WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 11 Магнитное состояние системы нанокристаллов гексаферрита бария при подходе к температуре Кюри © Л.П. Ольховик, З.И. Сизова, А.С. Камзин Харьковский национальный университет, 61077 Харьков, Украина Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия E-mail: Larisa.P.Olkhovik@univer.kharkov.ua (Поступила в Редакцию 21 марта 2003 г.) Для изучения магнитного состояния системы нанокристаллов высокоанизотропного гексагонального феррита бария вблизи температуры Кюри впервые в качестве модели был использован приповерхностный слой макрокристалла, соизмеримый по толщине с частицами системы. Методом одновременной гамма-, рентгеновской и электронной мессбауэровской спектроскопии обнаружено, что переход приповерхностного слоя толщиной 200 nm в парамагнитное состояние начинается за 55 K и заканчивается за 3 K до температуры Кюри объемной части кристалла. Эта температурная область перекрывается с областью перехода частиц из магнитостабильного в суперпарамагнитное состояние. На основе полученных данных дополнена высокотемпературная часть (H-T )-диаграммы для частиц с объемом, близким к критическому.

На диаграмме конкретизированы области существования смешанных магнитных состояний, обусловленных одновременно размерным и поверхностным факторами.

Работа выполнена в рамках программы фундаментальных исследований (КПКВ 2201020), финансируемых Министерством образования и науки Украины, и при частичной поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (грант № 01-02-17889 и № 02-02-39006).

Проблеме изучения физических механизмов форми- около 70% частиц системы в суперпарамагнитное сорования магнитных свойств системы нанокристаллов стояние [2] должен проявиться в появлении на спектре, высокоанизотропного феррита бария (BaFe12O19) по- дополнительно к секстиплетам, парамагнитного дублета священ ряд работ [1–3]. В частности, была получена при условии, что время суперпарамагнитной релаксации (H-T )-диаграмма магнитного состояния для диапазо- m — времени экспериментального наблюдения [4].

на температур 300 K-TC и полей H =(0-20) kOe. На В связи с этим однозначная трактовка магнитного состодиаграмме были обозначены области существования яния при температуре, близкой к температуре перехода магнитных состояний, специфических для исследуемой в парамагнитную фазу, становится затруднительной.

системы частиц. Одной из таких областей является Проведенный ранее [5] послойный анализ монокриобласть суперпарамагнитного (СПМ) состояния. Ее про- сталла BaFe12O19 показал, что толщина приповерхносттяженность по температуре при воздействии на систему ной области с отличной от объемной части магнитной внешнего магнитного поля составляет 300 K. Несмот- структурой при T > 600 K составляет 200 nm, т. е. соря на то что наименьший размер частиц исследуемой си- измерима с толщиной (h) даже самых крупных нанокристемы близок к нижнему пределу однодоменности, из-за сталов рассматриваемой системы. Поэтому в качестве высокой энергии магнитокристаллической анизотропии модели нанокристалла в данном случае для мессбауэпереход в СПМ-состояние в отсутствие магнитного поля ровских исследований использовалась приповерхностная за счет термических флуктуаций возможен только за область макроскопического аналога.

30 K до температуры Кюри системы.

В такой постановке задача, связанная с изучением Цель работы — конкретизация магнитного состояния механизмов формирования магнитного состояния масистемы нанокристаллов при подходе к температуре лых частиц в высокотемпературной области, решается Кюри. впервые.

Сведения о магнитной структуре могут быть получе- Мессбауэровские спектры были получены методом ны с помощью мессбауэровской спектроскопии. Однако одновременной гамма-, рентгеновской и электронной использование этой информативной методики примени- мессбауэровской спектроскопии (ОГРЭМС) [6]. Измеретельно к системе малых частиц с объемом, близким ния проводились в базисной плоскости монокристалла к критическому, по ряду причин является проблема- с природным содержанием Fe (2% от общего колитичным. Во-первых, дисперсность материала и реаль- чества ионов железа). Это связано с тем, что в пластинно существующее распределение частиц по размерам чатых нанокристаллах открытая поверхность базисной приводят к значительному уширению линий и без того плоскости является более сильным в сравнении с бокосложного и плохо разрешимого при высоких темпера- вой гранью источником возмущения кристаллической и турах спектра бариевого феррита. Во-вторых, переход соответственно магнитной структуры.

8 2034 Л.П. Ольховик, З.И. Сизова, А.С. Камзин ностной области плотность структурных дефектов [5], а следовательно, разорванных и измененных обменных связей Fe-O-Fe, монотонно убывает от поверхности.

Тогда температуру T = 680 K можно трактовать как точку Кюри открытой поверхности кристалла. При T = 732 K в спектре наблюдаются только линии парамагнитного дублета (рис. 1), что свидетельствует о переходе всей приповерхностной области в парамагнитное состояние. Значение температуры, при которой исчезают линии зеемановского расщепления, принималось за точку Кюри приповерхностного слоя TCS. Как видно из рис. 2, b, значение TCS на 3 K ниже температуры Кюри объемной части кристалла TCV [9]. Отметим, что нестабильность температуры в процессе эксперимента и градиент температуры по образцу не превышали ±0.1K.

Полученная информация об изменении магнитного состояния приповерхностного слоя кристалла при подРис. 1. Мессбауэровские спектры монокристалла гексаферриходе к температуре Кюри позволила конкретизировать та бария, полученные с регистрацией конверсионных и Ожевысокотемпературную область опубликованной ранее [2] электронов, детектированных из приповерхностной области (H-T )-диаграммы магнитного состояния системы нанотолщиной 200 nm.

кристаллов BaFe12O19.

Монокристалл BaFe12O19 получен по методу из раствора в расплаве [7]. Из монокристалла были вырезаны параллельные базисной плоскости пластины диаметром 9 mm и толщиной 100 µm. Рентгеновские исследования показали, что кристаллографическая ось c направлена перпендикулярно подготовленной для исследования поверхности пластины. Особое внимание уделялось качеству исследуемой поверхности. Предварительные эксперименты показали, что высокое качество поверхности монокристалла гексагонального феррита достигается химической полировкой в ортофосфорной кислоте при 90C на протяжении 1 min. Такая обработка обеспечила повторяемость, а следовательно, надежность полученных результатов.

Геометрия эксперимента была выбрана таким образом, что кристаллографическая ось c, которая является осью легкого намагничивания, была ориентирована параллельно волновому вектору гамма-излучения. При этом ЯГР-спектр упрощается — интенсивности вторых и пятых линий секстиплетов при условии коллинеарности магнитной структуры должны равняться нулю [8].

На рис. 1 в качестве иллюстрации приведены высокотемпературные мессбауэровские спектры, полученные с регистрацией конверсионных и Оже-электронов, детектированных из приповерхностной области толщиной 200 nm. В спектре, соответствующем T = 726 K, на фоне слаборазрешенных секстиплетов присутствует паРис. 2. Высокотемпературный фрагмент (H-T )-диаграммы рамагнитный дублет, что свидетельствует о сосуществомагнитного состояния системы нанокристаллов гексаферрита вании магнитоупорядоченной и парамагнитной фаз. Его бария (a). Температурная зависимость интенсивности парамагинтенсивность, как видно из рис. 2, b, возрастает при нитной линии мессбауэровского спектра от приповерхностной дальнейшем повышении температуры. Протяженность области макрокристалла (b). Магнитное состояние: MS — перехода в парамагнитное состояние по температуре магнитостабильное, SPM — суперпарамагнитное, PM — па680-732 K обусловлена тем, что в пределах приповерх- рамагнитное.

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. Магнитное состояние системы нанокристаллов гексаферрита бария при подходе к температуре Кюри яния его объемной части обменные связи в сравнении с нанокристаллом нарушены в меньшей степени.

Данные высокотемпературных мессбауэровских исследований макрокристалла позволили сопоставить температурную область развития парамагнитной фазы в приповерхностном слое толщиной, соизмеримой с толщиной нанокристаллов, с обсуждаемой (H-T)-диаграммой. Важным моментом является факт перекрытия температурного диапазона 680-700 K, где происходит СПМ-переход нанокристаллов только за счет термических флуктуаций (H = 0), и начального участка процесса перехода в парамагнитное состояние (рис. 2, b).

Соответственно области II и III на диаграмме представляют собой области смешанных состояний: II — (МС + СПМ + ПМ), III — (СПМ + ПМ).

Специфика исследуемой нанодисперсной системы состоит в том, что из-за высокой энергии эффективной (1) магнитной анизотропии значение TB — температуры начала перехода в СПМ-состояние нанокристаллов Рис. 3. Распределение частиц нанокристаллического порошка BaFe12O19 — вплотную примыкает к нижней границе по размерам: d —диаметр, h — толщина, V — объем частицы, растянутой по температуре парамагнитной области. Па c — параметр кристаллической решетки. Выборка N = 520 h рамагнитная фаза в ультратонкой частице c = 2-4, частиц.

рис. 3, c зарождается в первую очередь на открытой поверхности с вакансиями по железу и разорванными обменными связями [5]. Плотность разорванных связей Указанная система была получена с использованием в пределах приповерхностного слоя монотонно уменьэлементов нетрадиционной криохимической технологии, шается с глубиной, что приводит к постепенному по обеспечившей химическую и гранулометрическую од- температуре распространению парамагнитной фазы. Для нородность ферритообразующей смеси. Это позволило полного разрушения магнитного упорядочения в объеме провести реакцию ферритизации при относительно низ- подобных частиц требуется дополнительная энергия, ких температурах (800C, 4 h) [10,11] и в результате по- эквивалентная 50 K.

лучить нанодисперсный порошок. На рис. 3 представле- Следует отметить, что высказанная в работе [13] ны данные электронно-микроскопических исследований гипотеза о существовании на поверхности малых частиц „магнитомертвого“ (парамагнитного) слоя может быть о распределении частиц по размерам.

вполне справедливой. Однако в случае высокоанизотропФрагмент (H-T )-диаграммы приведен на рис. 2, a.

ного феррита бария возникновение подобной ситуации Область температур 650-740 K насыщена фазовыми возможно не ниже, чем при 650 K.

переходами. В пределах температурной области протяженностью в 100 K последовательно реализуются три фазы: магнитостабильная (МС), суперпарамагнитная Список литературы (СПМ) и парамагнитная (ПМ). На диаграмме области существования различных фаз разделены следую[1] Л.П. Ольховик, Т.Г. Кузьмичева, Ю.А. Мамалуй, А.С. Кам(1) зин. ФТТ 38, 11, 3420 (1996).

щими линиями. Линия TB (H) соответствует началу [2] L.P. Ol’khovik, Z.I. Sizova, Z.V. Golubenko, T.G. Kuz’micheперехода частиц системы из МС- в СПМ-состояние (1) (2) va. J. Magn. Magn. Mater. 183, 181 (1998).

(при H = 0 TB = 681 K); TB (H) — линия, которая [3] А.С. Камзин, Л.П. Ольховик, З.И. Сизова. Вiсник ХДУ замыкает область перехода в СПМ-состояние всех тех (№ 440). Фiзика 3, 115 (1999).

частиц, объем которых в рассматриваемом интервале [4] Application of mssbauer spectroscopy. Vol. II / Ed. by температур соответствует критическому значению [12].

L. Richard. Cohen. Academic Press, N. Y.–London–Toronto– Область за штрих-пунктирной линией является обла- Sydney–San Francisco (1980).

[5] A.S. Kamzin, V.L. Rozenbaum, L.P. Ol’khovik, E.D. Kovtun.

стью парамагнитного состояния системы наночастиц J. Magn. Magn. Mater. 161, 139 (1996).

в целом. Температура TCN = 710 ± 2 K, определенная из [6] А.С. Камзин, С.М. Иркаев, Ю.Н. Мальцев, Л.А. Григорьев.

температурной зависимости намагниченности в малом ПТЭ 1, 80 (1993).

поле (H 25 Oe) [1], была принята за температуру [7] H.J. Van Hook. J. Am. Ceram. Soc. 47, 579 (1964).

Кюри нанокристаллического образца. Более низкое (на [8] В.С. Шпинель. Резонанс гамма-лучей в кристаллах. Наука, 20 K), чем TCS, значение TCN обусловлено тем, что М. (1968). 407 с.

в приповерхностной области макрокристалла из-за вли- [9] Я. Смит, Х. Вейн. Ферриты. ИЛ, М. (1962). 504 с.

8 Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 2036 Л.П. Ольховик, З.И. Сизова, А.С. Камзин [10] Патент № 1724584 Украина С 01 G 49/00 / Т.Г. Кузьмичева, Л.П. Ольховик (Украина), В.П. Шабатин (Россия).

Приор. 28.06.90. Опубл. 07.04.92.

[11] Л.П. Ольховик. Н.М. Борисова, Т.Г. Кузьмичева, В.П. Шабатин. Функцион. материалы 3, 1, 84 (1996).

[12] H. Pfeiffer, W. Schppel. J. Magn. Magn. Mater. 130, (1994).

[13] P. Grnert, H. Pfeiffer, E. Sinn, R. Mller, W. Schppel, M. Rsler, X. Batlle, M. Garcia del Muro, J. Tejada, S. Gali.

IEEE Trans. Magn. 30, 2, 714 (1994).




© 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.