WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 4 Нестехиометрия и низкотемпературные магнитные свойства кристаллов FeSi © Г.С. Патрин,, В.В. Белецкий, Д.А. Великанов, О.А. Баюков, В.В. Вершинин, О.В. Закиева, Т.Н. Исаева Институт физики им. Л.В. Киренского Сибирского отделения Российской академии наук, 660036 Красноярск, Россия Красноярский государственный университет, 660041 Красноярск, Россия E-mail: patrin@iph.krasn.ru (Поступила в Редакцию 25 мая 2005 г.) Представлены результаты экспериментального и теоретического исследования низкотемпературных магнитных свойств кристаллов FeSi. Показано, что особенности магнитной восприимчивости при низких температурах связаны с суперпарамагнитным поведением примесных кластеров. Термомагнитные гистерезисные явления объясняются в модели обменно-связанных кластеров.

Работа выполнена при финансовой поддержке программы „РФФИ-Енисей“ (грант № 05-02-977708-a).

PACS: 75.50.Bb, 75.60.Nt 1. Введение возникать лишь при повышении температуры по мере 1 заселения состояния e3 t2g (S = 1). Если в высоко2g Кристалл FeSi привлекает внимание исследователей температурной области получено удовлетворительное на протяжении многих лет ввиду уникальности своописание магнитных свойств, связанное с заселением их физических свойств. В этом кристалле обнаружено этого уровня [7], то для низкотемпературной области необычное поведение магнитной восприимчивости, тепясности нет. С одной стороны, существует точка зрения, ловых и электрических параметров. Так, при повышении что низкотемпературные особенности можно объяснить температуры удельное электрическое сопротивление наличием примесных ионов железа, возникающих вследсначала монотонно уменьшается примерно на четыре ствие нестехиометрии кристалла [3,8,9]. С другой стопорядка, достигая минимума в районе T 300 K (при роны, результаты комплексного исследования магнитэтом (T ) не описывается простой термоактивационной ных, термоэлектрических и гальваномагнитных свойств зависимостью), и далее при увеличении температуры кристалла FeSi авторы работ [10–12] интерпретируют в медленно растет. По этому признаку кристалл FeSi отнорамках модели Хаббарда с сильными электронными корсят либо к классу Кондо-соединений [1], либо к материреляциями. Здесь низкотемпературные особенности фиалам, в которых реализуется переход полупроводник-мезических свойств связываются с образованием спиновых талл [2]. В магнитном отношении этот материал не поляронов. Однако до сих пор для описания всего набора укладывается в традиционную схему поведения магнетифизических свойств нет устоявшегося общепринятого ков. Магнитная восприимчивость ( 10-4-10-6) при подхода. В связи с этим мы провели исследования низкоповышении температуры до T 90 K сначала уменьтемпературных магнитных свойств образцов FeSi в завишается, а затем значительно увеличивается, достигая симости от технологических условий их приготовления.

максимума при T 500 K [3]. Никакого магнитного порядка в этом соединении методами мессбауэровской 2. Приготовление образцов спектроскопии [4] и нейтронографии [5] не обнаружено, и при T > 550 K температурная зависимость магнит- и методика эксперимента ной восприимчивости подчиняется закону Кюри-Вейса.

Были синтезированы как поликристаллические обОднако с помощью более детальных экспериментов с разцы, так и монокристаллы. Как известно [13], фаполяризованными нейтронами [6] обнаружено наличие магнитного рассеяния, что интерпретируется как суще- за -FeSi со структурой цинковой обманки в систествование микрообластей с ферромагнитными корреля- ме железо-кремний существует в узкой области в окрестности эквиатомного состава. Поликристалличециями спиновых флуктуаций.

Считается, что в этих кристаллах ионы железа нахо- ские образцы получались охлаждением расплава со скодятся в четырехвалентном состоянии (Fe4+) и имеют ростью 3 K/h. Предварительно смесь железа и кремния в в конфигурации d4 основное состояние e4 (S = 0). нужном соотношении тщательно перетиралась, а затем 2g Энергетический зазор между основным и первым воз- нагревалась до плавления и выдерживалась при этой бужденным состояниями составляет около 600 K. температуре в течение 5 h. После охлаждения полуОтсюда следует, что при низких температурах маг- ченное вещество вновь перетиралось и вся процедура нитный момент должен полностью отсутствовать и повторялась. Проводилось три-четыре цикла. МонокриНестехиометрия и низкотемпературные магнитные свойства кристаллов FeSi же экспериментальных условиях значение восприимчивости для поликристаллического образца O1 (номинально стехиометрического) меньше, чем для образца O2.

При этом различия зависимостей восприимчивости для разных образцов по мере увеличения магнитного поля (H 10 kOe) уменьшаются. В целом кривая температурной зависимости магнитной восприимчивости для образца O1 имеет вид, приведенный на вставке к рис. 2; такая зависимость является типичной для соединения FeSi.

Поскольку было установлено, что наиболее заметно внешние воздействия проявляются в заведомо дефектном образце O2, его мы исследовали более детально.

Основное внимание уделено исследованию низкополевых особенностей поведения намагниченности. Были заРис. 1. Дифрактограммы кристаллов FeSi. a —образец с эквиатомным содержанием железа и кремния (O1), b —с избыточным содержанием железа (O2).

сталлические образцы выращивались методом газового транспорта по стандартной схеме. Размеры кристаллитов для образцов O1 и O2 были порядка 10-2 mm, средний поперечный размер монокристалла (в форме тетраэдра) составлял около 1.5 mm. Рентгенографические измерения проводились на нескольких образцах, взятых из разных областей тигля. Для всех синтезированных составов данные рентгеновских измерений совпадали.

Магнитные измерения были выполнены на SQUIDмагнитометре в интервале температур T = 4.2-300 K Рис. 2. Температурные зависимости магнитной восприимчии диапазоне магнитных полей H 0.8 kOe, а также вости кристаллов FeSi. 1, 2 — поликристаллические образна высокотемпературном вибрационном магнитометре, цы (O1 и O2), 3 — монокристалл. Точки 1–3 — эксперимент, работающем до температуры T 950 K.

линии 5, 4 и 6 — теоретические подгонки с помощью функций Ланжевена соответственно. Поле измерения H = 600 Oe.

На вставке приведена зависимость магнитной восприимчиво3. Экспериментальные результаты сти во всем интервале температур, возможном для образца O1.

Далее мы приводим экспериментальные результаты, полученные на образцах FeSi (образец O1), Fe1.005Si0.(образец O2) и монокристалле. На рис. 1, a и b приведены рентгенограммы исследованных образцов O1 и O2, которые соответствуют литературным данным. Видно, что их спектры весьма похожи даже в деталях, т. е. имеет место совпадение положения пиков и интенсивностей, за исключением интенсивности пиков при больших углах рассеяния. Поскольку эти пики возникают из-за рассеяния рентгеновских лучей от плоскостей с малым межплоскостным расстоянием, это означает, что при изменении соотношения химических элементов в образце происходит нарушение ближнего окружения ионов железа. Рентгенограмма для монокристаллического образца практически не отличается от рентгенограммы для образца O1.

Рис. 3. Полевые зависимости намагниченности для образНа рис. 2 представлены температурные зависимости ца O2. Стрелками показаны направления развертки магнитного магнитной восприимчивости для образцов O1, O2 и поля. Точки — эксперимент, кривые 1 — теоретическая подмонокристалла FeSi (кривые 1–3 соответственно). Об- гонка, сплошная линия — функция Ланжевена. 2, 3 соответращает на себя внимание тот факт, что в одних и тех ствуют набору данных для образца O2 из таблицы. T = 4.2K.

6 Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 660 Г.С. Патрин, В.В. Белецкий, Д.А. Великанов, О.А. Баюков, В.В. Вершинин, О.В. Закиева...

содержание кремния в образцах 50 at.%. Все приведенные нами значения параметров в пределах точности эксперимента соответствуют литературным данным.

4. Обсуждение результатов Полученные экспериментальные результаты мы интерпретируем в рамках модели примесных центров.

Основанием для этого является анализ литературных данных, их которого следует, что от образца к образцу заметно различается величина как низкотемпературной магнитной восприимчивости, так и низкополевых термомагнитных гистерезисов. В этом случае первоочередной является задача определения величины магнитных моРис. 4. Температурные зависимости намагниченности для образца O2. Точки — эксперимент, линии — расчет. 1, 3 —ре- ментов и количества магнитных примесей (кластеров).

жим ZFC, 2, 4 — режим FC. Поле измерения H = 10 Oe. Мы провели подгонку экспериментальных кривых, показанных на рис. 2, с помощью функций Ланжевена mH kBT M(H, T ) =mN cth -, (1) регистрированы кривые намагниченности в зависимости kBT mH от термомагнитной предыстории. На рис. 3 показано изменение намагниченности при развертке магнитного где kB — постоянная Больцмана, H — поле измерения поля „туда и обратно“ для образца O2, охлажденного в (в нашем случае H = 600 Oe), а подгоночными параметнулевом магнитном поле. Видно, что в использованном рами были величины магнитных моментов примесных нами диапазоне магнитных полей насыщения не настукластеров m и их содержание N. Было получено, что пает, что согласуется с другими экспериментальными экспериментальные кривые 1 и 3 на рис. 2 хорошо данными, полученными в больших магнитных полях [11].

ложатся на теоретические зависимости типа (1), а В магнитных полях H 150 Oe при T = 4.2K для кривая 2 является суперпозицией двух таких функций образца O2 на кривой намагничивания наблюдается за(ср. с кривыми 5, 6 и 4 соответственно). Втаблице приметный гистерезис, тогда как для образца O1 и монокриведены значения магнитных моментов m, числа атомов сталла он примерно на порядок меньше. На начальном в кластере n и содержание примесных кластеров N в участке поведение намагниченности явно отклоняется от исследованных образцах.

парамагнитного и проявляет признаки, характерные для При определении числа атомов в кластере (n) мы иссистемы с взаимодействием.

пользовали результаты работы [14], где проведен расчет На рис. 4 приведены температурные зависимости низмагнитных свойств кластеров железа в зависимости от кополевой намагниченности для образца O2, полученчисла частиц. Из расчета следует, что при увеличении ные при охлаждении в нулевом магнитном поле (ZFC) размеров кластера магнитный момент, приходящийся на и в поле измерения H = 10 Oe (FC). Как следует из этого один атом, растет и фактически для кластеров размером рисунка, наиболее существенные различия кривых M(T ) в 15 атомов и более на каждый атом железа приходится наблюдаются до температуры T 100 K, которая соотоколо 3µB, как у объемного железа. Известно [2], что ветствует минимуму на температурной кривой намагкристалл FeSi, как и собственно чистый Si, имеет ниченности, далее кривые сближаются и их характер структуру цинковой обманки с параметром решетки становится подобным. Чем выше поле измерения, тем a = 0.484 nm. Элементарная ячейка содержит четыре меньше наблюдаемые различия намагниченности и тем формульные единицы. Следовательно, полное число атониже температура, при которой наблюдается различие мов железа в 1 cm3 равно 3.5 · 1022, из них только кривых намагниченности в зависимости от условий 3 · 1017 (для образца O2) входят в состав кластеров.

охлаждения.

Для этого случая среднее расстояние между частицами Для обнаружения магнитоупорядоченных областей составляет rij 50 nm при среднем поперечном размере нами были также проведены мессбауэровские измерения по естественному содержанию железа на поМагнитные моменты кластеров железа m, число атомов в класрошках образцов толщиной 5 mg/cm2. Спектры предтере n и содержание кластеров в образце N ставляют собой парамагнитные дублеты. Были получены следующие параметры сверхтонкой структуры:

Образец m, 10-18 G n N, 1015 cm- = 0.27 ± 0.01 mm/s — изомерный химический сдвиг относительно -Fe; Hfs = 0 — сверхтонкое поле на ядре O1 m1 = 2.7 n1 = 97 N1 = 2.железа; = 0.5 ± 0.02 mm/s — квадрупольное расщеп- O2 m21 = 7.5 n21 = 270 N21 = 0.ление; W = 0.37 ± 0.02 mm/s — ширина линий на по- m22 = 0.612 n22 = 22 N22 = 7.Монокристалл m3 = 2.2 n3 = 79 N3 = 1.лувысоте. Оценка по величине химического сдвига дает Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Нестехиометрия и низкотемпературные магнитные свойства кристаллов FeSi частиц d 1 nm. В то же время для соединений с данной кластеров с размерами n21 и n22, последняя сумма структурой, в частности для кремния [15], образова- отвечает за обменное взаимодействие между такими ние структурных дефектов (преципитатов) размером кластерами, — константа обменного взаимодействия, до 50 nm является типичным. для простоты принятая одинаковой для всех пар. Из Таким образом, можно сделать вывод, что в по- формулы (2) следует, что молекулярное поле hMF, дейлях H > 100 Oe система ведет себя аналогично ан- ствующее на j-й кластер из набора n22, соответствует самблю суперпарамагнитных частиц. Однако поведе- антиферромагнитному обмену. Из (5) его величину ние в малых магнитных полях требует специально- можно определить как (hMF)2j = H - m1k ( >0), при го обсуждения. В принципе учет диполь-дипольного этом m1k = 1900 Oe.

взаимодействия между суперпарамагнитными частица- При охлаждении в нулевом магнитном поле (ZFC-реми [16] может быть причиной проявления термомагнит- жим) каждый кластер из набора n21 с индексом k ных гистерезисных явлений. Но в нашем случае оценка ориентирован случайным образом. Поэтому намагниченвклада диполь-дипольного взаимодействия в молекуляр- ность этой подсистемы и как следствие средняя намагное поле (Hdd m/r3 ) дает максимальную величину ниченность обменно-связанных с ними кластеров n22 с ij Hdd 0.5 Oe, что не может объяснить эксперименталь- индексами j равны нулю. После включения слабого магнитного поля в подсистеме m1k = 0 ввиду неравенства ные результаты.

Наиболее показательными являются эксперименталь- |m1k| H кластеры m2j ориентируются в направлении, противоположном вектору внешнего магнитного поля.

ные зависимости 1 и 2 на рис. 4. Эти зависимости Далее по мере увеличения температуры на фоне остаудается аппроксимировать следующими эмпирическими точной намагниченности Mres вклад от этой подсистемы кривыми:

в полную намагниченность уменьшается, и как результат a) кривая получаем кривые 1, 3 на рис. 4. В случае охлаждения M(H, T )ZFC = M22(T, h)NZFC + Mres, (2) в магнитном поле (FC-режим) суммарная намагниченность суперпарамагнитной подсистемы заметно больше, где h = H - 1900 Oe — эффективное поле, действуючем остаточная намагниченность; тогда кривые 2 и щее на кластер m22; H = 10 Oe — поле измерения;

на рис. 4 получаются в результате сложения намагM22(T, h) — функция Ланжевена для кластеров размениченностей суперпарамагнитной и обменно-связанной ром n22; Mres M2 (T = 80 K, H = 600 Oe) — остаточподсистем. В рамках такой идеализированной системы ная намагниченность;

Pages:     || 2 |



© 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.