Магнитокристаллическая анизотропия и спин-ориентационные фазовые переходы гексаферрита Co2Z, легированного ионами Ti4+ и Zn2+
Представлена методика расчета спектров ферромагнитного резонанса поликристаллических и порошковых гексаферритов с плоскостью легкого намагничивания. Проведены экспериментальные исследования полей магнитокристаллической анизотропии и магнитомеханических отношений гексаферритов систем Ba3Co1.5+ х Ti х Fe24.5-2 х O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0) и Ba3Co2.5- х Zn x Ti0.5Fe23O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.2) при комнатной температуре. Из исследования температурных зависимостей начальной магнитной проницаемости определены температуры спин-ориентационных фазовых переходов этих материалов. Показано, что замещение ионов Fe3+ комплексом Co2+Ti4+ приводит к расширению температурной области существования магнитного упорядочения типа плоскость легкого намагничивания с большой величиной магнитной проницаемости в микроволновом диапазоне частот. Замещение части ионов Co2+ ионами Zn2+ увеличивает намагниченность насыщения.
Magnetocrystalline anisotropy and spin-orientation phase transitions of Co2Z hexaferrite doped by Ti4+ <.pdf Введение Оксидные ферримагнетики с гексагональной кристаллической структурой (гексаферриты) широко используются в различных областях современной техники. Согласно данным, приведенным в обзоре [1], в настоящее время наблюдается значительный рост числа публикаций, посвященных исследованиям физических свойств и различным аспектам применения гексаферритов. Уникальность свойств гексаферритов обусловлена большими значениями полей магнитокристаллической анизотропии (MКA), намагниченности насыщения (MS) и температуры Кюри [2]. Гексаферриты с положительной первой константой анизотропии имеют магнитный порядок типа ось легкого намагничивания (ОЛН). Наиболее часто они используются для изготовления постоянных магнитов, носителей магнитной записи и радиопоглощающих материалов миллиметрового диапазона длин волн. Гексаферриты с отрицательной первой константой анизотропии имеют магнитный порядок типа плоскость легкого намагничивания (ПЛН). Эти материалы имеют более высокие значения магнитной проницаемости в микроволновом диапазоне, чем материалы с ОЛН [2]. Их применяют для изготовления подложек для антенн, невзаимных устройств СВЧ-диапазона и широкополосных радиопоглощающих материалов и покрытий. Для целенаправленного применения гексаферритов необходимо знать величину и знак полей МКА (Ha), а также намагниченность насыщения (MS). Если имеются монокристаллические образцы гексаферритов, то измерение полей анизотропии методом ФМР не составляет проблем [2-4]. Однако обычно изготавливаются и используются ферримагнитные материалы в виде поликристаллов или порошков. Хотя такие материалы макроскопически изотропны, существует три экспериментальных метода определения величин Ha: 1) закон приближения к насыщению (ЗПН) [5]; 2) метод сингулярной точки [6, 7]; 3) метод ферромагнитного резонанса (ФМР). Метод ФМР позволяет определять величины полей магнитокристаллической анизотропии материалов как с ОЛН, так и с ПЛН и величину эффективного магнитомеханического отношения γ = ge/2mc. Здесь g - эффективный g-фактор исследуемого материала, e - заряд электрона, m - масса электрона, c - скорость света. Данный метод предпочтительнее использовать для определения Ha материалов, имеющих большие значения полей анизотропии [8, 9]. Типичным представителем гексаферритов с ПЛН является гексаферрит Ba3Co2Fe24O41 (Co2Z) [2]. Замена части ионов двухвалентного кобальта на ионы Fe2+ приводит к заметному уменьшению величины поля анизотропии в базисной плоскости, что приводит к увеличению магнитной проницаемости в микроволновом диапазоне [2]. Кроме этого, обмен электронами между ионами Fe2+ и Fe3+ увеличивает диэлектрические потери [2], что увеличивает радиопоглощающие свойства материала. В связи с этим, в нашем исследовании были поставлены следующие задачи: предложить методику измерения величин магнитомеханических отношений и полей анизотропии гексаферритов с ПЛН; экспериментально исследовать влияние замещения комплексом Co2+Ti4+ ионов Fe3+ в гексаферрите Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0) и замещения части ионов Co2+ немагнитными ионами Zn2+ в гексаферрите Ba3Co2.5-хZnxTi0.5Fe23O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.2) на температуры спин-ориен¬тационных фазовых переходов и магнитную анизотропию данных соединений. Определение полей магнитокристаллической анизотропии материалов с гексагональной кристаллической структурой из экспериментов по ФМР на поликристаллических и порошковых образцах Поликристаллические и порошковые материалы макроскопически изотропны, но наличие MКA в отдельных зернах проявляется на кривых ФМР в виде дополнительных максимумов и (или) ступенек. Для поликристаллических гексаферритов с большими значениями полей MКA хорошо выполняется приближение невзаимодействующих зерен. В этом случае выполняется соотношение Ha > и магнитным дипольным взаимодействием между зернами можно пренебречь. Здесь Ha - величина поля МКА; - намагниченность насыщения. Основы теории ФМР в приближении невзаимодействующих зерен были разработаны Э. Шлёманом для материалов с кубической [10, 11] и гексагональной [12] кристаллической структурами. В работах [13, 14] эта теория обобщена на случай поликристаллических гексаферритов с учетом анизотропии магнитомеханического отношения. Отправной точкой данного подхода является вычисление линии ФМР монокристаллического однодоменного зерна в форме эллипсоида вращения при произвольной ориентации намагничивающего поля ( ) относительно кристаллографических осей зерна. Далее, путем усреднения по всем возможным ориентациям рассчитывается кривая ФМР поликристалла. Предположим, что образец состоит из хаотически ориентированных одинаковых частиц в форме эллипсоида вращения с гексагональной МКА. Плотность магнитной части свободной энергии (U) состоит из вкладов зеемановской энергии (UZee), энергии размагничивающих полей (UM) и энергии магнитокристаллической анизотропии (UMКA). В сферической системе координат плотность свободной энергии запишется как (1) Здесь H0 - внешнее намагничивающее поле; Θ, Φ - его полярный и азимутальный углы; - полярный и азимутальный углы вектора намагниченности; ki - константы МКА; - размагничивающие факторы частицы, . Константа анизотропии k1 описывает анизотропию относительно гексагональной оси , константы k1, k2, k3 описывают анизотропию относительно базисной плоскости, а константа k4 - анизотропию в базисной плоскости монокристаллического зерна. На первом этапе углы равновесной ориентации вектора намагниченности ( ) и величины резонансного поля H0(Θ, Φ) вычисляются из решения системы трех трансцендентных уравнений: (2) Первые два уравнения определяют равновесную ориентацию вектора намагниченности, а третье представляет собой резонансное уравнение Смита - Сула. В уравнении (2) (i =1, 2, 3), , - поля анизотропии; f - частота электромагнитного поля; γ = ge/2mc - магнитомеханическое отношение. Значения H1, H2, H3 следующие: (3) Система уравнений (2) решается численно путем изменения углов намагничивающего поля в диапазонах . Эти диапазоны изменения углов определяются симметрией энергии МКА. Как показала практика расчета резонансных кривых [13, 14], достаточно изменять углы с шагом в . В результате расчетов получаем матрицу значений равновесных углов и величин резонансных полей для заданной сетки углов намагничивающего поля. Величина резонансного поля для значений равна (4) Мнимая часть диагональной составляющей тензора магнитной проницаемости монокристаллического зерна рассчитывается по формуле [15] . (5) Здесь H - значение внешнего магнитного поля; α - постоянная затухания в уравнении Ландау - Лифшица - Гильберта отдельного зерна. Мнимая часть магнитной проницаемости поликристаллического или порошкового образца рассчитывается путем усреднения (5) по сетке углов Θ, Φ по формуле . (6) Алгоритм расчета мнимой части магнитной проницаемости поликристалла по формулам (2) - (6) был реализован в виде написанной в среде Excel зарегистрированной программы [16]. Результаты расчетов резонансных кривых этим методом представлены на рис. 1 и 2 для гексаферритов с ПЛН. Кривые ФМР на рис. 1 рассчитаны без учета анизотропии в базисной плоскости (HΦ = = 0 кЭ) и на рис. 2 для трех значений HΦ = 0.5, 1.0 и 2.0 кЭ. Расчеты проведены для таких параметров: f = 36 ГГц, MS = 270 Гс, γ/2π = 2.8 ГГц/кЭ, постоянная затухания α = 0.07. Величины MS и α являются характерными для материалов, на которых мы проводили представленные ниже экспериментальные исследования. Вертикальные линии на рис. 1 и 2 соответствуют резонансным полям, рассчитанным по формулам (4) и (7) Здесь - поле анизотропии относительно базисной плоскости. Согласно рис. 1, наличие на резонансных кривых высокополевой особенности вблизи поля дает возможность по формуле (4) определить величину поля анизотропии . Оценка поля анизотропии может быть получена по формулам (7) по полю при HΦ = 0. Таким образом, если в эксперименте на резонансных кривых наблюдается две особенности в полях, близких к и , то можно выделить вклад от полей анизотропии высших порядков по формуле . На рис. 2 показано влияние поля анизотропии HΦ на форму резонансной кривой. Видно, что оценку величины этого поля из эксперимента можно провести лишь для материалов с HΦ ≥ 1 кЭ. Для исследованных материалов выполняется обратное неравенство, поэтому величина HΦ из эксперимента не оценивалась. Рис. 1. Резонансные кривые поликристалла гексаферрита с ПЛН: кр. 1 (точки) - поля анизотропии Ha1 = -10 кЭ, Ha2 = Ha3 = HΦ = 0 кЭ; кр. 2 (линия) - поля анизотропии Ha1 = -5 кЭ, Ha2 = = -5 кЭ, Ha3 = HΦ = 0 кЭ Рис. 2. Резонансные кривые поликристалла гексаферрита с ПЛН: кр. 1 - поля анизотропии Ha1 = -5 кЭ, Ha2 = -5 кЭ, Ha3 = 0 кЭ, HΦ = 0.5 кЭ; кр. 2 - поля анизотропии Ha1 = -5 кЭ, Ha2 = = -5 кЭ, Ha3 = 0 кЭ, HΦ = 1 кЭ; кр. 3 - поля анизотропии Ha1 = -5 кЭ, Ha2 = -5 кЭ, Ha3 = 0 кЭ, HΦ = 2 кЭ Рис. 3. Резонансные частоты ФМР для материала с анизотропией типа ПЛН, Нa1 = = - 10 кЭ. Постоянная затухания в уравнении движения α = 0.1, = 2.8 ГГц/кЭ На рис. 3 приведены результаты сравнения параметров резонансных кривых поликристалла: максимумов (М) на кривых ФМР и максимумов производных (ПР) с расчетом резонансных частот ФМР монокристалла (линии) по формулам (4) и (7) при HΦ = 0. Видно, что для поликристаллов с ПЛН для низкополевой особенности лучшее совпадение с (7) получается для среднего значения полей, соответствующих максимумам производных и максимумам кривых ФМР - (HПР+ HМ)/2, для высокополевой особенности - с максимумом производной HПР. В связи с этим обработка экспериментальных спектров ФМР поликристаллов с целью определения полей анизотропии проводится следующим образом [17]: 1. В заданном диапазоне частот, который зависит от величины полей анизотропии, снимаются кривые ФМР. 2. Строятся зависимости резонансных частот от намагничивающих полей, соответствующих среднему значению (HПР + HМ)/2 (низкополевой максимум) и максимуму производных (высокополевой максимум). Обработкой этих зависимостей методом наименьших квадратов по формулам (7) и (4) оцениваются величины γ/2π и приближенные значения полей анизотропии , . 3. Далее путем детального сопоставления форм расчетной и экспериментальных кривых ФМР проводится уточнение величин магнитомеханических отношений и полей анизотропии. Экспериментальная часть Изготовление образцов и методики исследований Поликристаллические образцы гексаферрита Ba3Co2Fe24O41 (Co2Z) и гексаферритов систем: Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0), Ba3Co2.5-х ZnxTi0.5 Fe23O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.2) были синтезированы по стандартной двухстадийной керамической технологии [1, 2]. В качестве исходных реагентов использовались оксиды и соли категории ЧДА. Предварительный обжиг спрессованных при давлении 1000 атм заготовок проводился в воздушной атмосфере при температуре 1000 ºC в течение 6 ч. Далее они размалывались в шаровой мельнице, снова прессовались и отжигались в течение 10 ч при температуре 1280 ºC. Фазовый состав и параметры кристаллической решетки порошков изучали методом рентгеновской дифракции (поликристаллический дифрактометр SHIMADZU XRD-6000 в геометрии Брэгга - Брентано с фокусирующим монохроматором из кристалла пирографита). Для качественного анализа фазового состава была использована компьютерная база данных рентгеновской порошковой дифрактометрии РDF4+ Международного центра дифракционных данных (ICDD, Денвер, США). Количественный анализ фазового состава проведен с помощью программного обеспечения Powder Cell 2.4. Для исследования спектров ФМР в диапазоне частот 25-38.5 ГГц применяли резонаторную методику. Измерения проводились на автоматизированном спектрометре с использованием панорамного измерителя КСВН типа Р2-65. Применялся прямоугольный многомодовый резонатор стандарта 7.23.4 мм длиной 170 мм, включенный в волноводный тракт «на проход». При такой длине резонатора в указанном выше диапазоне частот наблюдалось 11 мод колебаний с пучностью переменного магнитного поля в центре резонатора. Измерения проводились на образцах сферической формы диаметром от 0.8 до 1.0 мм при комнатной температуре. Образцы помещались в центр резонатора. Погрешность определения величин полей анизотропии составляла ±0.2 кЭ, магнитомеханического отношения γ/2π ±0.02 ГГц/кЭ. Измерение температурных зависимостей начальной магнитной проницаемости (µ0(T)) проведено с помощью измерительного соленоидального трансформатора с двумя одинаковыми, встречно включенными вторичными обмотками, расположенными внутри первичной обмотки. Измерения выполнены на частоте 10 кГц. Амплитуда переменного магнитного поля внутри первичной обмотки трансформатора составляла 1 Э. Перед измерениями проводилась компенсация сигнала остаточного разбаланса вторичных обмоток. Затем в одну из вторичных обмоток помещается образец исследуемого материала в форме параллелепипеда размерами приблизительно 225 мм и вся конструкция нагревалась в муфельной печи до температуры выше температуры Кюри. Измерение зависимостей µ0(T) проводилось при понижении температуры после извлечения трансформатора из муфельной печи. Сигнал разбаланса, пропорциональный µ0(T), усиливался и детектировался селективным нановольтметром UNIPAN 223. Температура образца измерялась с помощью дифференциальной медь-константановой термопары, один из спаев которой находился при 0 С, а второй спай - в контакте с исследуемым образцом. Продетектированный сигнал и ЭДС термопары оцифровывались с помощью АЦП и обрабатывался на ПК. Исследование кривых намагничивания и определение величины намагниченности насыщения проводилось в импульсных магнитных полях на установке, описанной в [18]. Данные рентгенографического исследования синтезированных материалов Температуры синтеза гексаферритов различных структурных типов: M-, Y-, W-, Z- и др. близки [1]. Поэтому синтезировать однофазные образцы одного структурного типа довольно сложно, и материалы, как правило, содержат дополнительные примесные гексагональные фазы. Результаты рентгенофазового анализа гексаферрита Co2Z и некоторых составов гексаферритов системы Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0) приведены в табл. 1, где все образцы наряду с целевой Z-фазой содержат небольшое количество примесных Y- и W-фаз. Постоянная решетки вдоль гексагональной оси (с) гексаферрита Co2Z соответствует опубликованным в [1, 2] данным. Исходный для системы Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 образец с х = 0.0 имеет несколько меньшее значение постоянной решетки с. В дальнейшем, при замещении части ионов Fe3+ комплексом Co2+Ti4+, происходит увеличение с до значений, соответствующих гексаферриту Co2Z. Таблица 1 Результаты рентгенофазового анализа гексаферритов Содержание фаз и постоянная решетки Co2Z Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41, концентрация, х 0.0 0.3 0.4 0.6 0.8 Z-фаза, % 96.0 97.9 96.9 98.8 96.5 97.5 Y-, W-фазы, % 4.0 2.1 3.1 1.2 3.5 2.5 с, Å 52.30 52.21 52.24 52.26 52.28 52.29 Гексаферриты системы Ba3Co2.5-х ZnxTi0.5 Fe23O41 имеют фазовый состав, подобный данным, приведенным в табл. 1. Содержание основной Z-фазы составляет ≥ 95 %, а содержание примесных Y- и W-фаз ≤ 5 %. Постоянная решетки с не зависит от замещения х и составляет ≈ 52.27 Å. Это обусловлено близостью ионных радиусов катионов Co2+ и Zn2+ [19]. Спин-ориентационные фазовые переходы и поле МКА гексаферрита Co2Z Температурная зависимость начальной магнитной проницаемости μ0(T) гексаферрита Co2Z представлена на рис. 4. При повышении температуры от температуры жидкого азота до температуры Кюри происходит несколько спин-ориентационных фазовых переходов (СОФП) [2]. В области температур до T1 ≈ 182 К реализуется состояние конус легкого намагничивания (КЛН). При температуре T1 происходит СОФП конус - ПЛН. Затем при T2 ≈ 524 К наблюдается переход плоскость - ОЛН. Этот переход происходит через состояние с КЛН, которое реализуется в области резкого падения μ0(T). Состояние с ОЛН продолжается вплоть до температуры Кюри TC ≈ 650 К. Оценка температур переходов проводилась путем линейной интерполяции участков зависимости μ0(T) вблизи точек перегиба. На рис. 4 стрелкой с надписью TY отмечена ступенька на зависимости μ0(T), соответствующая температуре Кюри (≈ 585 К) примесной Y-фазы. Полученные значения температур переходов коррелируют с данными, представленными в [2]: T1 ≈ 210 К; T2 ≈ 480 К; TY ≈ 613 К (для гексаферрита Co2Y) и TC ≈ 683 К. Кривая ФМР этого гексаферрита, измеренная на частоте 38.32 ГГц, приведена на рис. 5. Точки - экспериментальные данные, линия - теоретическая кривая, рассчитанная для значений параметров материала: γ/2π = 2.84 ГГц/кЭ, = -4.7 кЭ, Ha2 = -3 кЭ, Ha3 = HΦ = 0 кЭ, α = 0.07. Отметим, что величина поля анизотропии = -7.7 кЭ заметно меньше приведенного в [2] значения = -13 кЭ. Однако в литературных источниках присутствует заметный разброс данных по величинам поля анизотропии гексаферрита Co2Z (-9 ÷ -13 кЭ) [20]. Небольшой максимум на резонансной кривой в поле H ≈ 5 кЭ может быть связан либо с влиянием доменной структуры на ФМР, либо с наличием следов от высокоанизотропных Y- или М-фаз. Рис. 4. Температурная зависимость начальной магнитной проницаемости гексаферрита Co2Z: T1 - температура перехода КЛН ↔ ПЛН; T2 - температура перехода ПЛН ↔ ОЛН; TY - температура Кюри Y-фазы; TС - температура Кюри Z-фазы Рис. 5. Резонансная кривая гексаферрита Co2Z на частоте 38.32 ГГц: точки - эксперимент, линия - расчет для параметров материала γ/2π = 2.84 ГГц/кЭ; = -4.7 кЭ; Ha2 = -3 кЭ; Ha3 = HΦ = 0 кЭ; α = 0.07 Температуры спин-ориентационных фазовых переходов и поля МКА гексаферритов системы Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 Замещение части ионов железа Fe3+ в гексаферрите Co2Z комплексом Co2+Ti4+ приводит к расширению интервала температур существования плоскости легкого намагничивания, что важно для разработки термостабильных устройств. Результаты проведенных исследований магнитной фазовой диаграммы гексаферритов системы Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0) представлены на рис. 6. Диаграмма построена по измерениям температурных зависимостей начальной магнитной проницаемости. Видно, что с ростом х повышается температура перехода ПЛН ↔ ОЛН. Температура Кюри при этом уменьшается. Эти температуры становятся равными при концентрации х ≈ 0.7. Температура перехода КЛН ↔ ПЛН уменьшается, т.е. область существования плоскости легкого намагничивания расширяется. Измеренные методом ФМР магнитомеханические отношения и поля анизотропии данной системы гексаферритов представлены в табл. 2. Рис. 6. Магнитная фазовая диаграмма гексаферритов системы Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0): кр. 1 - область существования КЛН; кр. 2 - область существования ПЛН; кр. 3 - область существования ОЛН; кр. 4 - парамагнитное состояние Согласно табл. 2, величины магнитомеханических отношений в пределах погрешности эксперимента (±0.02 ГГц/кЭ) при изменении х не меняются. С увеличением концентрации ионов комплекса Co2+Ti4+ происходит рост величин полей анизотропии , НΘ. Выделить вклад от полей анизотропии На2 в поле НΘ удается только для значений х < 0.6. Гексаферрит с х = 0.5 в данную таблицу не включен, поскольку данный состав является исходным для второй исследованной системы гексаферритов. Таблица 2 Магнитомеханические отношения и поля МКА системы Ba3Co1.5+хTiхFe24.5-2хO41 (0.0 ≤ х ≤ 1.0) Концентрация, х 0.0 0.2 0.3 0.4 0.6 0.7 0.8 0.9 1.0 γ/2π, ГГц/кЭ 2.81 2.83 2.84 2.83 2.84 2.83 2.84 2.84 2.84 НΘ, кЭ -10.3 -11.0 -11.8 -11.8 -12.1 -12.5 -12.5 -13.0 -14.0 , кЭ -6.5 -8,7 -9,5 -9,8 - - - - - На2, кЭ -2.5 -2.3 -2.3 -2.0 - - - - - Спин-ориентационные фазовые переходы и магнитные характеристики гексаферритов системы Ba3Co2.5-хZnxTi0.5Fe23O41 Рис. 7. Магнитная фазовая диаграмма гексаферритов системы Ba3Co2.5-х ZnxTi0.5 Fe23O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.2): кр. 1 - область существования КЛН; кр. 2 - область существования ПЛН; кр. 3 - область существования ОЛН; кр. 4 - парамагнитное состояние Магнитная фазовая диаграмма гексаферритов системы Ba3Co2.5-х ZnxTi0.5 Fe23O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.2) приведена на рис. 7. Видно, что увеличение концентрации немагнитных ионов Zn2+ приводит к понижению температур переходов T1, T2, TС. Линейное уменьшение температуры Кюри с ростом немагнитного замещения в гексаферритах Ba3(Co1-xZnx)2Fe24041 отмечено в работах [2, 21]. Согласно табл. 3, магнитомеханические отношения в пределах погрешности измерений не зависят от замещения ионов кобальта ионами цинка. Величина поля анизотропии НΘ при комнатной температуре уменьшается с ростом х. Согласно [2], поле анизотропии НΘ меняет знак вблизи концентрации ионов Zn2+ х = 1.5. Величина намагниченности насыщения с ростом х увеличивается [2 , 21]. Таблица 3 Магнитомеханические отношения и поля анизотропии системы Ba3Co2.5-х ZnxTi0.5 Fe23O41 (0.0 ≤ х ≤ 1.2) Концентрация, х 0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 1.0 1.2 γ/2π, ГГц/кЭ 2.83 2.83 2.83 2.83 2.82 2.82 2.83 2.83 2.82 2.83 2.83 НΘ, кЭ -11.5 -11.0 -11.1 -11.0 -10.0 -9.5 -10.5 -9.5 -9.5 -7.5 -6.7 MS, Гс 247 253 257 262 266 270 274 277 281 288 293 Заключение Таким образом, в работе предложена методика оценки величин полей магнитокристаллической анизотропии и магнитомеханического отношения из исследований ферромагнитного резонанса в гексаферритах с анизотропией типа плоскость легкого намагничивания. Показано, что замещение ионов трехвалентного железа комплексом Co2+Ti4+ в гексаферрите Ba3Co1.5Fe24.5O41 приводит к расширению температурной области существования плоскости легкого намагничивания с большой величиной магнитной проницаемости. Поле анизотропии относительно базисной плоскости (НΘ) при этом возрастает. Замещение ионов Co2+ немагнитными ионами Zn2+ в гексаферрите Ba3Co2.5Ti0.5Fe23O41 уменьшает величину поля анизотропии НΘ. Величина намагниченности насыщения возрастает, что должно привести к увеличению магнитной проницаемости [22] .
Ключевые слова
гексагональный ферримагнетик,
ферромагнитный резонанс,
магнитокристаллическая анизотропия,
спин-ориентационные фазовые переходы,
намагниченность насыщения,
hexagonal ferrimagnet,
ferromagnetic resonance,
magnetocrystalline anisotropy,
spin-orientation phase transitions,
saturation magnetizationАвторы
Журавлев Виктор Алексеевич | Национальный исследовательский Томский государственный университет | к.ф.-м.н, доцент | ptica@mail.tsu.ru |
Журавлев Александр Викторович | Национальный исследовательский Томский государственный университет | ст. преподаватель | avzhur@gmail.com |
Атамасов Василий Викторович | Национальный исследовательский Томский государственный университет | студент | atamasov.v@mail.ru |
Маленко Григорий Игоревич | Национальный исследовательский Томский государственный университет | студент | grisha-9708@mail.ru |
Всего: 4
Ссылки
Pullar R.C. // Prog. Mat. Sci. - 2012. - V. 57. - Iss. 7. - P. 1191-1334.
Смит Я., Вейн Х. Ферриты. - M.: ИЛ, 1962. - 504 с.
Ошлаков А.А., Журавлев В.А. // Изв. вузов. Физика. - 2000. - Т. 43. - № 9. - С. 96-100.
Журавлев В.А., Найден Е.П., Ошлаков А.А. // Изв. вузов. Физика. - 2001. - Т. 44. - № 8. - С. 21-23.
Grossinger R. // JMMM. - 1982. - V. 28. - P. 137-142.
Asti G. and Rinaldi S. // J. Appl. Phys. - 1974. - V. 45. - P. 3601-3610.
Grossinger R. // J. Alloys and Compounds. - 2004. - V. 369. - P. 5-9.
Zhuravlev V.A., Itin V.I., Minin R.V., et al. // J. All. Comp. - 2019. - V. 771. - P. 686-698.
Zhuravlev V.A. and Naiden E.P. // Phys. Solid State. - 2009. - V. 51. - Iss. 2. - P. 327-333.
Schlömann E. // J. Phys. Chem. Solids. - 1958. - V. 6. - P. 257-266.
Schlömann E. // J. Phys. Radium. - 1959. - V. 20. - P. 327.
Schlömann E. and Jones R.V. // J. Appl. Phys. - 1959. - V. 30. - P. 177.
Журавлев В.А. // ФTT. - 1999. - Т. 41. - Вып. 6. - С. 1050-1053.
Журавлев В.А., Мещеряков В.А. // Изв. вузов. Физика. - 2013. - Т. 56. - № 12. - С. 62-69.
Гуревич А.Г., Мелков Г.А. Магнитные колебания и волны. - М.: Физматлит, 1994. - 464 с.
Журавлёв А.В., Журавлёв В.А. Программа расчета магнитомеханического отношения и полей магнитной анизотропии поликристаллических и порошковых ферримагнетиков с кубической, гексагональной, тетрагональной и тригональной кристаллическими структурами из экспериментов по ферромагнитному резонансу. Правообладатель: Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования «Национальный исследовательский Томский государственный университет». Номер регистрации № 2016660395. Дата государственной регистрации в Реестре программ для ЭВМ 15 сентября 2016 г.
Журавлев В.А., Мещеряков В.А., Шестаков А.С. // Изв. вузов. Физика. - 2012. - Т. 55. - № 8/2. - С. 177-178.
Креслин В.Ю., Найден Е.П. // Приборы и техника эксперимента. - 2002. - № 1. - С. 63-68.
Бугаенко Л.Т., Рябых С.М., Бугаенко А.Л. // Вестник Моск. ун-та. Сер. 2. Химия. - 2008. - Т. 49. - № 6. - С. 363-384.
Bonnenberg D. and Wijn H.P.J. // Landolt-Bornstein Numerical and Functional Relationships in Science and Technology / eds. K.-H. Hellwege and A.M. Hellwege. New series, Group III: Crystal and Solid State Physics. V. 4. - Berlin, Germany: Springer Verlag, 1970. - P. 593-603. - Pt. B.
Wang X., Li L., Yue Z., et al. // JMMM. - 2002. - V. 246. - P. 434-439.
Журавлев В.А., Сусляев В.И. // Изв. вузов. Физика. - 2006. - Т. 49. - № 8. - С. 45-50.