ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 8, с. 1097-1100
УДК 543.429.3:537.9
МЁССБАУЭРОВСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ МУЛЬТИФЕРРОИКОВ BiFe1- xScxO3 (x = 0, 0.05)
© 2015 г. В. С. Русаков1, В. С. Покатилов2, А. С. Сигов2, М. Е. Мацнев1, А. М. Гапочка1, Т. Ю. Киселева1, А. Е. Комаров1, М. С. Шатохин1, А. О. Макарова2
E-mail: rusakov@phys.msu.ru
Методами мёссбауэровской спектроскопии исследовано влияние замещения атомов Fe атомами Sc на пространственную спин-модулированную структуру, а также сверхтонкие электрические и магнитные взаимодействия ядер 57Fe в мультиферроике BiFeO3. В интервале температур 5—300 K получены температурные зависимости параметра ангармонизма и сверхтонких параметров мёссбауэров-ского спектра ядер 57Fe во всех исследованных ферритах.
DOI: 10.7868/S0367676515080281
ВВЕДЕНИЕ
Мультиферроик Б1Ре03 с высокими температурами сегнетоэлектрического и магнитного переходов содержит в себе громадный потенциал для практических применений (см., например, [1]). Однако в этом соединении существует пространственная спин-модулированная структура (ПСМС) циклоидного типа [2], которая препятствует проявлению магнитоэлектрических эффектов. Для появления линейного магнитоэлектрического эффекта необходимо разрушить циклоидную магнитную структуру, не уменьшая в существенной степени высокие температуру Нееля и ферроэлектрическую температуру Кюри. Этого можно достичь, в частности, путем частичного замещения атомов Б1 атомами редкоземельных элементов или атомов Бе другими атомами переходных 3^-элементов; именно поэтому вызывают повышенный интерес исследования ферритов висмута, легированных атомами переходных металлов (см., например, [3—6]).
В работе методами мёссбауэровской спектроскопии исследовано влияние замещения атомов Бе атомами 8е на ПСМС, сверхтонкие электрические и магнитные взаимодействия ядер 57Бе в мультиферроике Б1Бе03.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ
Поликристаллические образцы ферритов составов Б1Бе1- хВех03 (х = 0, 0.05) были приготов-
1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования Московский государственный университет имени М.В. Ло-
2
моносова.
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение профессионального образования Московский государственный технический университет радиотехники, электроники и автоматики.
лены методом твердотельной керамической технологии, подробно описанной в работе [7]. Образец BiFeO3 был обогащен стабильным изотопом 57Fe до относительного содержания 10 ат. %. Определение фазового состава образцов проводилось на ди-фрактометре Empyrean Panalytical на излучении CuXa (X = 1.5405 А) в геометрии Брегга—Брентано. Рентгенофазовый анализ подтвердил образование ферритов с ромбоэдрической структурой (пр. гр. R3c), при этом наблюдалось появление в небольших количествах примесной фазы Bi25FeO39.
Мёссбауэровские исследования проводились с использованием спектрометра MS1104Em, работающего в режиме постоянных ускорений с треугольной форой изменения доплеровской скорости движения источника относительно поглотителя. В качестве источника выступали ядра 57Co в матрице Rh. Калибровка мёссбауэровского спектрометра осуществлялась при комнатной температуре с помощью стандартного поглотителя a-Fe. Измерения проводились в интервале температур 5—300 K в гелиевом криостате замкнутого цикла SHI-850-5 производства JANIS RESEARCH и малогабаритном криогенном комплексе производства ВНИИФТРИ. Для обработки и анализа мёссбауэровских спектров был использован метод расшифровки спектров в рамках модели ПСМС циклоидного типа [8], реализованный в программе SpectrRelax [9, 10].
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
В мёссбауэровских спектрах исследованных ферритов составов Б1Бе1- хВех03 (х = 0, 0.05) (см. рис. 1) кроме основного (~95 ат. % Бе) парциального спектра висмутового феррита, находящегося при комнатной температуре в магнитоупорядо-ченном состоянии, наблюдается также небольшой
1097
3
100 98 96 94 92
N, %
98.8 Y Ifiitf^^ ,
12 1
-12 -8 -4 0 4 8
и, мм ■ с
Рис. 1. Результат обработки в рамках модели ангармонической спиновой волны мёссбауэровских спектров ядер 57Ре в образцах ферритов Б1РеОз (а) и Б1Рво 95§Со 05О3 (б), полученных при комнатной температуре.
(~3 ат. % Бе) парамагнитный вклад (квадруполь-ный дублет) от ядер 57Бе в Б125БеО39 и небольшой (~2 ат. % Бе) вклад магнитоупорядоченного типа (зеемановский секстет) от ядер 57Бе в а-Бе2О3. Основной парциальный спектр висмутового феррита во всех полученных спектрах обрабатывался в рамках модели ПСМС циклоидного типа. Согласно этой модели и в соответствии с работами [11, 12] пространственная зависимость угла Э( х) между вектором антиферромагнетизма и осью симметрии в феррите висмута Б1БеО3 для положительного знака коэффициента одноосной анизотропии Ки (подробнее о знаке Ки в Б1БеО3 см. [8]) представляется уравнением
cos S(x) = sn ("Km x, m | при Ku > 0,
(1)
ла линия резонансного поглощения в виде зеема-новского секстета, форма каждой резонансной линии которого описывалась функцией псевдо-Фойгта WPV (z, Г) — линейной комбинацией функций Лорентца WL(z, Г) и Гаусса WG (z, Г) одинаковой ширины Г и параметром а:
WPv(z,Г) = (1 - а)Wz(z,Г) + а Wg(z,Г). (2)
Зная это значение угла Э( х), рассчитывали величину сверхтонкого магнитного поля Hn(Q(x)) в области расположения ядра. Для одноосной анизотропии сверхтонкого взаимодействия, когда она достаточно мала, как в случае ядер 57Fe в BiFeO3, сверхтонкое магнитное поле Hn на ядрах 57Fe можно представить в виде
НМх)) = His + Нап (3cos2(3(x)) - 1)/2, (3)
где H¡s — изотропный вклад в сверхтонкое магнитное поле Hn, определяемый в основном контактным взаимодействием Ферми с локализованными на ядре «-электронами, поляризованными спином атома; а Han — анизотропный вклад, обусловленный магнитным диполь-дипольным взаимодействием с локализованными магнитными моментами атомов и анизотропией сверхтонкого магнитного взаимодействия ядра с электронами ионного остова собственного атома.
Для ядер 57Fe в феррите BiFeO3 энергия сверхтонкого электрического квадрупольного взаимодействия ядра заметно меньше энергии его магнитного монопольного взаимодействия, при этом параметр асимметрии тензора градиента электрического поля равен нулю. В этом случае квадрупольное смещение резонансных линий неоднородного электрического поля в первом е(Э) и втором а±(&) порядках малости разложения по энергии квадрупольного взаимодействия равны [13]
а±(д) = 6
lat
е(Э) =
36lat
3cos2 Э- 1 2 ,
2 п , 1 . 2 cos & ± -sin
где х — координата вдоль направления распространения волны, X — длина ангармонической волны спиновой модуляции, 0 < т < 1 — параметр (ангармонизма) эллиптической функции Якоби вп(х, т), К (т) — полный эллиптический интеграл первого рода.
Весь диапазон изменения координаты х е [0, X] разбивался на достаточно большое число одинаковых по величине интервалов, каждому из которых соответствовало определенное значение угла Э(х). Каждому значению угла Э( х) соответствова-
(4)
д) sin2 д, (5)
пНЛ 8 '
где б lat — квадрупольное смещение, обусловленное градиентом электрического поля, создаваемого окружающими ядро атомами (в том числе и в парамагнитной области температур), ц п — ядерный магнетон, gex — g-фактор возбужденного состояния мёссбауэровского ядра 57Fe. Как было показано нами в работе [8], дополнительное возможное смещение smagn, обусловленное локальным искажением решетки из-за сильного магнитоэлектрического взаимодействия, предложенное в [14], практически отсутствует в феррите BiFeO3.
Сдвиг 8 зеемановского секстета по шкале допле-ровских скоростей, который определяется степенью ковалентности связей и динамическими свой-
a
МЁССБАУЭРОВСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ МУЛЬТИФЕРРОИКОВ
1099
ствами мёссбауэровских атомов, принимался независимым от угла О. При поиске оптимальных значений всех параметров сверхтонкого взаимодействия (8, Нк, Нап) и параметра ангармонизма спиновой волны (т) выдерживалось попарное равенство ширин (Г) и интенсивностей (I) резонансных линий в секстетах: Г! = Г6, Г2 = Г5, Г3 = Г4 и I, = 1б, 12 = 15, 13 = /4-
Мёссбауэровские спектры легированного феррита Б1Бе0958е00503 обрабатывались в предположении о наличии нескольких парциальных спектров, соответствующих атомам железа, в ближайшем катионном окружении которых находится разное число т8е = 0, 1 и 2 примесных атомов 8е. Эти парциальные спектры соответствовали модели ангармонической спиновой волны с одинаковыми сдвигами 8, квадрупольными смещениями гш, анизотропными вкладами в сверхтонкое магнитное поле Нап и разными изотропными вкладами Н ¡8. Как видно на рис. 1, описание экспериментальных спектров с учетом двух слабоинтенсивных парциальных спектров примесных фаз Б125Бе039 и а-Бе203 оказалось хорошим (с нормированным хи-квадрат х2 = 1.0—1.2).
При модельной расшифровке ширины парциальных спектров легированного феррита Б1Ре0 958е00503 принимались одинаковыми, а соотношения их интенсивностей /(т8е) соответствовали биномиальному распределению Р6(т8е) в соответствии со случайным распределением атомов примеси по позициям атомов железа в структуре висмутового феррита:
1(0) : 1(1) : 1(2) = Рб(0) : Д(1) : ВД =
= 0.735 : 0.232 : 0.031.
В результате обработки спектров оказалось, что замещение одного атома Бе на атом 8е в ближайшем окружении атома Бе приводит к уменьшению изотропного вклада в сверхтонкое магнитное поле Нь (на 19 ± 3 кЭ при 300 К и 12 ± 3 кЭ при 5 К). При таком замещении наблюдается небольшое увеличение анизотропного вклада Нап в сверхтонкое магнитное поле и не наблюдается значимых изменений сдвига 8 и квадрупольного смещения компонент мёссбауэровского спектра (см. рис. 2).
Температурные зависимости сдвига мёссбауэровской линии 8 и квадрупольного смещения &ш (см. рис. 2а) оказались практически одинаковыми для исследованных ферритов Б1Бе03 и Б1Ре0 958е00503. При этом наблюдается слабое уменьшение квадрупольного смещения с увеличением температуры, что может быть вызвано тепловым расширением решетки ферритов. Анизотропный вклад Нап в сверхтонкое поле Нп на ядрах 57Бе в легированном феррите Б1Ре0 9
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.