WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

Ефимов Николай Николаевич

МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ХАЛЬКОПИРИТОВ AIBIIICVI2 (A = Cu; B = Ga, In; C = Se, Te), ЛЕГИРОВАННЫХ МАРГАНЦЕМ И ЖЕЛЕЗОМ

02.00.04 - физическая химия 02.00.21 - химия твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата химических наук

Москва - 2012

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова Российской академии наук Научные руководители: доктор химических наук, профессор Аминов Тельман Газизович академик Новоторцев Владимир Михайлович

Официальные оппоненты: доктор химических наук, профессор Маренкин Сергей Федорович доктор технических наук, профессор Кожитов Лев Васильевич

Ведущая организация: Воронежский Государственный Университет (ФГБОУ ВПО «ВГУ»)

Защита состоится « 17 » апреля 2012г. в 1100 часов на заседании диссертационного совета Д002.021.02 при Институте общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова РАН по адресу: 19991, г. Москва, Ленинский пр., 31.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИОНХ РАН по адресу:

г. Москва, Ленинский пр., 31.

Автореферат см. на сайте www.igic-ras.ru Автореферат разослан: « 16 » марта 2012г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат химических наук, доцент Л.И. Очертянова

Общая характеристика работы

Актуальность темы.

Одним из современных подходов по созданию новых материалов, получившим мощное развитие в последнее десятилетие, является направленный синтез наноструктур и объектов с заранее определенными физическими свойствами. Прогресс спинтроники и нанотехнологий стимулирует исследователей на поиск высокотемпературных магнитных полупроводниковых материалов, обладающих комплексом требуемых физических и химических параметров. Большой интерес вызывают тройные соединения AIBIIICVI2, легированные атомами переходных элементов. Об их перспективности свидетельствует возможность изменения в них ширины запрещенной зоны и эффективной массы носителей заряда в зависимости от содержания атомов переходного металла. Варьируя количество примеси, можно добиваться оптимальных значений параметров решетки в создаваемых магнитных структурах, что очень важно при их совмещении с материалами современной электроники.

Теоретические расчеты показывают, что контролируемое введение атомов переходных элементов в катионные подрешетки AIBIIICVI2, изменяя зонную структуру, может обеспечить переход материала в ферромагнитное состояние со сравнительно высокой точкой Кюри при сохранении основных полупроводниковых параметров [1, 2].

В работе исследованы системы CuGaTe2{Fe}{Mn} и CuInSe2{Fe}, актуальность выбора которых определяется недостаточной изученностью согласно литературе их физико-химических и магнитных свойств, связанных с введением переходных элементов (Mn, Fe и др.) в кристаллическую решетку указанных соединений АIВIIIСVI2. Выяснение природы неоднородных магнитных состояний в таких полупроводниковых системах служит созданию научного фундамента при решении задачи поиска новых магнитных материалов для нано- и спиновой техники.

Цель работы: Разработка условий получения и исследование магнитных характеристик новых магнитоактивных материалов – тройных алмазоподобных полупроводников со структурой халькопирита CuGaTe2{Fe}{Mn} и CuInSe2{Fe} при контролируемом введении в их кристаллическую решетку атомов переходных металлов (Mn и Fe).

Научная новизна работы:

1. Разработаны условия получения новых магнитоактивных фаз на основе халькопиритов за счет введения в одну или обе тетраэдрические подрешетки базовых соединений CuGaTe2 или CuInSe2 парамагнитных катионов железа или марганца и синтезированы твердые растворы CuGa1-xFexTe2, Cu1-xGa1-xFe2xTe2, CuGa1-xMnxTe2 и Cu1-xIn1-xFe2xSe2. Установлена протяженность их областей гомогенности.

2. Показано, что введение переходных элементов в исходные диамагнитные фазы CuGaTe2 и CuInSe2 приводит к получению суперпарамагнетиков – твердых растворов, в которых нанокластеры из атомов железа или марганца ведут себя как ферри- или антиферромагнетики.

3. Предложен способ определения относительного вклада магнитных кластеров и парамагнитных центров в основные параметры исследованных систем. Найден объем, занимаемый в образце суперпарамагнитными кластерами, и намагниченность, создаваемая этими кластерами. Показано, что в зависимости от концентрации парамагнитных атомов объем, занимаемый ферримагнитными кластерами, может составлять 90 и более процентов.

4. Вычислены средние и максимальные размеры ферримагнитных кластеров в блокированном состоянии. Установлена зависимость их размеров от содержания легирующей примеси. Найдены концентрационные области твердых растворов, в которых разброс размеров кластеров незначителен.

5. Разработана методика определения основных параметров магнитных материалов по результатам измерения полевых зависимостей намагниченности в кластерном приближении. А именно: магнитного момента кластеров, концентрации магнитных кластеров и невзаимодействующих парамагнитных центров. Выявлена корреляция между концентрацией магнитных кластеров и парамагнитных центров при увеличении концентраций легирующей примеси.

6. Установлено влияние типа твердого раствора – одинарное или двойное замещение в CuGaTe2{Fe} или CuInSe2{Fe} – на их магнитные свойства.

Показано, что максимальная температура блокировки, лежащая вблизи или выше комнатной температуры, достигается при двойном легировании железом, что обусловлено уменьшением расстояний между атомами железа по сравнению с одинарным замещением.

Научная и практическая ценность результатов диссертации:

1. Разработаны условия синтеза и получены поликристаллические образцы CuGa1-xFexTe2, Cu1-xGa1-xFe2xTe2, CuGa1-xMnxTe2, Cu1-xGa1-xMn2xTe2, а также Cu1-xIn1-xFe2xSe2 с высокими температурами блокировки (ТB = 220->300 К), относительно малым разбросом размеров магнитных наночастиц и достаточно большим процентом содержания ферримагнитных кластеров, что может послужить основой для их применения в качестве ячеек памяти.

2. Показано, что изученные твердые растворы представляют собой обменно-связанные системы, в которых за счет выбора подходящих ферро или ферри- и антиферромагнитных компонентов можно дополнительно стабилизировать магнитные моменты кластеров, используемых для создания ячеек с высокой плотностью записи.

3. Установлено, что образцы CuGaTe2{Mn} + MnTе и CuGaTe2{Fe} + FeTe, расположенные в неоднофазной области составов, являются нанокомпозитами, с магнитными свойствами, пригодными для использования в устройствах спинтроники.

Положения, выносимые на защиту:

1. Разработка методик получения твердых растворов CuGaTe2{Fe} и CuInSe2{Fe}, являющихся полупроводниковыми суперпарамагнетиками, и определение в них растворимости железа.

2. Создание методики определения базовых магнитных параметров для тройных алмазоподобных магнитных полупроводников со структурой халькопирита по полевым зависимостям намагниченности, а именно:

магнитного момента, концентрации магнитных кластеров и невзаимодействующих парамагнитных центров.

3. Установление магнитной структуры исследованных твердых растворов как неоднородных магнетиков, в которых содержатся суперпарамагнитные кластеры антиферромагнитного или ферримагнитного типа с температурами блокировки, близкими или превышающими комнатную температуру.

4. Выявление корреляции магнитных свойств и размеров кластеров с концентрацией легирующей парамагнитной добавки для CuGaTe2{Fe}, где магнитные моменты кластеров практически не изменяются в случае одинарного замещения и резко возрастают в случае двойного замещения.

5. Определение вклада магнитных кластеров в измеряемые характеристики системы CuInSe2{Fe}, где магнитные кластеры занимают до 90 и более процентов от объема образца, составляя до 46% от его общей намагниченности.

Личный вклад автора: Участие в постановке задач, синтез и подготовка образцов для измерений, проведение измерений, обработка данных;

обсуждение, анализ и интерпретация полученных результатов, а также написание тезисов докладов, статей и диссертации.

Апробация работы. Материалы диссертации были доложены на конференциях, в том числе и международных: 1) VIII Международной научной конференции «Химия твердого тела и современные микро- и нанотехнологии», Кисловодск, 2008. 2) XXI Международной конференции «Новое в магнетизме и магнитных материалах» (НМММ-XXI), Москва, 2009. 3) IV Euro-Asian Symposium "Trends in MAGnetism" EASTMAG-2010, Ekaterinburg, 2010. 4) XXII Международной конференции "Релаксационные явления в твердых телах", Воронеж, 2010.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 2 статьи в российских рецензируемых журналах, рекомендованных перечнем ВАК, а также 5 тезисов докладов на российских и международных конференциях.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, обзора литературы, экспериментальной части, обсуждения, выводов, списка литературы. Работа изложена на 123 страницах и содержит 12 таблиц, рисунков, 118 наименований цитируемой литературы.

Основное содержание работы

Во введении обоснована актуальность темы, охарактеризованы объекты, а также цели и задачи исследования.

Глава 1 Литературный обзор. Описаны условия получения исходных, нелегированных соединений, а также их основные физико-химические свойства. Рассмотрено влияние примесей 3d-элементов на магнитные свойства полупроводников различного состава. Приведены основные положения теории суперпарамагнетизма.

Глава 2. Экспериментальная часть состоит из четырех разделов 2.1-2.4.

2.1. Методики эксперимента. Описаны условия синтеза, методы исследования и способы расчета магнитных свойств твердых растворов CuGaTe2{Fe}{Mn} и CuInSe2{Fe}, а также параметров магнитных кластеров.

Синтез образцов CuGaTe2{Mn}{Fe} проводили, используя в качестве исходных веществ элементы: теллур ОСЧ (99.999%), галлий ОСЧ (99.999%), медь (99.98%) и марганец (99.9%; Koch Light) или железо (99.99%; Aldrich).

Навеску помещали в кварцевую ампулу, которую откачивали до 10-2 Па.

Образцы нагревали в печи сопротивления и выдерживали 12-15 часов при температуре 713 К для обеспечения взаимодействия с теллуром, после чего температуру в печи повышали до 1173 – 1193 К, выдерживали при этой температуре в течение недели для гомогенизации расплава, после чего охлаждали до 813 К и 72 часа отжигали при этой температуре для приведения образцов в равновесное состояние.

Синтез твердых растворов CuInSe2{Fe} проводили, используя в качестве исходных веществ элементы: селен ОСЧ-22-4 (99.999%), индий ОСЧ (99.999%), медь (99.98%) и железо (99.99%; Aldrich). Смесь исходных элементов помещали в кварцевую ампулу, которую откачивали до 10-2 Па. Температуру печи повышали до 493-503 К, выдерживали сутки, затем повышали до 1238 К;

образцы выдерживали при этой температуре 6 суток, понижали температуру и отжигали при температуре 1188-1193 К еще 5 суток. Далее вели охлаждение до 523 К, после чего охлаждали до комнатной температуры в режиме выключенной печи. Ампулы вскрывали, образцы перетирали. Для получения однофазных равновесных образцов проводили дополнительный отжиг при температуре 1123 К в течение недели с последующим охлаждением до комнатной температуры.

Регулирование температуры проводили, используя источник питания электрических печей сопротивления Д05-220/4.4-ВА с измерителемрегулятором температуры серии ПТ200-02. Скорость нагрева/охлаждения задавали равной ~ 10 град/час.

Образцы идентифицировали методом рентгенофазового анализа (РФА) на рентгеновском дифрактометре Rigaku D/MAX 25001,2 (Cu k c Ni-фильтром) в интервале углов 2 = 10-90. Для ряда образцов при съемке дифрактограмм вводили эталон германия. Точность определения параметров изменялась от ±0.001 до ±0.003 . Для обработки спектров РФА использовали программу WinXpow (STOE).

Использовались методы термического анализа.

Магнитные свойства твердых растворов измеряли с помощью СКВИД - магнетометра MPMS-XL-5 фирмы «Quantum Design»3,4, а также на автоматизированном комплексе для измерения физических свойств с опцией Измерения проводил Кнотько А.В. (МГУ) Измерения проводил Пинус И.Ю. (ИОНХ РАН) Измерения проводил Богомяков А.С. (МТЦ СО РАН) Измерения проводил Королев А.В. (ИФМ УрО РАН) измерения AC и DC-намагниченности PPMS-9 фирмы «Quantum Design»5.

Температурные зависимости намагниченности (Т) измеряли в интервале Т = 4-300 К после охлаждении в нулевом магнитном поле (ZFC) и при охлаждении в поле (FC).

2.2. Получение и магнитные свойства твердых растворов CuGa1-xFexTe2 и Cu1-xGa1-xFe2xTe2. Были синтезированы два ряда твердых растворов: CuGa1-xFexTe2 (0 < x < 0.3) и Cu1-xGa1-xFe2xTe2 (0 < 2x < 0.4) В первом типе твердых растворов галлий замещали на железо (разрез CuGaTe2 – CuFeTe2). Во втором типе твердых растворов – атомы железа одновременно замещали галлий и медь (разрез CuGaTe2 – (FeTe)2).

По данным РФА, образцы CuGa1-xFexTe2 были однофазными вплоть до х = 0.10, а при х = 0.15 появлялись линии второй фазы. Построены зависимости параметров решетки а (рис. 1а), c от концентрации введенного железа. Граница области гомогенности, уточненная по излому на зависимости a = f(x), находилась при х = 0.12. Данный результат был подтвержден снятием термограмм образцов, составы которых (х = 0.10 и x = 0.15) лежат вблизи установленной границы области гомогенности. Так, на обеих термограммах регистрировались эффекты, обусловленные кристаллизацией твердых растворов при 1151-1138 К, а также эффекты, связанные с превращением неупорядоченной фазы в упорядоченную (халькопирит) при 1050-1038 К.

Кроме этого, при охлаждении образца x = 0.15 в районе 887 К наблюдался дополнительный пик, связанный с присутствием новой фазы, а для образцов с x = 0.20 и 0.30 появлялись уже два дополнительных пика при 888 и 933 К.

Следовательно, при одинарном замещении граница области существования твердых растворов CuGa1-xFexTe2 должна находиться в интервале составов от x = 0.10 до x = 0.15. В нашем случае, при x = 0.12.

Второй ряд твердых растворов с двойным замещением железом типа Cu1-xGa1-xFe2xTe2 был получен для расчетных составов 2x = 0-0.40. По данным РФА, образцы были однофазными вплоть до 2х = 0.10. При увеличении концентрации до 2х 0.14 они становились неоднофазными. Граница области гомогенности Cu1-xGa1-xFe2xTe2, уточненная по излому на зависимости a = f(2x), находилась при значении 2х 0.10 (рис. 1б).

Измерения проведены автором (ИОНХ РАН) Измеренные температурные зависимости намагниченности = f(T) в сильном поле имели вид, указывающий на суперпарамагнитное поведение твердых растворов CuGa1-xFexTe2 (х = 0.02; 0.04; 0.06; 0.10) и Cu1-xGa1-xFe2xTe(2x = 0.04; 0.06; 0.10). Характерный вид полевой зависимости намагниченности (Н) образцов отражен на рис. 2. На вставке показано смещение низкотемпературной (T = 5K) петли гистерезиса по оси Н в область отрицательных полей. Наличие в исследуемых твердых растворах смещенных петель гистерезиса указывает на сосуществование в системе блокированного магнитного состояния с обменным взаимодействием типа АФМ–ФМ/ФиМ.

Рис. 1 – Зависимость параметра решетки а от концентрации железа в твердых растворах CuGa1-xFexTe2 (а) и Cu1-xGa1-xFe2xTe2 (б).

, 10-2 Гс·м3/моль 0,TB 0,200 250 3T, K FC ZFC 0 100 200 3T, K Рис. 2 – Полевая зависимость Рис. 3 – Температурные зависимости намагниченности и ее низкополевая часть намагниченности при ZFC-FC (H = 50 Э) и (на вставке) CuGa0.98Fe0.02Te2 при Т = 5 K. определение температуры необратимости ТB (на вставке) образца CuGa0.98Fe0.02Te2.

-, 10 Гс·см /моль Согласно вставке к рис. 3, где представлены температурные зависимости намагниченностей (Т)ZFC и (Т)FC, образец CuGa0.98Fe0.02Te2 в слабом магнитном поле при понижении температуры переходит в точке необратимости ТB 260 К в блокированное состояние, свойственное суперпарамагнетикам.

Различный ход зависимостей (Т)ZFC и (Т)FC при охлаждении ниже температуры блокировки (Т ТВ) является одним из основных признаков, свидетельствующих в пользу такого перехода. Однако такое же поведение (Т)ZFC и (Т)FC – зависимостей может иметь место в случае обменно-связанных систем, где указанное взаимодействие, будучи источником дополнительной анизотропии, способно эффективно повышать температуру блокирования и тем самым стабилизировать моменты кластеров.

Таблица 1. Магнитные свойства твердых растворов CuGaTe2{Fe} Гс см s, x/2x эф, Б , К Hc, Э H, Э ТВ, К моль CuGa1-xFexTe0.02 2.3 -16 270 58 29 20.04 1.6 -15 380 130 42 20.06 1.6 -28 219 58 42 20.10 1.3 -33 280 76 40 2Cu1-xGa1-xFe2xTe0.04 2.7 -19 107 32 101 >30.06 2.6 -22 62 8 121 >30.10 3.6 -53 44 15 174 >3В табл. 1 представлены результаты проведенных измерений магнитных свойств систем CuGa1-xFexTe2 и Cu1-xGa1-xFe2xTe2, а именно: полевой и температурных зависимостей намагниченности, по которым определяли температуру блокировки кластеров ТВ, коэрцитивную силу Нс, сдвиг петли гистерезиса Н и намагниченность насыщения s.

На рис. 3 при температурах Т < 50 K значительно ниже температуры блокировки наблюдается сильный рост намагниченности за счет кластеров малого размера, у которых магнитные моменты не замораживаются даже при гелиевых температурах; поэтому их поведение следует закону Кюри. В этом случае размеры кластеров приближаются к атомным размерам, и энергия тепловых флуктуаций (kT) превышает энергию магнитного упорядочения (H), обусловленную анизотропией.

Для определения магнитных характеристик твердых растворов CuGaTe2{Fe} в области температур выше ТВ были построены температурные зависимости обратной парамагнитной восприимчивости 1/(Т) = H/(Т) в сильном поле (Н = 45 кЭ). Зависимость 1/(Т) для образца CuGa0.98Fe0.02Teпредставлена на рис. 4, где на кривой просматриваются три участка. На первом участке (при Т < 50 К) температурная зависимость 1/(Т) подчиняется закону Кюри. На промежуточном участке (Т 50 - 200 К) вклад парамагнитной восприимчивости уменьшается под влиянием суперпарамагнитных кластеров ферримагнитного типа и носителей заряда. В области температур выше Т = 200 К поведение восприимчивости по преимуществу определяется свободными носителями и парамагнитными центрами.

Путем линейной аппроксимации зависимости обратной восприимчивости для средней области температур были рассчитаны эффективные магнитные моменты парамагнитных кластеров, представленные в табл. 1. При этом использованы следующие обозначения: µэф - эффективный магнитный момент, – парамагнитная температура Кюри. Как видно из таблицы, величины имеют отрицательный знак вследствие преобладания в кластерах антиферромагнитного взаимодействия. Об этом же свидетельствует вид температурной зависимости обратной восприимчивости, обращенной выпуклостью вверх.

2.3. Получение и магнитные свойства твердых растворов CuInSe2{Fe}. Твердые растворы Cu1-xIn1-xFe2xSe2 синтезировали с концентрацией железа 2х=0; 0.04; 0.06; 0.08; 0.10; 0.12; 0.16; 0.20 и 0.30. При этом атомы железа одновременно замещали индий и медь (разрез CuInSe2(FeSe)2). Согласно данным РФА, при комнатной температуре образцы были однофазными вплоть до 2х = 0.10; при 2х > 0.12 появлялись линии другой фазы.

Граница области гомогенности, уточненная по излому на зависимости параметра решетки a = f(2x), находилась при 2х = 0.09.

На рис. 5 приведены температурные зависимости намагниченности твердого раствора Cu0.97In0.97Fe0.06Se2, измеренные в магнитных полях Н = 50 Э и Н = 40 кЭ. Несовпадение кривых ZFC и FC намагниченности – (Т)ZFC (кривая 3) и (Т)FC (кривая 4) ниже температуры блокировки обусловлено переходом в метастабильное состояние образца, содержащего суперпарамагнитные кластеры ферримагнитного типа. О наличии в кластерах упорядочения этого типа свидетельствуют отрицательная парамагнитная температура Кюри (табл. 2) и выпуклая форма зависимости обратной восприимчивости от температуры.

Вид кривой Бете-Слейтера свидетельствует о том, что атомы железа взаимодействуют ферромагнитно; однако при сверхобмене это взаимодействие по преимуществу имеет антиферромагнитный или ферримагнитный характер, как например, в случае маггемита -Fe2O3 или магнетита Fe3O4. Согласно литературным данным [3], ионы железа, в структуре халькопирита CuFeS2, расположенные в первой координационной сфере, взаимодействуют антиферромагнитно, а ионы, находящиеся во второй и третьей координационных сферах – ферромагнитно.

, Гс см3/моль , Гс см3/моль , 10-2см3/атом 1/, атом/см0,2 0, 21 0, 110,10,0,0,0 100 200 30 100 200 3T, K T, K Рис. 4 – Температурные зависимости Рис. 5 – Температурные зависимости магнитной восприимчивости (1) и ее намагниченности Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 в поле обратной величины (2) в сильном Н = 40 кЭ (1 – ZFC, 2 – FC) поле (45 кЭ) CuGa0.98Fe0.02Te2. и Н = 50 Э (3 – ZFC, 4 – FC).

Из рис. 5 также видно, что для Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 расхождение (Т)ZFC и (Т)FC – кривых начинается при температуре ~ 300 К. Эта температура, известная как точка необратимости ТВ (см. вставку к рис. 3), отвечает температуре блокировки кластеров максимального размера. В случае же составов, где 2х > 0.06, температура необратимости находится выше 300 К, но в силу приборных ограничений она была недоступна для измерений. Поэтому величина ТВ указанных образцов в работе не идентифицирована. Однако в интервале температур Т ~ 100 - 200 К на зависимостях (Т)ZFC всех составов наблюдался максимум, который отвечает средней температуре блокировки кластеров.

На рис. 5 кривые намагниченности (Т)ZFC и (Т)FC в сильном магнитном поле H = 40 кЭ практически совпадают друг с другом, и температура блокировки здесь не видна. Уменьшение и исчезновение ТВ с ростом напряженности внешнего магнитного поля происходит в Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 по степенному закону ТB(H) = TB(0)·[1 - H/HC]k, где k = 2 (для слабых полей) и 2/(для сильных полей), НС – коэрцитивная сила. Деградация температуры блокировки с увеличением напряженности приложенного магнитного поля и сближение (Т)ZFC и (Т)FC – кривых намагниченности являются результатом уменьшения относительной высоты потенциальных барьеров между состояниями с различным направлением магнитного момента.

Таблица 2. Магнитные свойства твердых растворов Cu1-xIn1-xFe2xSeГс см s, 2х эф, Б P, К Hc, Э Tmax, K моль 0.04 - - - - 10.06 6.8 -190 57 367 10.08 - - 101 386 20.10 4.1 -129 102 377 20.20 5.0 -223 338 434 Как видно из рис. 5, нижняя граница температуры блокировки в Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 равна ~ 25 К. Ниже ее наблюдается резкий рост намагниченности, характерный для суперпарамагнетизма. Такое возрастание намагниченности обусловлено суммарным вкладом магнитных кластеров и невзаимодействующих ионов железа, у которых отсутствуют парамагнитные соседи в ближайших первой-третьей координационных сферах.

Взаимодействия с ионами, расположенными в более отдаленных координационных сферах, являются несущественными.

На рис. 8 представлена полевая зависимость намагниченности образца Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 при температуре Т = 4 К, которая, как можно видеть, не достигает насыщения вплоть до максимальных полей измерения (40 кЭ). Этот факт, по-видимому, говорит о присутствии в образце невзаимодействующих парамагнитных ионов наряду с малыми ферримагнитными кластерами. О том же свидетельствует сильное возрастание намагниченности при низких температурах (рис. 5).

Величина коэрцитивной силы НС в системе Cu1-xIn1-xFe2xSeувеличивается от ~ 60 Э до ~ 340 Э с ростом атомной доли железа в образцах от х = 0.06 до х = 0.20 (табл. 2). Наблюдающийся в опытах рост величины НС происходит за счет увеличения константы анизотропии, которую можно оценить, согласно модели Стонера-Вольфарта [4], используя выражение KV = HCs/(20.3). Однако полученная таким путем константа KV в случае Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 оказалась значительно меньше величины ~104 Дж/м3, свойственной железу. Этот результат можно объяснить незначительной концентрацией железа в диамагнитной матрице и связанном с этим увеличении расстояний Fe - Fe, и как следствие – ослаблением энергии магнитокристаллической анизотропии.

2.4. Магнитные свойства халькопирита CuGaTe2{Mn}. Магнитные свойства твердых растворов CuGa1-xMnxTe2 рассмотрены на примере CuGa0.94Mn0.06Te2. На рис. 6 показаны температурные зависимости намагниченности (Т)ZFC и (Т)FC твердого раствора CuGa0.94Mn0.06Te2 в интервале температур от 2 до 400 К в слабых магнитных полях H = 100 Э и 400 Э. Как видно из хода обеих зависимостей (Т), с понижением температуры система в районе ТВ 225 К переходит в блокированное состояние, свойственное для суперпарамагнетика. В пользу такого перехода свидетельствует различный ход температурных зависимостей намагниченностей (Т)ZFC и (Т)FC образца при его охлаждении ниже температуры блокировки, когда Т ТВ.

-, 10 атом/см, Гс см3/г 1/, 10 см3/атом TBmin T max T min s s TBmax 0,FC ZFC 0,FC III I III II I II II 0,ZFC 0 0 100 200 30 100 200 300 4T, K T, K Рис. 6 – Температурные Рис. 7 – Температурные зависимости зависимости ZFC и FC намагниченности магнитной восприимчивости (1) и ее образца CuGa0.94Mn0.06Te2 в поле обратной величины (2) образца Н = 100 Э (1) и 400 Э (2). CuGa0.94Mn0.06Te2 при Н = 50 кЭ.

Из рис. 6 видно также, что область блокировки твердого раствора простирается от ~ 225 К (ТВmax) до ~ 25 К (ТВmin), охватывая интервал температур, равный Т 200 К. Ниже этого интервала от ТВmin = 25 К начинается быстрое возрастание намагниченности (Т), связанное с выходом системы за пределы блокировки, когда для малых кластеров вследствие уменьшения их размеров и относительного увеличения роли тепловых флуктуаций перестает выполняться условие блокировки Нееля-Брауна.

На графике (рис. 6) температурной зависимости намагниченности твердого раствора CuGa0.94Mn0.06Te2 можно выделить 3 участка, границы которых обозначены пунктирными линиями. Участки (I и III) отвечают стабильному суперпарамагнитному поведению халькопирита, а участок (II) – его блокированному состоянию. Переходам (границам) между этими участками соответствуют температуры начала и окончания блокировки – ТВmax и ТВmin. С возрастанием внешнего магнитного поля они уменьшаются по степенному закону: TB(H) = TB(0)(1 – H/HC), где HC - коэрцитивная сила, связанная с константой анизотропии и намагниченностью насыщения соотношением HC = 2 K/S. В нулевом магнитном поле средние значения ТВmax(0) и ТВmin(0), рассчитанные, исходя из зависимости намагниченности в поле Н = 100 Э, с учетом приведенных соотношений равны 740 и 82 К, соответственно. То есть средняя температура блокировки в указанных условиях существенно превышает комнатную температуру и составляет ~ 410 К.

Исходя из полученных значений ТВmax и ТВmin, с помощью формулы V = 25kBTB/KV, связывающей средний объем кластеров V с константой магнитокристаллической анизотропии KV, можно оценить для CuGa0.94Mn0.06Teразмеры суперпарамагнитных кластеров, ответственных за возникновение блокированного состояния [4]. Величину ТВmax, по всей вероятности, следует отождествить с температурой блокировки для частиц максимального размера, а ТВmin – с температурой блокировки для частиц минимального размера. Кластеры промежуточных размеров блокируются в температурном интервале от ~ 225 К (ТВmax) до ~ 25 К (ТВmin) в соответствии с функцией распределения. Если она не известна, то можно предположить, что максимуму распределения всех кластеров по объему наиболее отвечает средняя температура их блокирования, отсчитываемая по максимуму на кривой намагничивания (Т)ZFC. Однако на рис. 6 этот максимум сильно размыт, что затрудняет получение нужного отсчета. Потому для приближенного определения размера кластера было взято среднее арифметическое величин ТВmax и ТВmin, которое привело к среднему размеру кластера – 13 нм. Этот результат является оценочным. Ниже будут приведены другие, более точные способы вычисления размеров суперпарамагнитных кластеров.

На рис. 7 для CuGa0.94Mn0.06Te2 представлены прямая и обратная зависимости магнитной восприимчивости (Т) от температуры во внешнем поле Н = 50 кЭ. Как видно, (Т) (кривая 1) имеет гиперболический характер, -типичный для парамагнетиков. Обратная зависимость (Т) (кривая 2), в отличие от (Т), более информативна. В этом случае, аналогично рис. 6, на -графике температурной зависимости (Т) можно выделить 3 участка (I, II и III), границы между которыми обозначены пунктирными линиями. Это – фактически те же участки, которые представлены на рис. 7, но с той существенной разницей, что напряженность поля измерения в данном случае на 2.5 порядка больше (Н = 50 кЭ), чем в предшествующем измерении. В этих условиях блокированное состояние, разумеется, не наблюдается, но «память» о -нем, как видно, сохраняется в виде изломов на зависимости (Т), совпадающих с температурами начала и окончания блокировки – ТВmax и ТВmin.

Для каждого участка на рис. 7, аппроксимируя соответствующую часть -зависимости (Т) линейным уравнением, были определены парамагнитная температура Кюри , постоянная Кюри С и эффективный магнитный момент 8C g S(S +1), Б µэф= =. Полученные результаты свидетельствуют о том, что аналогично известным индиевым халькопиритам CuInX2{Mn} образец CuGa0.94Mn0.06Te2 обнаруживает склонность к антиферромагнетизму и содержит ферримагнитные кластеры из ионов Mn2+. Значения эффективных магнитных моментов отличает близость к теоретическому магнитному моменту 5.9 µБ для иона Mn2+ в d5 – электронной конфигурации.

Глава 3. Обсуждение результатов.

Как было показано в предыдущей главе, температурные зависимости намагниченности всех исследуемых образцов указывают на присутствие в них суперпарамагнитных кластеров наряду с невзаимодействующими парамагнитными центрами. В виду этого, обработку экспериментальных зависимостей намагниченности (H) при Т = 4 К проводили путем аппроксимации функцией, представляющей собой сумму функции Ланжевена и функции, отвечающей парамагнитному поведению невзаимодействующих ионов (закон Кюри) с магнитным моментом, равным магнитному моменту иона примеси. Вид используемой теоретической зависимости намагниченности от величины напряженности приложенного магнитного поля:

M (H ) = L( H ) + H, где L(0H/kT) = (N/V) 0[cth(0H/kT) - (kT/0Н)] – функция Ланжевена (N – число невзаимодействующих магнитных частиц в объеме V с магнитным моментом 0; k – постоянная Больцмана; T – температура; Н – напряженность внешнего магнитного поля); , , – коэффициенты аппроксимации. При подгонке использовали пакет программ Origin.

Для определения магнитного момента (кл) и оценки концентрации (nкл) магнитных нанокластеров с нескомпенсированным результирующим магнитным моментом, а также концентрации невзаимодействующих ионов парамагнитной примеси (nпм), полученные коэффициенты аппроксимации, а также соответствующие значения температуры и магнитного момента ионов примеси (Mn,Fe) подставляли в соотношения:

3 kBT nкл = nпм = кл = kBT, kBT Mn,.

, Гс см3/моль 21010 20 30 H, кЭ Рис. 8 – Экспериментальная зависимость намагниченности Cu0.97In0.97Fe0.06Se2 от поля при Т = 5 К (точки), ее теоретическая аппроксимация (пунктир) суммой намагниченностей ионов Fe (закон Кюри) и кластеров (функция Ланжевена).

т н е м и р е п с к Э и р ю К.

з а н е в е ж н а Л.

ф На рис. 8, на примере Cu0.97In0.97Fe0.06Se2, показана изотерма полевой зависимости намагниченности при температуре ниже точки блокирования образцов, охлажденных в отсутствии поля. Экспериментальные зависимости M (H ) (Н) удовлетворительно описываются выражением для (рис. 8, пунктир).

Наряду с экспериментальными данными полевой зависимости намагниченности показаны кластерный вклад в намагниченность, описываемый функцией Ланжевена, и парамагнитный вклад от невзаимодействующих парамагнитных центров. Вычисленные с помощью вышеприведенных выражений параметры кл, nкл, и nпм приведены в табл. 3.

Величины кл в табл. 3 являются средними значениями в предположении о равномерном распределении парамагнитной примеси по образцу. Из табл. видно, что в CuInSe2{Fe} изменение кл с ростом содержания парамагнитной примеси происходит неравномерно вследствие возможных флуктуаций в ее распределении по объему образца или различной степени компенсации магнитных моментов, наблюдающихся в антиферромагнитных кластерах малого размера. Однако наблюдаемая тенденция к увеличению магнитного момента кластеров и уменьшение их концентрации с ростом х указывает на возрастание размеров кластеров (dкл), которые также приведены в табл. 3.

M (H ) Аппроксимация зависимости (H) функцией в случае CuGa0.94Mn0.06Te2 привела к следующим параметрам суперпарамагнетика:

эффективный магнитный момент кластера равен кл = 23.4 µБ; концентрация магнитных кластеров составляет nкл = 2.4·1019 cм -3; концентрация невзаимодействующих ионов Mn2+ равна nпм = 5.7·1019cм -3. С помощью этих данных были рассчитаны средний размер кластеров и число парамагнитных ионов Mn2+, содержащихся в одном кластере. Оказалось, что в одном магнитном кластере содержится 21 атом Mn2+ при его среднем размере 33 .

Значение эффективного магнитного момента образца CuGa0.94Mn0.06Te2, рассчитывали как частное от деления экспериментального магнитного момента кластера кл = 23.4 µБ на число ионов Mn2+ в одном кластере zкл = 21 ат./кл. Из сравнения, полученной таким образом, величины (µMn = 1.1 µБ/ион Mn2+) с теоретическим значением магнитного момента иона Mn2+ (5.9 Б) видно, что значение µMn заметно ниже теоретического. Такой результат свидетельствует в пользу антиферромагнитного обменного взаимодействия в кластерах. О таком же характере обменного взаимодействия говорят отрицательные значения парамагнитной температуры Кюри, являющейся отражением суммы магнитных взаимодействий в кристалле.

Таблица 3. Свойства магнитных кластеров в твердых растворах на основе CuInSe2 и CuGaTe2.

х/2х кл, B nкл, cм -3 nпм, cм -3 dкл, zкл, ат. V, % %ФиМ Cu1-xIn1-xFe2xSe0.06 14.3 2.7·1019 1.3·1020 35 25 79 0.08 7.3 7.8·1019 1.1·1020 24 12 87 0.10* 9.9 5.0·1019 1.1·1020 28 24 92 0.20* 46.2 6.9·1018 2.0·1020 54 315 90 CuGa1-xFexTe0.02 7.6 1.0·1019 1.2·1018 57 18 99 0.04 6.2 1.5·1019 2.8·1018 50 24 99 0.06 7.2 9.6·1018 6.5·1018 58 57 99 0.10 9.1 2.9·1018 1.1·1019 86 308 99 0.15* 6.4 1.3·1019 7.8·1018 53 108 99 Cu1-xGa1-xFe2xTe0.04 12.2 6.1·1018 2.8·1019 66 56 93 0.06 17.9 3.7·1018 3.7·1019 79 140 93 0.10 61.0 2.7·1018 4.5·1019 87 318 95 0.14* 42.7 2.3·1018 4.8·1019 93 547 96 Значительный интерес представляет вопрос о парциальных вкладах ферримагнитных кластеров и парамагнитных центров в основные параметры (намагниченность, объем) изученных систем. Исходя из предположения о равномерном распределении парамагнитной примеси, была проведена оценка относительного объема, занимаемого «кластерными» атомами, по формуле nПМ V = 1 -, где nПМ – концентрация невзаимодействующих парамагнитных N центров; N –концентрация парамагнитной примеси в единице объема. Так, в случае CuInSe2{Fe} с возрастанием количества вводимого железа от х = 0.06 до х = 0.20 объем, который в образце занимают магнитные кластеры, увеличивался от 79% до 92%. Вклад кластеров в общую намагниченность был заметно меньше и в том же концентрационном интервале составлял от 33% до 46% (в максимуме). При этом характер зависимости намагниченности кластеров от * неоднофазный состав состава близок к концентрационной зависимости общей намагниченности образца, что представляется вполне естественным, поскольку роль кластеров в формировании магнитного поведения образцов является определяющей.

Величину вклада ферримагнитных кластеров в суммарную намагниченность кл определяли по формуле %ФиM = 100%, где S – намагниченность насыщения S образца, полученная экстраполяцией зависимости (1/Н) к бесконечному полю;

кл – намагниченность насыщения магнитных кластеров.

Для твердых растворов CuGa1-xFexTe2 и Cu1-xGa1-xFe2xTe2 результаты оценки размеров, концентрации и величин магнитных моментов нанокластеров и невзаимодействующих парамагнитных центров также представлены в табл. 3.

Из этой таблицы видно, что в системах при росте х существует тенденция к увеличению магнитного момента кластеров, которая сопровождается уменьшением их концентрации. Особенно быстрое возрастание магнитного момента кластеров наблюдается в твердых растворах Cu1-xGa1-xFe2xTe2, тогда как в случае одинарного замещения CuGa1-xFexTe2 магнитный момент кластеров вначале остается почти постоянным, что свидетельствует о весьма малом изменении их размера. Возможное объяснение данного факта состоит в том, что в системе CuGaTe2{Fe} расстояния между атомами железа при одинарном замещении существенно больше, чем при двойном. В итоге «одинарная» система оказывается более «разбавленной» относительно переходного металла и, стало быть, менее восприимчивой к изменению его концентрации. На магнитных свойствах образцов это сказывается таким образом, что при одинарном замещении магнитные моменты кластеров в CuGa1-xFexTeначинают расти лишь по достижении относительно большой критической концентрации легирующей добавки (х = 0.10). До этого момента происходит формирование магнитных кластеров практически постоянного размера, при этом возрастает концентрация невзаимодействующих парамагнитных центров.

Вышесказанное подтверждается оценками концентрации nкл и размера кластеров dкл (табл. 3).

Согласно модели Нееля, подобные малые антиферромагнитные частицы с размером ~ 5 нм обнаруживают особые магнитные свойства, связанные с нарушением в них полной компенсации магнитных моментов. Это проявляется, например, в том, что такие кластеры часто ведут себя как ферримагнитные частицы, находящиеся в суперпарамагнитном состоянии. Более крупные кластеры антиферромагнитного типа показывают аналогичное поведение в том случае, если в их магнитной структуре присутствует нечетное число ферромагнитных плоскостей. Разница в заселенности подрешеток при этом N равна, где N – число атомов в частице с результирующим магнитным zкл моментом.

Для CuGa0.94Mn0.06Te2 и CuGaTe2{Fe} суммарные магнитные моменты Mn zкл Fe zкл кластеров составляют и. Приравнивая эти теоретические значения магнитного момента кластера к его экспериментальному значению, можно найти среднее число ионов переходного металла, приходящееся в модели Нееля на один кластер. Использование этой величины при вычислении размера кластера дает среднее значение dкл.. Все расчетные данные, полученные путем аппроксимации зависимостей (H) функцией M(H) и по модели Нееля, не противоречат друг другу.

Проведенное экспериментальное исследование тройных систем CuGaTe2{Fe}{Mn}, CuInSe2{Fe} и интерпретация полученных результатов в рамках существующей теории магнитных наночастиц открывает перспективу их практического использования в нано- и спиновой технике.

Выводы.

1. Впервые синтезированы новые магнитные материалы – твердые растворы тройных полупроводниковых соединений CuGa1-xFexTe2, Cu1-xGa1-xFe2xTe2 и Cu1-хIn1-хFe2xSe2 со структурой халькопирита; протяженность их областей гомогенности равна x = 0.12, 2x = 0.10 и 0.09, соответственно.

2. Определены основные характеристики исследуемых систем:

намагниченность насыщения, коэрцитивная сила, сдвиг петли гистерезиса, эффективный магнитный момент, константа Кюри-Вейсса, температура блокировки кластеров.

3. Установлено, что все исследованные твердые растворы представляют собой неоднородные магнетики, в которых содержатся суперпарамагнитные кластеры антиферромагнитного или ферримагнитного типа с температурами блокировки, близкими или превышающими комнатную температуру.

4. Показано, что все полевые зависимости намагниченности удовлетворительно описываются линейной комбинацией функции Ланжевена для невзаимодействующих суперпарамагнитных кластеров и закона Кюри для невзаимодействующих парамагнитных центров. Для всех твердых растворов получены значения магнитного момента присутствующих кластеров, их концентрации, а также концентрации парамагнитных ионов.

5. Установлена корреляция магнитных свойств и размеров кластеров с концентрацией легирующей парамагнитной добавки. Показано, что для CuGaTe2{Fe} магнитные моменты кластеров практически не изменяются в области гомогенности в случае одинарного замещения и резко возрастают в случае двойного замещения.

6. Определен вклад магнитных кластеров в измеряемые характеристики CuGaTe2{Fe}{Mn} и CuInSe2{Fe}. Установлено, что в исследованных твердых растворах, магнитные кластеры занимают до 90 и более процентов от объема образца, при относительно меньшем вкладе в общую намагниченность.

Публикации в изданиях, рекомендованных ВАК:

1) Н. Н. Ефимов, Г. Г. Шабунина, Л. А. Битюцкая, Т. Г. Аминов.

Нанокластеризация ферромагнитной примеси в твердых растворах CuGaTe2(Fe). // Конденсированные среды и межфазные границы, 2009, Том 11, № 1, С. 47-52.

2) Г. Г. Шабунина, Н. Н. Ефимов, Т. Г. Аминов, В. М. Новоторцев. Условия получения и свойства CuGaTe2, легированного Fe. // Известия высших учебных заведений. Химия и химическая технология, 2011, Том 54, № 12, С. 62-65.

Материалы конференций, тезисы:

3) В. М. Новоторцев, Н. Н. Ефимов, Т. Г. Аминов, Г. Г. Шабунина, Е. В. Бушева. Магнитные наночастицы в CuGaTe2{Fe}. // VIII Международная научная конференция «Химия твердого тела и современные микро- и нанотехнологии», Кисловодск, 2008, С. 176.

4) Н. Н. Ефимов, В. М. Новоторцев, Г. Г. Шабунина, Т. Г. Аминов Нанокластеризация ферромагнитной примеси в твердых растворах CuGaTe2{Fe}. // XXI Международная конференция «Новое в магнетизме и магнитных материалах», Москва, 2009, С. 693.

5) Novotortsev V. M., Efimov N. N., Aminov T. G., Shabunina G. G., Busheva E. V.

Magnetism in CuGaTe2 (Fe). // IV Euro-Asian Symposium "Trends in MAGnetism": Nanospintronics. EASTMAG-2010, Ekaterinburg, 2010, P. 132.

6) Efimov N. N., Minin V. V. Relaxation and Fine Structure of Mn2+ in CuGaSe2. // XXII Международная конференция «Релаксационные явления в твердых телах», Воронеж, 2010, С. 48.

7) Efimov N. N., Novotortsev V. M., Aminov T. G., Shabunina G. G.

Superparamagnetism in Iron-doped CuGaTe2. // XXII Международная конференция «Релаксационные явления в твердых телах», Воронеж, 2010, С. 54.

Цитируемая литература:

1) A.J. Freeman, Y.-J. Zhao. Advanced tetrahedrally-bonded magnetic semiconductors for spintronic applications // Journal of Physics and Chemistry of Solids, V.64, 2003, P.1453-1459.

2) Y.-J. Zhao, A. Zunger. Electronic structure and ferromagnetism of Mn-substituted CuAlS2, CuGaS2, CuInS2, CuGaSe2, and CuGaTe2. // Physical Review B, V.69, I.10, 2004, 104422.

3) J.C. Woolley, A.-M. Lamarche, G. Lamarche, M. Quintero, I.P. Swainson, T.M. Holden. Low temperature magnetic behaviour of CuFeS2 from neutron diffraction data. // Journal of Magnetism and Magnetic Materials, V.162, I.2-3, P.347-354.

4) С.П. Губин, Ю.А. Кокшаров, Г.Б. Хомутов, Г.Ю. Юрков. Магнитные наночастицы: методы получения, строение и свойства. // Успехи химии, Т.74, №6, 2005, С.3-36.

P.S.: Публикации, находящиеся в печати:

Т. Г. Аминов, Н. Н. Ефимов, Г. Г. Шабунина, В. М. Новоторцев. Магнитные свойства CuGa0.94Mn0.06Te2. // Неорганические материалы, 2012, Том 48, № 6.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.