WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 9 Стонер-вольфартовское поведение плотноупакованного ансамбля наночастиц высокоанизотропного гексаферрита © З.В. Голубенко, А.С. Камзин, Л.П. Ольховик, М.М. Хворов, З.И. Сизова, В.П. Шабатин Харьковский национальный университет им. В.Н. Каразина, 61077 Харьков, Украина Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119899 Москва, Россия (Поступила в Редакцию 20 августа 2001 г.

В окончательной редакции 11 октября 2001 г.) Анализируются процессы намагничивания и перемагничивания плотноупакованного нанодисперсного порошка гексаферрита бария в области магнитостабильного состояния. Эффекты обратимости обсуждаются в контексте межчастичного взаимодействия. Показано, что по характеру кривой намагничивания и параметрам, связанным с необратимостью процессов перемагничивания, исследованный объект является модельной системой малых стонер-вольфартовских частиц.

Один из авторов (А.С. Камзин) благодарит Российский фонд фундаментальных исследований (грант № 0102-17889).

В экспериментальных работах, посвященных изуче- та сотношении (6:1). Раствор в виде монодисперсного нию свойств используемых в нано- и микроэлектронике потока капель подвергался криокристаллизации и попорошковых магнитных материалов, как правило, не следующей сублимационной сушке. Для стабилизации обсуждается вопрос о модельности такого сложного химической однородности системы на последующих техобъекта исследования, каким является высокодисперсная нологических этапах использовался процесс комплексосистема. В силу реального распределения частиц по образования. В качестве комплексообразующего агента размерам, а в некоторых случаях и по составу обоб- применялась лимонная кислота. Термическая обработка щение полученных результатов и установление причин полученной солевой смеcи осуществлялась без флюса наблюдаемых отклонений от теоретических прогнозов при T = 1173 K в течение 2 h. Выбранный технологистановится затруднительным. ческий режим обеспечил прохождение полной ферриПроблематика исследований систем однодоменных тизации и кристаллизации частиц со средним размером частиц нано- и микрометрового диапазонов включает в базисной плоскости 60 nm при аспектном отношении, в себя два основных аспекта: выявление возможности равном 2–3. Рентгеновские и мессбауэровские исследовозникновения при температурно-полевом воздействии вания порошка при комнатной температуре не показали суперпарамагнитного состояния для частиц с объемом, присутствия посторонних фаз и наличия пара- или близким к критическому, и изучение влияния дефектной суперпарамагнитных частиц.

открытой поверхности частиц на их свойства. Некоторые из полученных нами результатов сообщались ранее в 2. Кривые намагничивания работах [1,2]. В данной работе акцентируется внимание на вопросе модельности объекта, уточнении характера Измерения проводились на плотноупакованном (факпроцессов намагничивания и перемагничивания в полях тор упаковки p 0.4) термически размагниченном поразличной величины и определении параметров этих рошковом образце. На рис. 1 приведена эксперименпроцессов.

тальная кривая намагничивания, измеренная при 300 K, т. е. в области магнитостабильного состояния. На данной кривой в отличие от макроскопического аналога в полях 1. Объект исследования до 4 kOe наблюдается линейный рост намагниченности Исследовался гексагональный феррит бария с неза- с последующим резким подъемом. Характер изменения мещенной магнитной матрицей BaFe12O19 в виде на- намагниченности в полях от 8 kOe и выше указывает нодисперсного порошка, полученного с использованием на ненасыщаемость в поле, равном полю анизотропии элементов криохимической технологии [3]. В качестве макрообъекта (Ha = 17.8kOe). На том же рисунке исходных компонентов были использованы хорошо рас- показана кривая намагничивания, рассчитанная теоретитворимые в воде нитраты бария и железа. Концентрация чески SW (Stoner-Wohlfarth) для системы идентичных одрастворов составляла 1–2 mol/l для раствора Fe(NO3)3 нодоменных магнитно-одноосных невзаимодействующих и 0.3–0.32 mol/l для раствора Ba(NO3)2. Растворы сме- беспорядочно ориентированных частиц в предположешивались в стехиометрическом для конечного продук- нии однородного вращения их векторов намагниченноСтонер-вольфартовское поведение плотноупакованного ансамбля наночастиц... ления частиц по эффективным полям анизотропии в диапазоне Ha = 8-18 kOe [2].

Для установления характера процессов намагничивания на разных участках экспериментальной кривой исследовались частные и предельная петли гистерезиса (последняя представлена на рис. 1). По полученным данным была определена зависимость поля перемагничивания HS от намагничивающего поля H (рис. 2).

Видно, что для полей намагничивания до 3.0 kOe поле HS равно нулю, т. е. перемагничивание происходит без гистерезиса. Из этого следует, что начальный линейный участок кривой намагничивания отвечает обратимым процессам вращения вектора намагниченности.

Известно, что для магнитно-одноосной частицы поле, разграничивающее области обратимого и необратимого вращения (пороговое поле H0), зависит от ориентации оси легкого намагничивания и величины поля анизотропии [5]. Минимальное значение порогового поля min (H0 = Ha/2) имеют частицы с ориентацией легкой оси относительно поля = 45, а максимальное max (H0 = Ha) — частицы с = 0, 90. Для хаотического ансамбля частиц с единственным значением Ha, начиная с поля H = Ha/2 и вплоть до H = Ha, в процесс необратимого вращения постепенно включаются частицы с Рис. 1. Основная кривая намагничивания и предельная петля ориентациями осей легкого намагничивания, отличными гистерезиса нанодисперсного порошка гексаферрита бария при от = 45.

300 K. I — эксперимент; II — теоретическая кривая намагничивания. Штриховые кривые — реконструированные с учетом В вопросе о пороговых полях для исследуемой системежчастичного взаиомдействия кривая намагничивания и пет- мы необходимо иметь в виду еще два момента: распреля гистерезиса.

деление частиц по полям анизотропии и влияние термических флуктуаций. Частицы исследуемой системы относятся, согласно классификации [6], к категории малых SW частиц. Критерием этого служит соотношение между реальным объемом V частиц и критическим объемом VS перехода из магнитостабильного в суперпарамагнитное состояние. Малыми считаются частицы, для которых VS < V < 1000VS. Это условие выполняется при 300 K не только для самых мелких (V /VS 3.5) и средних (V /VS 130), но и для самых крупных (V /VS 600) частиц исследуемой системы. При уменьшении отношения V /VS величина порогового поля уменьшается и его зависимость от угла „уплощается“ в сравнении с большими SW частицами (V /VS ) [7]. Последнее позволяет считать магнитное поведение исследуемой разориентированной системы аналогичным поведению частицы с углом = 45. С учетом сказанного выше Рис. 2. Зависимость перемагничивающего поля от поля настановится понятным тот факт, что нижняя граница магничивания при 300 K.

min max пороговых полей составляет H0 Ha, а зависимость перемагничивающего поля от поля намагничивания доmax стигает насыщения не в поле Ha = 17.8 kOe, а в поле сти [4]. Для удобства сравнения модельной SW системе порядка 9 kOe (рис. 2).

было приписано значение поля анизотропии бариевого Предельное значение перемагничивающего поля HS феррита и намагниченность выражена в относительных представляет собой коэрцитивную силу HC, которая единицах. Видно, что характер экспериментальной за- является важным параметром, характеризующим магвисимости соответствует SW кривой. Смещение скачка нитное состояние частиц и качество порошка с точки намагниченности на экспериментальной кривой относи- зрения модельности. Согласно [4], коэрцитивная сила тельно теоретической в область меньших значений поля для ансамбля идентичных однодоменных невзаимодейсвязано с наличием в исследуемом образце распреде- ствующих хаотически ориентированных частиц связана Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 1624 З.В. Голубенко, А.С. Камзин, Л.П. Ольховик, М.М. Хворов, З.И. Сизова, В.П. Шабатин с эффективным полем анизотропии соотношением Нами получено численным методом значение Z = 1.04, что соответствует истинному значению поля HC = 0.48Ha, (1) анизотропии Ha = 12.9 kOe и значению коэрцитивной силы HC = 5.5 kOe. Наблюдаемое расхождение полученгде эффективное поле анизотропии дается посредством ного с учетом термических флуктуаций значения HC с определенным по формуле (1) с подстановкой Ha в каHa = HK - NIS. (2) честве истинного поля анизотропии (HC = 6.2kOe) поЗдесь HK — поле магнитокристаллической анизотропии, требовало оценки роли межчастичного взаимодействия.

NIS — поле анизотропии формы.

Выражение (2) вполне справедливо для микрокристаллических порошков феррита BaFe12O19. Как было 3. Межчастичное магнитное показано в [8], поле анизотропии для них, измеренвзаимодейстие ное различными методами, в среднем составляет 13.( d = 0.11 µm) и 13.65 kOe ( d = 0.42 µm). За уменьПринято счиать, что в плотноупакованной системе шение поля анизотропии по сравнению с макрокристалмалых частиц магнитное взаимодействие между ними лом в данном случае ответственно поле анизотропии может существенно исказить ее истинные свойства.

формы (NIS 4.8kOe).

Взаимодействие может быть как положительным, так и Для исследуемой в настоящей работе нанокристалотрицательным, способствуя соответственно намагничилической системы среднее эффективное поле анизотрованию или размагничиванию образца. Как отмечалось в пии близко по значению к указанным выше микрокриработе [13], в системах частиц бариевого гексаферрита сталлическим системам ( Ha = 12.4kOe). При этом, присутствуют оба типа взаимодействия, но один из них как и в случае микрокристаллов, основным вкладом обычно доминирует.

в магнитную анизотропию является вклад магнитокриВ данной работе для оценки межчастичного магнисталлической анизотропии. Однако поле анизотропии тостатического взаимодействия в нанокристаллическом формы пластинчатых частиц исследуемой системы, даже плотноупакованном порошке гаксаферрита бария исс максимальным аспектным отношением d/h = 3, пользовалась методика, основанная на измерении криоказывается на порядок меньше поля магнитокристалвых полевой зависимости остаточной намагниченности лической анизотропии (HK = 17.8kOe, NIS 1.8kOe), = mr(H) =r (H)/r () и md(H) =d(H)/d(). Изотера за уменьшение эффективного поля анизотропии ответмическая остаточная намагниченность r определяется ственна поверхностная анизотропия.

на термически размагниченном образце путем измеЗначение коэрцитивной силы, полученное в данной рения частных и предельных петель гистерезиса при работе из предельной петли гистерезиса, равно 5.3 kOe.

постепенно увеличивающемся значении максимального Заниженное по сравнению с теоретическим (1) значеполя измерения; r () — значение r, полученное ние HC обычно связывают с такими причинами, как припутем экстраполяции зависимости r = f (1/H) к бесмесь многодоменных или суперпарамагнитных частиц и конечно большому полю. Остаточная намагниченность магнитное взаимодействие между частицами [9–11]. Как d получается намагничиванием образца до насыщения отмечалось выше, размер частиц исследуемой системы с последующим уменьшением поля до нуля, изменением не превышает предела однодоменности (d = 1.3 µm [12]) знака (направления) поля, его увеличением до заданого и при 300 K все частицы находятся в магнитостабильном значения и выключения. Величина [d() аналогична состоянии. Учитывая специфику исследуемой системы r (), и представляет собой экстраполированное зна(близость объема частиц к критическому), необходимо чение d в бесконечно большом поле.

было прежде всего рассмотреть влияние термических Согласно [14], зависимости mr(H) и md(H) для сифлуктуаций.

Согласно [7], истинное среднее поле анизоропии си- стемы невзаимодействующих однодоменных магнитностемы частиц Ha связано с экспериментально наблю- одноосных частиц связаны между собой соотношением даемым Ha следующим соотношением:

md(H) =mr() - 2mr (H) =1 - 2mr (H). (5) Ha = Z Ha, (3) Любое отклонение от линейности в графике где коэффициент Z, учитывающий термические флуктуmd(H) = f mr(H) (график Хенкеля [15]) указывает на ации, определяется из уравнения наличие взаимодействия.

0.На рис. 3 приведены экспериментальные полевые 50kT (Z - 1)Z-0.3 =. (4) зависимости mr и md, а на рис. 4 —полученный с их ис V IS Ha µпользованием график Хенкеля для исследуемого порошЗдесь k — постоянная Больцмана, V — средний объем ка. Вогнутость экспериментальной кривой md = f (mr ) частиц системы, IS — намагниченность, µ0 — магнитная относительно прямой линии свидетельствует о препостоянная. обладании в ансамбле частиц отрицательного взаимоФизика твердого тела, 2002, том 44, вып. Стонер-вольфартовское поведение плотноупакованного ансамбля наночастиц... действия. Поскольку в графике Хенкеля сравниваются значения остаточной намагниченности mr и md в одном и том же поле, для анализа процессов намагничивания и перемагничивания была дополнительно использована более информативная методика [16], в которой рассматривается отклонение от соотношения (5) как функция приложенного поля m(H) =md(H) - 1 - 2mr (H). (6) Из представленной на рис. 5 зависимости видно, что эффект взаимодействия проявляется в интервале полей 3–9 kOe, который, согласно данным рис. 2, соответствует необратимым процессам намагничивания.

Максимум взаимодействия ( m = -0.34) наблюдается Рис. 3. Полевые зависимости остаточных намагниченностей в полях 6–6.5 kOe. Реконструированные с учетом взаиmr и md.

модействия, участки основной кривой намагничивания и предельной петли гистерезиса показаны штриховыми линиями на рис. 1. Оказалось, что отрицательное взаимодействие, как дестабилизирующий фактор, ощутимо только на участке „скачка“ намагниченности, а величины порогового поля и коэрцитивной силы практически не обнаруживают в данной системе его влияния. Так, поправка к величине HC = 5.3 kOe составляет всего 100 Oe. В результате истинное значение коэрцитивной силы, полученное с учетом термических флуктуаций и межчастичного взаимодействия, составило 90% от теоретического.

Таким образом, проведенные исследования показали, что магнитное поведение нанодисперсного порошка высокоанизотропного гексаферрита бария по ряду признаков и параметров достаточно хорошо описывается классической моделью, модифицированной применительно к ансамблю малых стонер-вольфартовских частиц. Это позволяет сделать вывод о том, что в частицах с Рис. 4. График Хенкеля. объемом, близким к критическому, намагничивание происходит путем когерентного вращения.

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.