Fmc に寄与します。

FM 成分 (3) は、Fmi および Fmc 構造の AFfs (1) および AFl (2) と組み合わせてのみ観察されるため、LaMn2(Ge1−xSix)2 の独立した磁気構造ではないことに注意してください。 。 磁気成分の重ね合わせはベクトルの加算として理解できます。 面外磁気コンポーネントと面内磁気コンポーネントを追加すると、傾斜した磁気構造が得られます。 このような非共線構造の傾斜角は、ベクトルの長さの比によって定義されます。 したがって、個々の成分は、ab 平面 (AFfs および AFl) または c 軸 (FM) への投影になります。 図 4 は、3 つの回折条件すべてのスピン配置と、観察された基本的な磁気寄与の 2 つの重ね合わせを示しています。

三元系 LaMn2Ge2 の中性子回折データは 28 ～ 500 K で収集されました。精密分析により、LaMn2Ge2 が 430 K で常磁性であることが確認されました。420 K 未満では、回折条件 (1) と一致する磁気サテライト ピークが (101) および (103) 反射の周囲で発生します。 (図5)。 それらは伝播ベクトル (0, 0, kz) でインデックス付けでき、それらの強度と kz は温度の低下とともに増加します。 磁気構造は純粋な反強磁性平面スパイラル (AFfs)28 (図 4a) です。 ここで観察された秩序化温度は、以前の研究 28,34 とよく一致しています。 磁化率で観察される強磁性のような転移をわずかに上回る 330 K では、反射条件 (3) に続く核ピークの強度が増加します。 この増加は、核の寄与が無視できるため、(112) 反射で最もはっきりと見えます。 回折条件（3）は、モーメントがcと平行に整列する強磁性寄与（FM）を表します（図4c）。 FM に起因する磁気信号は、低温まで AFf のサテライト ピーク (101)-/(101)+ および (103)-/(103)+ と共存します。 上で議論したように、面内AFfと面外FM寄与の重ね合わせにより、以前に報告された強磁性混合不整合構造（Fmi、図4d）が形成されます15。

28 K (下) と 350 K (上) での LaMn2Ge2 の PND パターン。 ブラッグ マーカーは、核磁気反射 (N)、整合磁気反射 (C)、および不整合磁気反射 (IC) の位置を示します。

図6aは、データ改良から得られたLaMn2Ge2の全磁気モーメントμtotとその部分成分μAFfsおよびμFMの温度依存性を示しています。 PND からの磁気転移温度は、図 6 に見られるように、垂直の一点鎖線で示されているように、磁気モーメントの急激な低下が観察される場所で定義されました。 同じ方法論がすべてのサンプルに適用されました。 近似値ですので誤差の伝播は考慮しておりません。 28 K では、LaMn2Ge2 は kz ≈ 0.2983(2) の伝播ベクトルで、Mn あたり µtot ≈ 3.13(3) µB、µAFfs ≈ 2.68(2) µB、および µFM ≈ 1.61(4) µB の磁気モーメントに達します。 この温度では、磁気モーメントは c 軸から α ≈ 59.1(4)° の角度だけ傾きます。 PND データから精密化された µFM の値は、等温磁化で観察された Msat 値 1.3005(1) よりわずかに大きいですが、文献で報告されている約 1.5 µB/Mn と一致しています 15、40、43、44、45。 ここで決定された Msat の低い値は、非磁性アモルファス不純物または磁化の完全な飽和を妨げる磁壁の動きの妨げによって説明される可能性があります。 μtotは温度の上昇とともに減少し、430Kで突然消える前にTCに近づくとより強い下降を示します。TCでの中間的な落ち込みはμAFfsとkzでも発生します（図6a挿入図）。 図6bは、温度の関数としての格子パラメータaおよびc、単位セル体積V、およびセル比c/aの変化を示しています。 セル比 c/a は、TC < T < TN の領域でより強い温度依存性を示します。 この異常な挙動は、結晶格子の熱膨張と、Mn モーメントの Mn-Mn 層間相互作用との強い結合を示唆しています。 同様の効果は、CeMn2(Ge1−xSix)211、PrMn2(Ge1−xSix)231、および Pr(Mn1−xFex)2Ge232 でも観察されています。

PND データの改良から得られた LaMn2Ge2 の磁気パラメータと構造パラメータ: (a) 全磁気モーメント µtot、その部分成分 µAFfs、µFM、および伝播ベクトル kz の温度依存性 (挿入図)。 (b) 温度の関数としての格子パラメータ a および c、単位セル体積 V およびセル比 c/a の変化。 すべてのエラーバーが表示され、1σ を表します。 ただし、誤差バーは記号よりも小さい場合があります。 隣接する点を結ぶ破線は、目を誘導するために追加されました。 垂直の一点鎖線は磁気転移温度を示します。

わずかな量の Si の導入により、すでに磁気特性に大きな変化が生じています (図 7a)。 LaMn2(Ge0.95Si0.05)2 は 500 K で常磁性です。450 K では、回折条件 (2) と一致する (101) 反射の強度の増加が観察され、LaMn2(Ge0.95Si0.05) であることを示しています。 ) AF1 構造内の 2 次。 追加の磁気変調ピーク (101)−/(101)+ が \({T}_{N1}^{c/i}\) ≈ 420 K に現れ、AFfs 構造の出現を示しています。 (101) 反射は消えません。 これは、420 ​​K 未満で AFl 相と AFfs 相が共存していることを示しています。 したがって、\({T}_{N1}^{c/i}\) は、純粋な AFl 成分から共存する成分への転移温度を示します。 AFfs と AFl は本文全体で使用されます。 ＡＦ１成分の磁気モーメントはＡＦｆｓの磁気モーメントよりも著しく小さいため、ＬａＭｎ２（Ｇｅ０．９５Ｓｉ０．０５）２のμｔｏｔにはほとんど寄与しない。 同様の温度領域で三元 LaMn2Ge2 で検出された AFfs 相の蔓延は、固溶体中の少量の Si と一致しています。 TC ≈ 320 K 未満では、条件 (1) ～ (3) を満たす 3 つの磁気散乱成分が \({T}_{N2}^{c/i}\) ≈ 300 K まで共存します。上記で使用した用語では、\({T}_{N2}^{c/i}\) は、共存する AFf と AFl の寄与から純粋な AFf への移行を示します。 この温度範囲でのＦＭ成分の追加は、ＡＦ１相およびＡＦｆｓ相のそれぞれＦｍｃおよびＦｍｉへの変態に対応する。 Fmi 相と Fmc 相の共存は、三元系 LaMn2Si215,35 について以前に報告されています。 Fmc 構造と反強磁性混合整合相 (AFmc) が共存する関連固溶体 11,29,31,33,46 とは対照的に、LaMn2 では Fmi 構造と Fmc 構造の同時微細化を実行できませんでした。 (Ge0.95Si0.05)２． これら両方の磁気位相が FM の寄与を共有するため、FM を Fmi と Fmc の間で明確に分割することはできません。 代わりに、基本的な AFfs、AFl、および FM コン​​ポーネントが個別に改良されました。

(a) 14 K、300 K、330 K、430 K での LaMn2(Ge0.95Si0.05)2 の PND パターン (下から上)。 ブラッグ マーカーは、核反射 (N)、比例磁気反射 (C)、および不整合磁気反射 (IC) の位置を示します。 アスタリスク (*) は、不純物 La9.3((Si1−xGex)O4)6O247 のピークの位置を強調表示します。 (b) PND 改良から導出された全磁気モーメント μtot、その部分成分 μAFfs、μFM、μAFl、および伝播ベクトル kz (挿入図) の温度依存性。 すべてのエラーバーが表示され、1σ を表します。 ただし、誤差バーは記号よりも小さい場合があります。 隣接する点を結ぶ破線は、目を誘導するために追加されました。 垂直の一点鎖線は磁気転移温度を示します。

300 K 未満では、AFl の寄与は消失し、Fmi 磁気構造のみが残ります。 14 K での精製から得られた Mn 磁気モーメントは、LaMn2Ge2 に対して µtot ≈ 2.99(4) µB および µAFfs ≈ 2.52(3) µB まで低下します。 同様に、kz ≈ 0.2907(3) の洗練された値は、LaMn2Ge2 で観察された値よりわずかに小さいです。 一方、強磁性モーメントは µFM ≈ 1.61(6) µB で比較的一定のままであり、これにより角度 α ≈ 57.5(6)° がわずかに小さくなります。 μtot、μAFfs、およびkzの温度依存性は、三元LaMn2Ge2との強い類似性を示しています（図7b）。 共存するAFl相とAFfs相の温度領域において、μtotはμAFlとμAFfsから数値的に計算され、誤差伝播式を使用してリファインメント誤差が推定されました。 共存する µAFl と µAFfs の面内モーメントは、次の積分を使用してベクトルの合計を平均することによって計算されました。

積分は、μAFlとμAFfsの間のすべての可能な角度ωにわたって平均化されます。 共存する Fmi 位相と Fmc 位相については、上記の積分を使用して計算された面内成分が、ピタゴラス方程式を使用して強磁性の面外 µFM 成分と結合されました。

LaMn2(Ge1-xSix)2 中の Si 比率がさらに増加すると、TN が継続的に増加し、AFfs 構造が消失します。 組成がＬａＭｎ２（Ｇｅ１−ｘＳｉｘ）２（ｘ＝０．１８、０．３３、０．４７、０．５８）のサンプルでは、​​ＴＣより上ではＡＦ１のみが観察できた（図８）。 LaMn2(Ge0.67Si0.33)2 は、この磁気構造を少なくとも 475 K まで保持します。LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 では、500 K でも常磁性領域に達しませんでした。他の 2 つのサンプル (x = 0.18、0.58) このような高温ではデータは収集されませんでした。 組成に依存したネール温度の上昇は、摂動角相関 (PAC) 分光法によって以前に検出された傾向に従います 34。

(a) 3 K、320 K、および 350 K での LaMn2(Ge0.82Si0.18)2 と、(b) 29 K、225 K、300 K、および 320 K での LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 の PND パターン (下から上へ）。 ブラッグ マーカーは、核磁気反射 (N)、整合磁気反射 (C)、および不整合磁気反射 (IC) の位置を示します。 LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 には微量不純物 Mn5(Ge1–xSix)3 (I) も含まれています。

LaMn2(Ge0.82Si0.18)2 では、サテライト ピーク (101)-/(101)+ の同時出現と 320 K 以下での (112) 反射の強度増加は、TC 以下で Fmi 構造への転移を示します (図8a)。 ただし、(101) 反射に対する磁気散乱の寄与は同時に消失しないため、少なくとも 290 K までは Fmi が Fmc 相と共存します。最終的に、LaMn2(Ge0.82Si0.18)2 は次のように変化します。さらに低い温度でも Fmi 構造が維持されます。 このサンプルでは少数のデータ ポイントしか収集されていないため、正確な転移温度は不明ですが、転移温度は 200 K < \({T}_{N2}^{c/i}\) < 290 K の間のどこかで発生します。隣接するサンプルの転移温度を考慮すると、\({T}_{N2}^{c/i}\) は約 250 K であると予想されます。

TC より下では、組成 x = 0.33、0.47、0.58 のサンプルは Fmc 相への転移を起こし、回折条件 (2) および (3) と一致する磁気ピークによって識別されます。 それぞれ 275 K、250 K、210 K 未満では、条件 (1) に従う変調ピークが現れます。これは、Fmc 構造と Fmi 構造が共存していることを示唆しています。 興味深いことに、この共存が観察される温度範囲は、LaMn2(Ge1−xSix)2 中の Si の量に応じて増加します。x = 0.33 の場合は 275 K < T < 250 K、x = 0.33 の場合は 250 K < T < 200 K です。 x = 0.47、210 K < T < 70 K では x = 0.58。 図8bは、320 K、300 K、225 K、29 KでのLaMn2(Ge0.53Si0.47)2のPNDパターンを示しています。

LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 の合計磁気モーメントは、Mn 原子あたり µtot ≈ 2.66(4) µB に達し、部分成分は 29 K で µAFfs ≈ 2.24(3) µB および µFM ≈ 1.44(5) µB になります。結果として得られる角度は α ≈ 59.2(6)°です。 したがって、Ge が豊富なサンプルと比較して、両方の磁気寄与が低下します。 同様に、より低い kz 値 0.1983(3) が観察されます。 μtot、部分磁気モーメントμAFfs、μAFl、μFM、およびkzの温度依存性を図9aにプロットします。 FmiとFmcが共存する温度領域では、μAFlが上昇する一方、μAFfsが低下することが注目される。 一方、μFM は動揺していないようです。 したがって、ＦｍｃからＦｍｉへの相転移が起こる温度領域では共存が起こる。 LaMn2Ge2 および LaMn2(Ge0.95Si0.05)2 と比較すると、LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 では kz の減少はそれほど急激ではありません (図 9a 挿入図)。 図 9b は、温度の関数としての格子パラメータの変化を示しています。 LaMn2Ge2 について前述した TC 付近で傾きが増加する c/a の非線形挙動は、LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 でも見られますが、Si 濃度が増加すると顕著ではなくなります。

PND データの改良から得られた LaMn2(Ge0.53Si0.47)2 の磁気パラメータと構造パラメータ: (a) 全磁気モーメント µtot、その部分成分 µAFfs、µFM、および伝播ベクトル kz の温度依存性 (挿入図) 。 (b) 温度の関数としての格子パラメータ a および c、単位セル体積 V およびセル比 c/a の変化。 すべてのエラーバーが表示され、1σ を表します。 ただし、誤差バーは記号よりも小さい場合があります。 隣接する点を結ぶ破線は、目を誘導するために追加されました。 垂直の一点鎖線は磁気転移温度を示します。

サンプル LaMn2(Ge0.22Si0.78)2 および LaMn2Si2 の PND パターンは 3 ～ 295 K で収集されました。室温では、両方とも Fmc 構造を採用し、条件 (2) および (3) に従う磁気ピークによって識別されます。 LaMn2(Ge0.22Si0.78)2 は、150 K までこの構造を維持します。より低い温度では、条件 (2) および条件 (2) を満たす磁気ピークに加えて、不整合な AFf の (101)-/(101)+ 反射が現れます。 (3)。 したがって、Fmi 構造と Fmc 構造の共存は LaMn2(Ge0.22Si0.78)2 でも観察され、3 K まで維持されます。

興味深いことに、LaMn2Si2 は LaMn2(Ge0.22Si0.78)2 と同じ磁気構造で秩序化しています。LaMn2Si2 は 70 K まで Fmc 相のままであり、Fmi と Fmc の共存は 50 K で始まります (図 10a)。 。 LaMn2Si2 の以前の PND 測定では、衛星反射 (101)-/(101)+ が (101) ピークの裾野の広がりとして検出されました 15,35。 データの解像度が向上したため、衛星のピークを明確に区別できます。 不整合なピークは、3 K で kz ≈ 0.0710(5) と精密化されました。これは、以前に報告された 0.09 の値よりもさらに小さくなっています 15,35。 全磁気モーメントμtotとその部分成分μAFfs、μAFl、μFMの温度依存性を図10bに示します。 磁気モーメントは以前の研究とは大きく異なります。 私たちの改良から導き出されたμAFfsの値は、3Kで1.35(3)μBであり、Venturiniら15およびHofmannら35がそれぞれ公表した0.8μBおよび0.5μBよりも大幅に大きい。 μFM ≈ 1.72(4) μB は結果と一致していますが、μAFl ≈ 1.43(3) μB はわずかに低くなります。 それにもかかわらず、μtot はすべての場合において同様の値に達します。 部分的な瞬間間の不一致は、データ解像度の向上によるものであると考えられます。 変調ピークを解決できたので、kz と部分磁気モーメントの正確な値を調整することがはるかに簡単になりました。

(a) 3 K (下) および 70 K (上) での LaMn2Si2 の粉末中性子回折パターン。 ブラッグ マーカーは、核反射 (N)、整合磁気反射 (C)、および不整合磁気反射 (IC) の位置を (上から下に) 示します。 (b) 全磁気モーメント µtot とその部分成分 µAFfs、µAFl、µFM の温度依存性。 すべてのエラーバーが表示され、1σ を表します。 ただし、誤差バーは記号よりも小さい場合があります。 隣接する点を結ぶ破線は、目を誘導するために追加されました。 縦の一点鎖線は磁気転移温度を示します。

磁性相の組成と熱の変化を図 11 にプロットします。TC より下では、固溶体の Ge に富む部分は Fmi 相によって支配され、Si に富む部分は Fmc によって支配されます。 その中間で、元々 LaMn2Si215,35 で観察された Fmi と Fmc の共存は、高温での低 Si 濃度から低温での Si に富む組成まで広がっています。 Fmi と Fmc は、LaMn2Si2 だけでなく、すべての四元サンプルにも共存します。 FM 成分が TC で消えると、磁気モーメントは Mn 正方形ネットの面内に整列します。 ＡＦ１相は、ＴＣ＜Ｔ＜ＴＮの広範囲の組成で優勢であるが、ＡＦｆｓはＬａＭｎ２Ｇｅ２によって優先される。 x = 0.05 付近の狭い Si プア ウィンドウでは、AFfs と AFl が TC より上で共存します。 AFfs の寄与は AFl よりも早く消失するため、より高い温度では純粋な AFl 構造が検出されます。 図 11 の黒い太い線は位相エッジを示しています。 TCの組成依存性は、表1の値を使用してプロットされました。補足図S6は、すべての測定温度点が表示されている同じ磁気xT状態図の別のバージョンを示しています。

固溶体 LaMn2(Ge1-xSix)2 の xT 磁気状態図: 常磁性 (PM)、反強磁性平面スパイラル (AFfs)、反強磁性層 (AFl)、強磁性混合不整合 (Fmi)、強磁性混合整合 (Fmc)。 磁気位相境界は PND データから決定されました。 TC のわずかな組成依存性シフトは磁化率から確認されました。

固溶体では、異なる磁性相の共存が頻繁に観察されます。 ThCr2Si2 型構造だけでも、La1-xYxMn2Si229,46,48、La1-xPrxMn2Si233、CeMn2(Ge1-xSix)211、PrMn2(Ge1-xSix)231 などで見つかっています。 これらすべての例において、そのような共存は限られた組成領域で報告されています。 LaMn2(Ge1−xSix)2 は、すべての四元サンプルと三元 LaMn2Si2 で共存が起こるため、これらすべてのケースとは異なります。 文献では、磁気相の共存の起源は、通常、四元サンプルがほぼ同一の組成、つまりほぼ同一の格子パラメータを有する領域に化学的に相分離することによって説明されている。 たとえば、CeMn2(Ge1-xSix)2 では、高分解能シンクロトロン PXRD 研究に基づいて組成の不均一性が示唆されています 11。 La1−xYxMn2Si2 では、PND データでもピーク分割が観察されることがありました 48。 PND 測定で見つかった 2 つ以上の磁気相の共存は、6 T の外部磁場下、2 K で LaMn2Si2 および一部の四元サンプルで見つかった等温磁化の非飽和によって裏付けられています。 等温磁化のこの挙動は、上で説明したように、複数の磁気成分が存在することを示しています。

私たちの研究の四元サンプルでは、​​室温での PXRD データの特定のピークの広がりが検出できます。これは、Si と Ge の分布が多少不均一であることを示している可能性があります。 この動作は、l がゼロでない一部の (hkl) 反射で特に顕著であるため、これらの小さな不均一性は c に強い影響を与えるに違いありません。 図 12 は、(105) 反射の周囲の 2θ 領域の PXRD パターンを示しています。 ピークの広がりと非対称性は、一部の 4 次サンプルで顕著です。 LaMn2(Ge0.82Si0.18)2 および LaMn2(Ge0.42Si0.58)2 では、(105) 反射が分割されているように見えます。 ただし、LaMn2Si2 は最小の反射幅を示し、重大な化学的不均一性 (固有の欠陥に関連するものなど) が発生する可能性はほとんどありません。 将来のシンクロトロン源での高分解能 PXRD 測定により、LaMn2Si2 に共存する磁性相の結晶構造の起源が解明される可能性があります。

(105) 反射付近の 2θ 領域における室温での LaMn2(Ge1-xSix)2 の PXRD パターン。

Ge の Si による部分置換は、LaMn2Ge2 の 326.10(4) K から LaMn2Si2 の 308.37(6) K への TC のわずかな減少につながり、これは以前に報告されています 36。 磁化および PND 測定から観察した TC の値は互いに一致しており、文献 28、36、49 の値と一致しています。 AFfsおよびAFl成分の強い組成と温度依存性（図11および補足図S6）を考慮すると、FM、したがってTCが固溶体全体でほぼ一定のままであることは注目に値します。 文献 34、35、49、50 によれば、同様の効果が TN についても認められ、文献 34、35、49、50 によれば、Si 含有量の増加に伴い、LaMn2Ge234 の約 420 K から LaMn2Si2 の 470 K まで単調に増加します。 LaMn2Ge2 のネール温度は、以前に報告された値と一致しています 28,34。 すべてのサンプルの高温挙動を調査したわけではありませんが、最大 500 K までの PND データを収集した 3 つの四元サンプル (x = 0.05、0.33、0.47) では、以前に観察された傾向が確認されています。つまり、Si 含有量の増加に伴って TN が増加します 34。 しかし、私たちのデータは、実際の注文温度が以前に報告されているよりも高い可能性があることを示唆しています34、35、50。 これは、500 K まで常磁性領域にさえ到達しなかった組成 x = 0.47 のサンプルで特に顕著です。TN が実際に文献で報告されている値よりも高いかどうかを確認するには、高温での追加の測定が必要になる場合があります。

LaMn2(Ge1−xSix)2 の xT 状態図は、La1−xYxMn2Ge228、CeMn2(Ge1−xSix)211、および PrMn2(Ge1−xSix)231 の状態図と一定の類似性を示します。 これらすべての固溶体において、Fmc 構造は Fmi と同様の組成範囲で観察されます。 単位格子と磁気相の展開の分析により、Fmi 構造はより長い格子パラメータを持ち、低温でのサンプルで支配的である一方、Fmc はより短い格子パラメータでより高温でのサンプルで見られることが示されています 11,28,31。 同じ傾向が LaMn2(Ge1−xSix)2 でも観察され、格子寸法との相関関係を示唆しています。 以前の研究では、「はじめに」で説明したように、面内の Mn-Mn 距離は、REMn2X2 系の磁気状態図の合理化に役立つ重要な結晶構造パラメータの 1 つとして提案されていました。 ただし、隣接する Mn 正方形ネット間の距離も、特定の磁気相の安定化にとって重要な要素であると思われることに注意してください。 c の組成依存性はベガードの法則に従いませんが、固溶体の Ge に富む側にねじれを作るように見えるため (図 2)、磁気非通約性が室温以上でも最も顕著になる組成領域 (図 11) 、不整合な構造から整合した構造への移行は、Mn-Mn 層間間隔のばらつきによって支配される必要があります。 図 13 は、明確に定義された領域に割り当てることができる LaMn2(Ge1−xSix)2 のさまざまな磁気構造のディンター T 相図を示しています。 共存する相のデータ ポイントは、この検討では除外されました。 他の固溶体シリーズの公表された結果は、データから見つかったディンター T の傾向を客観的に示すために相図に追加されました。 興味深いことに、これらの他の固溶体からの各データ点は、LaMn2(Ge1−xSix)2 のディンター T 相図に完全に適合します。 したがって、一致する Fmc 構造と不一致な Fmi 構造の発生は、面間の Mn-Mn 距離および温度と直接相関している可能性があります。 したがって、図 13 は REMn2X2 システムの「普遍的な」状態図を表します。 これらの材料で考えられるすべての磁性相を予測できるわけではありませんが、磁性と結晶構造の間の明らかになった関係を利用して、磁気的非通約性をターゲットにすることができ、これは機能性磁性材料の設計にとって重要になる可能性があります。

REMn2X2 システムの普遍的な磁気ディンター T 状態図。 色付きの領域は固溶体 LaMn2(Ge1-xSix)2 のデータに基づいています。 他の固溶体からの Fmc (黒丸)、Fmi (黒四角)、および AFl (黒星) の追加データ ポイントが比較のために追加されました 11、28、29、31、33、38。

LaMn2(Ge1−xSix)2 における Si による Ge の置換が構造特性と磁気特性に及ぼす影響は、3 K から 500 K までの PXRD、磁化、および PND 測定によって調査され、磁気状態図の確立が可能になりました。 Ge を Si に置き換えると、単位セルが圧縮されます。 室温での Ge が豊富なサンプルの非線形格子収縮は、強い磁気体積効果を示唆しています。

LaMn2(Ge1−xSix)2 の磁気構造は、層間分離を反映する単位格子パラメータ c の変化によって強く影響されます。 xT 状態図では、ほぼ高温では対応する Fmc および AFl 構造が固溶体の Si に富む部分を支配しますが、低温では不一致な Fmi および AFfs が Si に乏しい部分に優勢になります。 したがって、整合相から不整合相への転移は、面間の Mn-Mn 距離と温度の両方の組み合わせに関連しています。 磁性相の共存は、すべての四元サンプルと LaMn2Si2 で観察されます。 四元サンプルの PXRD パターンにおける特定の反射のピークの広がりは、Ge/Si 混合の結果として組成の不均一性が存在することを示唆しています。 この効果は、四元組成における磁性相の共存の起源である可能性があります。 ただし、LaMn2Si2 には同じことが当てはまりません。 高分解能 PXRD 測定により、LaMn2Si2 における磁性相の共存の起源が解明される可能性があります。 LaMn2(Ge1−xSix)2 シリーズと文献で報告されている関連固溶体のデータを比較すると、磁気非通約性の出現と面間 Mn-Mn 距離とを関連付ける普遍的な状態図を構築できます。

組成 x = 0、0.05、0.33、0.47 の LaMn2(Ge1−xSix)2 サンプルは、ストックホルム大学材料・環境化学学部で、最初に 1:1 の化学量論混合物のアーク溶解によって LaGe 前駆体を調製することによって製造されました。元素の純度（La 99.99%、Ge 99.999%）。 それぞれの LaMn2(Ge1-xSix)2 組成を合成するために、LaGe を適切な量の元素状の Mn (99.95%)、Si (99.999%)、および Ge と混合しました。 公称組成は、x = 0、0.1、0.4、および 0.5 に対応しました。 混合物を徹底的に粉砕し、ペレット化し、Mo ホイルで包みました。 次に、ペレットを約 0.1 Pa の圧力下で真空にした石英ガラス管に封入し、管状炉内で 1273 K で 2 週間、いくつかの中間再粉砕/再ペレット化ステップを実行してアニールしました。 各アニーリングステップの後、炉を停止してサンプルを室温まで自然冷却させました。

x = 0.18、0.58、0.78、1 の LaMn2(Ge1−xSix)2 サンプルは、ペスキーサスエネルギー核研究所 (IPEN) の超微細相互作用研究室で調製されました。 出発元素はアルゴン雰囲気中で溶融され、高温のチタンゲッターで精製されました。 純度99.9%のLa片と純度99.999%のMn、Ge、Si片を化学量論比で添加した。 反応中の蒸発による重量損失を補うために、少し過剰な Mn (質量分率で約 5%) を使用しました。 溶融後、得られた各サンプルのインゴットを 10-2 Pa の減圧下で真空にした石英ガラス管に封入し、1073 K で 24 時間アニールしました。

サンプルの組成は粉末 X 線回折 (PXRD) によって確認され、目的の擬似三元以外に、組成 x = 0、0.05、0.33、0.47、0.58 のサンプルに少量の不純物が存在することが判明しました。主相組成の公称組成からの偏差。 次の不純物が特定されました: x = 0 の La2O351 [質量分率で 0.92(5) %]。 La9.3((Si1−xGex)O4)6O247 in x = 0.05 [質量分率で0.84(9) %]、0.33 [質量分率で1.47(8) %]、および0.47 [質量分率で1.20(9) %] ; Mn5(Ge1–xSix)352,53 in x = 0.33 [質量分率で 3.18(13) %] および 0.47 [質量分率で 3.03(14) %]。 La5(Ge1–xSix)454 in x = 0.58 [質量分率で 1.49(19) %]。 それぞれの LaMn2(Ge1-xSix)2 サンプルの組成は PXRD データから精密化されており、本文全体でサンプルを識別するために使用されています。

粉末Ｘ線回折パターンは、ブラッグ・ブレンターノ幾何学で操作されるＰａｎａｌｙｔｉｃａｌ Ｘ'Ｐｅｒｔ ＰＲＯ回折計（Ｐａｎａｌｙｔｉｃａｌ、オランダ）を使用して室温で収集された。 この機器には、純粋な Cu Kα1 放射線 (λ = 1.54059 Å) を生成する Johansson Ge モノクロメーターが装備されています。 サンプルは、ゼロバックグラウンドの Si サンプルホルダーで測定されました。 PXRD パターンのリートベルト改良は、Fullprof55 によって実行されました。 相分析では、少量の不純物しか検出されませんでした。 組成 x = 0、0.47、および 1 のサンプルの 3 つの代表的な PXRD パターンが補足図 S2a–c にプロットされています。

磁化は、Quantum Design 物理特性測定システム (PPMS、Quantum Design、米国) を利用して測定されました。 振動サンプル磁力計 (VSM) オプションを使用して、静磁場 (DC) で 2 ～ 400 K のゼロ磁場冷却 (ZFC) および磁場冷却 (FC) の磁化データを収集しました。 等温磁化は、2 K および 250 K で最大 6 T まで測定されました。多結晶サンプルをポリプロピレン (PP) サンプル容器に装填し、その後真鍮のサンプルホルダーに取り付けました。

粉末中性子回折パターンは、カナダ中性子ビームセンター (CNBC、カナダ、オンタリオ州チョークリバー) と国立標準技術研究所 (NIST) の高分解能中性子散乱センター (CHRNS) の中性子源で 2 回のビームタイム中に取得されました。中性子研究センター (NCNR)、ゲイサーズバーグ、メリーランド州、米国)。 CNBC では、x = 0.18、0.58、0.78、1 の LaMn2(Ge1−xSix)2 サンプルの回折パターンが、中性子の波長で 18.9° ～ 99°の角度範囲 2θ で高分解能粉末回折計 C2 で収集されました。 He クライオスタット (3 K ～ 290 K) および専用炉 (320 K ～ 380 K) で λ = 2.3722(17) Å の温度を測定します。 NCNR では、組成 x = 0、0.05、0.33、0.47 での測定は、ステップ サイズで 3° ≤ 2θ ≤ 166° の角度範囲をカバーする 32 個の 3He 検出器を備えた高分解能中性子粉末回折計 BT-156 で行われました。 0.050°。 データは、Ge (311) モノクロメーター波長 λ = 2.0787(2) Å を使用し、アークあたり 60 分のパイルコリメーションで収集されました。 14 K ～ 500 K の温度範囲をカバーするために、密閉サイクル冷凍機 (CCR) が使用されました。PND パターンのリートベルト改良は、すべてのサンプルに対して Fullprof を使用して磁気構造を決定するために実行されました 55。

現在の研究中に生成されたデータセット、および/または現在の研究中に分析されたデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。

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我々は、この研究で使用される中性子研究施設の提供における米国商務省国立標準技術研究所の支援に感謝します。 この研究は、スウェーデン国立中性子散乱大学院 (SwedNess) 内のスウェーデン戦略研究財団 (SSF) から一部資金提供を受けています。 AVM は、補助金番号 2 を通じて資金を提供してくれた Energimyndigheten にも感謝したいと思います。 48699-1 およびスウェーデン王立科学アカデミーは、化学部門のゴラン・グスタフソン賞を通じて支援を行っています。 この研究に対する資金援助の一部は、ケベック自然技術研究所およびカナダ自然科学工学研究評議会 (NSERC) によって提供されました。 この研究に対する資金の一部は、助成金 2012/11104-9 および 2013/05552-1 に基づいて、サンパウロ財団 (FAPESP) によって提供されました。 商業製品または商品名の特定は、国立標準技術研究所による承認または推奨を意味するものではありません。 NCNR での PND ビームタイム中に実験をサポートしてくれた Katharina V. Dorn に感謝します。

ストックホルム大学が提供するオープンアクセス資金。

ストックホルム大学材料・環境化学学部、Svante Arrhenius väg 16 C、10691、ストックホルム、スウェーデン

ステファニー・ジーベネイヒラー、アレクサンダー・オフチニコフ、アンジャ・ヴェレーナ・マドリング

材料測定研究所、国立標準技術研究所 - NIST、ゲイサーズバーグ、メリーランド州、20899、米国

ブリアナ・ボッシュ＝サントス

エネルギー核研究所 – IPEN-CNEN/SP、サンパウロ、SP、05508-000、ブラジル

ブリアナ・ボッシュ＝サントス & アルトゥール・W・カルボナリ

材料科学および工学の大学院プログラム – PPGCEM、パラ連邦大学、アナニンデウア、PA、67130 660、ブラジル

ガブリエル・A・カブレラポスト

カナダ中性子ビームセンター、チョークリバー研究所、チョークリバー、オンタリオ州、K0J 1J0、カナダ

ロクサナ・フラカウ

中性子研究センター、国立標準技術研究所、ゲイサーズバーグ、メリーランド州、20899、米国

黄清真

材料物理学センターおよびマギル大学物理学科、3600 University St.、モントリオール、QC、H3A 2T8、カナダ

ドミニク・ライアン

オーフス大学化学科、Langelandsgade 140、8000、オーフス C、デンマーク

アンジャ・ヴェレナ・マドリング

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この原稿は著者全員の協力によって書かれました。 すべての著者が原稿の最終版を承認しました。 概念化と監督、A.-VM; 実験作品、SS、AO、BBS、GAC-P。 およびAC。 SS、AO、BBS、GAC-P.、AC、DR、A.-VM の書き込み 組成 x = 0.18、0.58、0.78、1 のサンプルは BB-S によって合成されました。 CNBC での PND 実験は GAC-P によって実行されました。 どちらも AC の監督下で行われました 組成 x = 0、0.05、0.33、0.47 のサンプルは AO によって合成されました NCNR での PND 実験は SS によって行われました どちらも A.-VM の監督下で行われました

Anja-Verena Mudring への対応。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

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Siebeneichler、S.、Ovchinnikov、A.、Bosch-Santos、B. 他。 粉末中性子回折によって解明された固溶体LaMn2(Ge1−xSix)2 (0 ≤ x ≤ 1) の磁気状態図。 Sci Rep 12、9248 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-12549-y

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受信日: 2022 年 1 月 4 日

受理日: 2022 年 5 月 3 日

公開日: 2022 年 6 月 3 日

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科学レポート (2022)

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