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Kapitel 5.6 |
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Der spezifische Widerstand von Yb2Ir3Al9 (Abbildung 5.23) fällt zunächst nur wenig und nahezu linear ab. Nach Durchlaufen eines flachen Minimums bei etwa 120 K steigt er logarithmisch an bis zu einem breiten Maximum bei 21 K. In diesem System ist also ein ausgeprägter Kondo-Effekt erkennbar. Das Einsetzen kohärenter Streuung führt zu einem Abfallen des Widerstands zu tieferen Temperaturen. Bei 5,4 K knickt der Verlauf noch stärker ab, was ein Anzeichen für das Einsetzen von magnetischer Ordnung ist.
Die Thermokraft von Yb2Ir3Al9 (Abbildung 5.23) fällt von kleinen positiven Werten bei Raumtemperatur mit größer werdender Steigung bis zu einem Minimum von 24 µV / K bei etwa 35 K ab. Der steile Anstieg bis zu einem leichten Maximum bei etwa 4,6 K beweist die Existenz von Schweren Fermionen auch in diesem System.
Die magnetische Suszeptibilität (Abbildung 5.24) folgt bis hinab zu 15 K einem Curie-Weiss-Gesetz. Das effektive magnetische Moment beträgt µeff = 4,1 µB pro Yb-Atom. Es folgt ein scharfer Peak bei 5,4 K, der das im spezifischen Widerstand beobachtete Einsetzen antiferromagnetischer Ordnung bestätigt. Die Suszeptibilität mündet danach in einen konstanten Wert von etwa 8,2 · 106 m3 / mol. Die Magnetisierung dM / dB zeigt bei 2 K zwei kleine Anomalien bei Feldern von 8 mT und 0,4 T.
Die spezifische Wärme von Yb2Ir3Al9 (Abbildung 5.25) zeigt eine deutliche Anomalie bei 5,4 K, die bei Magnetfeldern von 1 T bzw. 2 T schon stark unterdrückt wird. Der Sommerfeldkoeffizient berechnet sich zu g = 229 J / mol K2 bei B = 0 T. Die Entropie von R·ln 2 des Kristallfeld-Grundzustands-Dubletts wird bei etwa 10 K erreicht.
Die REM-Aufnahme der Probenoberfläche (Abbildung 5.26) läßt drei Phasen erkennen: Die Auswerung der EDX-Analyse ergibt für Bereich (1) eine Zusammensetzung von etwa Yb2Rh3Ga7,5. Die Bereiche (2) und (3) bestehen aus reinem Tantal bzw. aus Tantal mit etwa 25 % Gallium. Die Existenz von Yb2Rh3Ga9 kann damit ausgeschlossen werden. Es existiert aber möglicherweise eine Verbindung mit 238-Stöchiometrie, was dadurch gestützt wird, daß in einer ähnlichen von O. Trovarelli hergestellten Probe (Yb2Co3Al9) die gleiche 237,5-Zusammensetzung in der EDX-Analyse bestimmt wurde [Trovarelli97].
Der spezifische Widerstand der Probe (Abbildung 5.27) fällt von seinem Wert bei Raumtemperatur bis zu einem Minimum bei 84 K leicht ab. Ein mäßiger Kondo-Effekt äußert sich in einem nahezu logarithmischen Anstieg des Widerstands bis zu einem Maximum bei etwa 20 K, bevor einsetzende Kohärenz den Widerstand wieder abfallen läßt.
Die Thermokraft von Yb2Rh3Al9 (Abbildung 5.27) hat ein Minimum von 16 µV / K bei 26 K. Der steile Anstieg bis zu etwa 5 K bestätigt die Existenz von Schweren Fermionen.
Die Suszeptibilität von Yb2Rh3Al9 (Abbildung 5.28) wurde an bei hohen Temperaturen im Magnetfeld orientiertem Pulver gemessen und folgt bis hinab zu 3,5 K einem Curie-Weiss-Gesetz. Das effektive magnetische Moment läßt sich mit µeff = 4,1 µB anpassen. Genau bei 3,5 K ist durch einen scharfen Knick ein schöner antiferromagnetischer Übergang erkennbar. Unterhalb von TN fällt die Suszeptibilität weiter zu tiefen Temperaturen ab. Die Magnetisierungskurve dM / dB zeigt bei 2 K eine deutliche Anomalie bei etwa 1 T, die auf einen metamagnetischen Übergang schließen läßt.
Der spezifische Widerstand von Yb2Ir3Ga9 (Abbildung 5.29) fällt wie bei einem klassischen Metall linear zu tiefen Temperaturen nach unten gekrümmt ab. Unterhalb von 30 K wird der Verlauf wieder flacher.
Die sehr kleine Suszeptibilität (Abbildung 5.29) zeigt ein breites Maximum zwischen 250 K und 260 K. Nach der von Klaase et al. vorgeschlagenen Beziehung Tc max = 2500 · (3 v) [Klaase81] zur Berechnung der Valenz v des Selten-Erd-Ions beträgt diese 2,9+. Der Anstieg der Suszeptibilität bei tiefen Temperaturen ist vermutlich auf magnetische Verunreinigungen zurückzuführen.
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Kapitel 5.6 |
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