авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 7 |

«Уральское отделение РАН Институт физики металлов УрО РАН Институт теплофизики УрО РАН Челябинский государственный ...»

-- [ Страница 4 ] --

0, 0, 0, -50 0 50 100 150 200 250 300 350 400 450 H, kA/m На рисунке представлены кривые перемагничивания низкотемпературной (b) и вы сокотемпературной (a) фаз исследуемого сплава, измеренные при температуре 250 K и 330 K соответственно. Эти кривые измерены на вибрационном магнитометре на об разцах разомкнутой формы и размагничивающий фактор неучтен. В первую очередь отметим, что петли гистерезиса этих фаз значительно отличаются друг от друга. Так, например, HC низкотемпературной фазы при 250 K составляет 4.2 kA/m, а для высо котемпературной фазы она равна всего лишь 0.6 kA/m. Из-за малости величины HC высокотемпературной фазы петля гистерезиса, приведенная на рисунке, сливается в линию. Подробные исследования показали, что коэрцитивная сила при понижении температуры возрастает. Большее значение HC низкотемпературной фазы свидетель ствует, что эта фаза имеет большее значение и константы магнитной анизотропии. Во вторых, намагниченность низкотемпературной фазы при повышении напряженности поля возрастает монотонно, в то время как для высокотемпературной фазы она дости гает насыщения в слабых полях. В-третьих, намагниченность низкотемпературной фа зы в поле 1000 kA/m больше намагниченности высокотемпературной фазы в 1.64 раза.

В-четвертых, учет размагничивающего фактора должен показать достаточно большую величину остаточной намагниченности высокотемпературной фазы, которая для низ котемпературной фазы и при этом останется очень незначительной.

Монотонный ход кривой намагничивания и малая величина остаточной намагни ченности низкотемпературной фазы должны быть связаны с тем, что эта фаза из-за двойникования состоит из мартенситных полос, которые в свою очередь разбиваются на домены практически одинаковой ширины.

Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ 06-02-16984.

ОПТИМИЗАЦИЯ ПАРАМЕТРОВ ТЕРМИЧЕСКОЙ ОБРАБОТКИ АМОРФНОГО СПЛАВА FeBSiC Павлова И.О., Иванов О.А., Скулкина Н.А.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, г.Екатеринбург E-mail: aniri2004@list.ru Физические причины влияния термической обработки на воздухе на магнитные свойства лент аморфных магнитомягких сплавов заключаются в снижении уровня внут ренних закалочных напряжений, повышений роли энергий анизотропий формы и ин дукцирования плоских анизотропных растягивающих напряжений, обусловленных со ответствующим анизотропным внедрением водорода и кислорода в поверхность лен ты и анизотропной частичной кристаллизации поверхности [1-2]. Распределение на магниченности в исходном состоянии влияет на свойства ленты после отжига. Для образцов с идентичным распределением намагниченности в исходном состоянии сте пень улучшения магнитных свойств одинакова, при этом после термообработки они обладают и одинаковым распределением намагниченности.

Для тех образцов, кото рые в исходном состоянии имели большее значение V, наблюдается наиболее силь ное возрастание максимальной магнитной проницаемости из-за большей степени умень шения объема доменов с ортогональной намагниченностью, которое обусловлено боль шей концентрацией элементов внедрения в поверхность ленты. Степень улучшения магнитных свойств после отжига связаны с исходным распределением намагничен ности в плоскости ленты: она выше для образцов со сравнительно большим объемом доменов с планарной намагниченностью, ориентированной поперек продольной оси ленты и связана с анизотропным оксидированием и наводороживанием поверхности ленты из-за взаимодействия атомов кремния и железа с водяными парами. Возник новение избыточной концентрации элементов внедрения в направлении, перпенди кулярном результирующей намагниченности, приводит к псевдоодноосному растяже нию вдоль этой оси [1].

При комнатной температуре влияние анизотропий формы на распределение на магниченности является преобладающим, поэтому результирующая намагниченность ориентирована вдоль оси ленты. При нагревании до температуры Кюри и выше эф фект анизотропии формы уменьшается быстрее, чем снимаются закалочные растяги вающие напряжения, ориентированные поперек оси ленты в ее плоскости. Формиро вание избыточной концентрации элементов внедрения вдоль оси ленты происходит при нагревании в области температур близких к точке Кюри, поскольку в этом случае из-за слабого влияния анизотропии формы намагниченность переориентируется в со ответствии с направлением закалочных растягивающих напряжений.

Поэтому в настоящей работе на примере серий образцов лент аморфного магнито мягкого сплава Fe81 B13 Si4 C2 (Tc = 380 0 С) исследовали возможность повышения эффек тивности термической обработки на воздухе при температурах ниже точки Кюри, что увеличивает длительность выдержки при наиболее благоприятных условиях. Исследо вания показали, что термическая обработка на воздухе при (360 – 370) 0 С приводит бо лее высоким значениям максимальной магнитной проницаемости в результате сниже ния объема доменов с планарной намагниченностью, ориентированной поперек оси ленты.

1. Скулкина Н.А., Иванов О.А., Степанова Е.А., Глотова Л.С., Цепелев В.С. Влияние термических обра боток на структуру и магнитные свойства лент аморфных магнитомягких сплавов// ФММ.-1998. -Т.86, вып.2.-С. 54-60.

2. Скулкина Н.А., Иванов О.А., Талипов А.Г., Щекотурова И.С. Физические причины влияния терми ческой обработки на магнитные свойства аморфных сплавов на основе железа. // ФММ.-2001.-Т.91, вып.1., с.17-23.

МАГНИТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В СВЕРХПРОВОДНИКАХ Подгорных С.М.

Институт физики металлов УрО РАН, ул. С. Ковалевской, 18, Екатеринбург, E-mail: sp@imp.uran.ru Открытие материалов с гигантским магнитокалорическим эффектом (МКЭ) позво лило расширить использование метода адиабатического размагничивания на создание холодильных установок для климатического диапазона температур [1]. Обзор ставит целью изложение результатов исследования и раскрытие тех путей и возможностей, которые заключены в изучении МКЭ для решения проблем ФКС. Введение в термо динамическую теорию МКЭ [2, 3, 4] сопровождается критическим анализом экспери ментального материала. Изменение температуры T магнетика при адиабатическом изменении напряженности магнитного поля H, в котором находится магнетик (это и есть МКЭ), может быть выражено через температурную зависимость намагниченно сти M и теплоемкость CP,H :

H T M T = dH CP,H T P,H В ферромагнетиках МКЭ положительный, в то время как в сверхпроводниках МКЭ от рицательный. В соединениях, имеющих фазовый переход из антиферромагнитного в ферромагнитное состояние ожидается инверсия МКЭ [5], привлекательная для прак тики. Перечислим некоторые нерешенные физические проблемы, возникающие при анализе МКЭ:

1. Существует значительное различие между наблюдаемыми величинами МКЭ в пря мых и косвенных измерениях, указывающее на существование процессов в твердом теле при намагничивании, не учитываемых в современной теории.

2. Не ясно, остается ли общая энтропия системы постоянной при адиабатическом на магничивании, если рассматривать образец конечных размеров, с размагничивающим фактором D, имеющим значение 0 D 1.

3. В сверхпроводниках отрицательный МКЭ наблюдается только в ограниченной об ласти температур, вместо ожидаемого отрицательного эффекта для всего диапазона существования сверхпроводящего состояния.

4. Влияет ли изменение упругой энергии образца на МКЭ при намагничивании в адиа батических условиях для ферромагнетиков и для сверхпроводников? Если да, то как эта упругая энергия изменяет общую энтропию системы.

5. Как соотносятся между собой конфигурационная магнитная энтропия и общая эн тропия системы?

В настоящее время существуют международные программы и проводятся конферен ции по объединению усилий ученых и практиков в области исследования МКЭ [6].

1. Gschneider K.A.Jr., Pecharsky V.K., Tsokol A.O., Rep.Prog.Phys. 68, 1479 (2005) 2. Вонсовский С.В., Магнетизм, Наука (1971), Гл.16, С.368-382.

3. Белов К.П., Магнитотепловые явления в редкоземельных магнетиках, Наука (1990) 4. Tishin A.M., Spichkin Y.I., The magnetocaloric Effect and its Applications. Series in Condensed Matter Physics, IoP Publishing Ltd (2003), Bristol and Philadelphia 5. Krenke T., Duman E., Acet M., at al., Nature Materials, 4, 450 (June 2005) 6. http://www.thermag2007.si/ О ПРИРОДЕ МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКОГО ЭФФЕКТА В СИСТЕМЕ RCo Прошкин А.В.1,2, Королев А.В.1, Баранов Н.В.1, Институт физики металлов УрО РАН, ул. С. Ковалевской, 18, Екатеринбург, Уральский государственный Университет им. А.М.Горького, 620083, Екатеринбург E-mail: ProshkinAV@mail.ru В последнее время все более актуальной становится проблема поиска веществ, ко торые можно было бы использовать в качестве рабочего тела для магнитных рефриже раторов, принцип работы которых основан на магнетокалорическом эффекте (МКЭ).

Как известно [1], МКЭ характеризуется двумя параметрами: изотермическим изме нением энтропии S и адиабатическим изменением температуры T при изменении внешнего поля. В качестве потенциальных кандидатов для практического применения МКЭ рассматриваются редкоземельные (R) фазы Лавеса RT2 (T = Co, Ni, Al), так как для них наблюдаются большие значения S и T [2]. Кроме того, замещая один R атом на другой можно в широких пределах варьировать температуру магнитного упорядо чения. В RT2 соединениях большие значения МКЭ связываются с локализованными магнитными моментами R атомов. Максимальные значения S до 35 J/kg K наблю дается в соединениях RCo2, в которых благодаря зонному метамагнетизму коллекти визированных 3d электронов Co при T = TC происходит магнитный фазовый переход первого рода [2].

В данной работе исследовался МКЭ соединений RCo2 с помощью измерений тепло емкости, намагниченности и магнетосопротивления. На рис. 1 показана зависимость S при изменении поля от 0 до 5 T от температуры упорядочения (черные точки – ли тературные данные, звездочки – наши результаты.). Заштрихованная область соответ ствует диапазону значений S, полученный разными методами. Кривая имеет макси мум при температуре 40 К. При этой же температуре наблюдается максимум дополни тельного магнитного вклада в сопротивление соединений RCo2 (рис.2). Общепри нято, что такой вклад в сопротивление соединений RCo2 дают спиновые флуктуации, индуцированные f d обменом в 3d подсистеме Co.

Кроме того, корреляция в поведении изменении энтропии S и сопротивления обнаружена для многих соединений [3]. Выявленная нами корреляция между S(TC ) и (TC ) для соединений RCo2, позволяет предположить, что большой магнетокалориче ский эффект в области температур 35-100K связан с наличием спиновых флуктуаций.

Максимум МКЭ, в некоторых случаях, будет наблюдаться у тех соединений, у которых температура упорядочения лежит в области температуры спиновых флуктуаций Ts f 35 - 40К для YCo2 (рис.2 вертикальная штриховая линия).

Рис. Рис. 1. Pecharsky V.K., Gschneidner K.A., Pecharsky A. O., and Tishin A.M., PRB, 64, 144406 (2001) 2. Duc N.H., Kim Anh D.T, JMMM, 242–245, 873 (2002) 3. Sakamoto N., Kyomen T., Tsubouchi S., and Itoh M., PRB 69, 092401 (2004) ИНДУЦИРОВАННОЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ПОЛЕМ ДВИЖЕНИЕ ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ – НОВЫЙ МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ ПРИ КОМНАТНЫХ ТЕМПЕРАТУРАХ Пятаков А.П.1,2, Мешков Г.А. Институт Общей Физики РАН, 119991, Москва, ул. Вавилова, Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119992, Москва E-mail: pyatakov@phys.msu.ru, Georgy.Meshkov@gmail.com В последнее время все чаще стали появляться публикации, в которых сообщается о том, что электрическое поле может само по себе, без электрического тока, вызывать изменения в микромагнитной структуре материалов [1-4]. Это одно из проявлений магнитоэлектрического взаимодействия в веществе, которое интересно как с фунда ментальной точки зрения, так и с практической, в контексте дальнейшей миниатюри зации устройств магнитной памяти и спиновой электроники.

В работе приведены результаты магнитооптического наблюдения движения домен ной границы в пленке феррит-граната под действием электрического поля. Для созда ния электрического поля большой напряженности использовалась острая игла (диа метр острия – 10мкм), которая подводилась к поверхности образца в непосредствен ной близости от доменной границы. Для исследования динамики движения головки Рис. 1. Движение доменной границы под действием импульса электрического поля а) начальная кон фигурация: 1 - заостренный электрод 2 - головка домена. Серия фотографий показывает после довательные положения головки домена. б) временные зависимости смещения головки домена при различных напряжениях на электроде домена использовалась стробоскопическая методика, в которой импульс подсветки от ставал от импульса напряжения на заданный временной интервал (длительность им пульса поля 100 500 нс, ширина переднего фронта – 30 нс, длительность импульса подсветки 10 нс).

На рисунке 1 приведены результаты измерений, позволяющие оценить скорости и результирующие смещения доменных границ, а также, путем сравнения с результа тами измерений скоростей в импульсных магнитных полях, определить меру магни тоэлектрического эффекта: электрическому полю 800 кВ/см соответствует эффектив ное магнитное поле 50 Э.

Работа выполнялась при поддержке РФФИ (08-02-01068-а) и фонда «Династия».

1. Логгинов А.С., Мешков Г.А., Николаев А.В., Пятаков А.П., Письма в ЖЭТФ, 86, 124 (2007) 2. Chu Y.

-H, Martin L. W., Holcomb M. B. et al, Nature Materials, 7, 478 (2008) 3. Pyatakov A., Nikolaev A., Meshkov G. et al, arXiv: 0806.0811 (June 2008) 4. Tien-K. Chung, Carman G. P., Mohanchandra K. P., Applied Physics Letters, 92, 112509 (2008) УСИЛЕНИЕ ЭФФЕКТА МАГНИТОПРОПУСКАНИЯ В ПЛЕНОЧНЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ МАНГАНИТ/ФЕРРИТ Телегин А.В.1, Сухоруков Ю.П.1, Горбенко О.Ю. Институт физики металлов УрО РАН, 620041, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119899, Москва E-mail: suhorukov@imp.uran.ru Изучение оптического поглощения манганитов в ИК-диапазоне спектра показало, что в них имеет место оптический отклик на переход металл-изолятор и эффект ги гантского отрицательного магнитопропускания (МП) - высокочастотный отклик на ко лоссальное магнитосопротивление (МС) [1]. Гетероструктуры на основе манганитов позволяют получить слабую температурную зависимость МП и МС [2].

Целью данной работы было выяснение возможности усиления эффектов МП и МС в гетероструктурах манганит/феррит по сравнению с однослойными плёнками.

Однослойные плёнки и гетероструктуры были получены методом MOCVD [3]. В ка честве манганита выбран состав La0.7 Sr0.3 MnO3 на подложках SrTiO3 и ZrO2 (Y2 O3 ). При создании гетероструктуры плёнки феррита (CoFe2 O4, MnFe2 O4 наносились на пленку манганита.

Температурные зависимости пропускания и МП в гетероструктурах манганит/фер рит на различных подложках подобны соответствующим зависимостям в плёнках од нослойных манганитов. Обнаруженное уменьшение величины МП, сдвиг максимума МП и появление особенностей ниже температуры основного максимума связано с при сутствием в пленках манганитов электронных и магнитных неоднородностей с разной эффективной температурой Кюри.

подг. кривые МП, % 100 200 T, K Рис. 1. Температурные зависимости магнитопропускания плёнки (1) и гетероструктуры (2) В гетероструктурах манганит/феррит впервые получено усиление эффекта магни топропускания в 1.4 раза по сравнению со значением МП в однослойной плёнке La0.7 Sr0.3 MnO3. Увеличение МП обусловлено подмагничиванием слоя манганита слоем феррита при приложении магнитного поля к гетероструктуре подобно случаю усиле ния МС в гетероструктуре из La0.7 Ca0.3 MnO3, заключённого между слоями феррита [4].

В плёнках ферритов заметного эффекта магнитопропускания в полях до 10 kOe не об наружено.

Таким образом, создание пленочных гетероструктур манганит/феррит позволяет получить эффект подмагничивания манганита слоем феррита, что приводит к усиле нию эффекта магнитопропускания в гетероструктуре по сравнению с монопленкой манганита.

Работа выполнена при поддержке проекта ОФН РАН и Президиума УрО РАН «Но вые материалы и структуры», РФФИ 07-02-00068.

1. Сухоруков Ю.П., Лошкарева Н.Н., Ганьшина Е.А. и др., ФТТ, 46, 7 (2004) 2. Сухоруков Ю.П., Ганьшина Е.А., Кауль А.Р.и др., ЖТФ, 78, 6 (2008) 3. Кауль А.Р., Горбенко О.Ю., Каменев А.А., УХН, 73, 9 (2004) 4. Hwang H.Y. et. al. Appl. Phys. Lett., 68 (1996) О МЕХАНИЗМЕ МАГНИТНОЙ ВЯЗКОСТИ В ГОРНЫХ РУДАХ Урусова Б.И., Узденова Ф.А.

Карачаево-Черкесский госуниверситет.369202 г. Карачаевск, Россия E-mail: urusova50@mail.ru, ufa_aspirant@mail.ru В работе [1] показана возникновение вязкой намагниченности в горной руде: гра нит – аплит.

Представляло интерес исследовать механизм возникновения магнитной вязкости в этих же образцах горной руды. Эксперимент проводился по спаду остаточной намагни ченности, полученной сразу после приведения образца в нормальное состояние. Раз магниченные переменным полем с максимальной амплитудой 2 кЭ образцы размерами частиц 500, намагничивались в магнитном поле до 20 Э и после измерения остаточ A ной намагниченности Ir помещались в пермаллоев экран. После временной выдержки образца без поля проводили повторное измерение остаточной намагниченности - Ir.

Также исследовались дезаккомодация магнитной восприимчивости - после воз действия на образцы переменного магнитного поля с амплитудой 1 кЭ: по всем направ лениям - 0 ;

по направлению, перпендикулярному направлению измерения - и по направлению параллельному направлению измерения - ||.

Полученные результаты временного спада остаточной намагниченности приведе ны в таблице :

п/ образца п 4 5 t, сек 48 44 76 63 I r I r / I r, % ‘ 0/ “,% 1,4 0,8 0, Видно, что во всех исследованных образцах, наблюдается спад остаточной намаг ниченности и дезаккомодацией вязкой восприимчивости.

Однако, между вязкой намагниченностью и дезаккомодацией термоактивационной природы существует и различия, которое заключается в движущихся силах и способа ми осуществления рассматриваемых явлений (например, вязкая намагниченность су ществует, нет дезаккомодации, отсутствует взаимодействия между частицами, у кото рых оси при анизотропии равнозначны или сильно отличаются).

Механизм дезаккомодации может объяснить большие величины стабилизирующе го поля, а так же связь времени дезаккомодации магнитной восприимчивости, с умень шением коэффициента вязкости [2], а за магнитную вязкость в основном отвечает тер моактивационный механизм магнитного последействия.

1. Урусова Б.И., Лайпанов М.З., Шидаков М.Т., Исследование вязкой намагниченности в горных рудах. «Известия Высших Учебных заведений».Сев-Кав. рег. Естественные науки. 1, (2006, стр. 47-49) 2. Moscowitz B.M. Magnetic viscosity diffusion after – effect and disaccomodation natural and syntetic samples, Royal Astron.Soc.Geophys.I., V.82, (1985 p. 143-161).

ТЕПЛОВОЙ ОТКЛИК МАГНИТНЫХ НАНОЧАСТИЦ В ПЕРЕМЕННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ Шарапова В.А., Ермаков А.Е., Уймин М.А., Мысик А.А.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: shavalya@ya.ru Нанообъекты, являясь по своей природе междисциплинарными, могут быть исполь зованы в химии, биологии и медицине. Так, в онкологии, магнитная гипертермия от носится к числу наиболее перспективных применений для терапии раковых новооб разований [Mornet S., Vasseur S., Grasset F., Duguet E., Journal of Materials Chemistry, 14, 2161, (2004)]. Тепловой эффект, обусловленный выделением тепла в наночасти цах в процессе воздействия переменного поля, является функцией многих перемен ных и часто оказывается недостаточным и неоптимальным при лечении раковых кле ток. Увеличение удельной величины магнитных потерь в наночастицах позволило бы уменьшить дозовую нагрузку при введении наночастиц в организм и улучшить эффек тивность терапии.

В работе проведено исследование по оптимизации теплового эффекта в нанопо рошках на основе магнетита (Fe3 O4 ) со средним размером частиц порошка 16, 30 и нм как функции концентрации порошка во флюиде с разной вязкостью (парафин, же латин) и в воде с применением поверхностно-активных веществ, а также амплитуды и конфигурации поля. Нанопорошки получены методом конденсации паров металла (Fe) в среде инертного газа, содержащего кислород. Аттестация порошков производилась методом рентгеноструктурного анализа и просвечивающей электронной микроскопи ей. Для оптимизации тепловыделения использовано не только аксиальное магнитное поле, но и вращающееся, позволяющее усиливать и изучать тепловой эффект, связан ный, преимущественно, с вращательными модами перемагничивания наночастиц. Ча стота поля в обеих конфигурациях составляла 70 кГц, величина аксиального поля мог ла изменяться до 255 э, вращающееся поле было всегда равно 170 э.

Исследованы параметры петель гистерезиса наночастиц и установлено, что по ме ре роста среднего размера наночастиц, коэрцитивная сила изменяется от 20 до 120 э, а удельная намагниченность в поле 27 кЭ составляет примерно 85 Гс см3 /г для всех об разцов. Показано, что гистерезисные потери составляют небольшой вклад (10%) в общее тепловыделение. Основной вклад определяется неелевскими потерями и пово ротными модами.

Показано, что при перемагничивании в аксиальном поле тепловые потери зависят от размера наночастиц, их концентрации и вязкости среды. При относительно высо кой вязкости удельные тепловые потери являются невысокими, порядка 12 Вт/г, и определяются в основном неелевскими потерями. Для высоких концентраций нано порошка в среде тепловые потери слабо зависят от вязкости среды. При уменьшенной вдвое концентрации порошка (до 12,5 мас.%) и вязкости среды обнаружено усиление (более чем в полтора раза) тепловыделения, вероятно, за счет деагломерации порош ка, предварительно обработанного ультразвуком. При этом с дальнейшим уменьшени ем концентрации порошка удельное тепловыделение асимптотически приближается к тепловыделению отдельных частиц. Использование вращающегося поля той же ам плитуды и частоты приводит к росту тепловых потерь почти в полтора раза, до 30 Вт/г, по сравнению с аксиальным полем. Этот рост обусловлен вращательными модами пе ремагничивания и выделением тепла в результате трения частиц в среде.

С увеличением магнитного поля при аксиальном намагничивании образца (16 нм) наблюдался очень высокий рост тепловых потерь, так при изменении поля в три раза до 255 э потери выросли почти в 30 раз, до 85 Вт/г. Итак, анализ теплового отклика наночастиц оксида железа показывает, что они могут быть использованы для разруше ния раковых клеток методом магнитной гипертермии.

Мы благодарим Правительство Свердловской области и ООО «Завод Медсинтез»

за финансовую поддержку работы, а коллег В.С. Гавико и Н.Н. Щеголеву за исследова ние структуры образцов.

ОПТИКА, СПЕКТРОСКОПИЯ, РЕЗОНАНСНЫЕ ЯВЛЕНИЯ О ТЕОРИИ МАГНИТНЫХ СВЕРХТОНКИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ В CaMnO Агзамова П.А.1,2, Никифоров А.Е Уральский государственный Университет им. А.М.Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: polina.agzamova@usu.ru Под магнитными сверхтонкими взаимодействиями (СТВ) обычно понимают вза имодействия между магнитным моментом электрона и ядерным спином. Это подра зумевает, что ион должен обладать собственным магнитным моментом. В случае же немагнитных ионов ядро может вступать в спин-спиновую связь со спинами ближай ших атомов. В этом случае говорят о наведенных или индуцированных сверхтонких взаимодействиях. Классическими примерами наведенных СТВ являются взаимодей ствия ядер немагнитных анионов типа 19 F, 17 O2 со спинами ближайших парамагнит ных катионов типа 55 Mn2+,3+,4+.

В манганитах известны работы по ядерному магнитному резонансу (ЯМР) на изото пе 17 O в системах с половинным допированием (Pr0.5 Ca0.5 MnO3 ). Исследование данных систем затрудняется тем, что в манганитах с половинным легированием наблюдается зарядовое упорядочение. При этом вопрос о картине зарядового упорядочения до сих пор остается открытым. С этой точки зрения, удобным модельным объектом для ис следования сверхтонких взаимодействий на изотопе кислорода является чистый ман ганит CaMnO3.

Целью теоретического исследования являлось объяснить природу возникновения магнитных сверхтонких взаимодействий на немагнитном изотопе кислорода в CaMnO и рассмотреть параметры магнитых СТВ, входящих в гамильтониан.

Рассмотрим пару ионов: немагнитный ион O2 с заполненными s и p оболочками и магнитный ион Mn4+ с незаполненнй 3d оболочкой. При этом во взаимодействие вступают s и dz2 состояния (s-связь), pz и dz2 состояния (-связь) и px (p y ) и dxz (d yx ) со стояния (-связь). Посредством таких взаимодействий на кислороде появляется нену левое магнитное сверхтонкое поле.

В кристалле CaMnO3 атомы кислорода сидят между двух ионов марганца, каждый из которых дает свой вклад в сверхтонкое поле на кислороде. Кристаллическая структура данного соединения представляет собой идеальный перовскит, когда кислород сидит строго на середине ребра, и нет искажений в цепочке Mn O Mn. В этом случае возникновение СТВ на кислороде будет обусловлено -связью. Реальная же кристалли ческая структура CaMnO3 допускает наличие искажений в кристаллической решетке, когда кислород выходит из своих позиций, и в цепочке MnOMn появляется угол ис кажения (, ). В этом случае СТВ на кислороде обусловлено перенесением неспарен ной спиновой плотности с марганца на кислород посредством s-связи и поляризацией p и p -оболочек кислорода вследствие и связей.

С точки зрения магнитной структуры, CaMnO3 представляет собой антиферромаг нетик G-типа. В этом случае спины ближайших ионов марганца являются противона правленными, что при суммировании по двум ближайшим ионам приводит к нулевому магнитному сверхтонкому полю на ядре кислорода. Ненулевое магнитное сверхтонкое поле может возникнуть только в случае «скоса» магнитных подрешеток.

Таким образом, мы предложили адекватную теоретическую модель, объясняющую природу возникающих магнитных сверхтонких взаимодействий на изотопе 17 O в си стеме CaMnO3. Данная модель позволяет оценивать параметры СТВ и рассчитывать величину магнитного сверхтонкого поля.

Работа выполнена при поддержке Фонда некоммерческих программ «Династия»

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ИК-ПРОЗРАЧНОЙ НАНОКЕРАМИКИ ЖЕЛЕЗО-ИТТРИЕВОГО ГРАНАТА Телегин А.В.1, Гижевский Б.А.1, Сухоруков Ю.П.1, Бессонов В.Д. Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, Уральский государственный технический университет-УПИ, 620219, Екатеринбург E-mail: telegin@imp.uran.ru Получение массивных прозрачных наноматериалов является одной из важных за дач современного материаловедения, поскольку на их основе возможно создание ла зеров, 3D-дисплеев и пр. [1]. Ранее была показана возможность создания нового нано керамического магнитооптического материала на основе хорошо изученного железо иттриевого граната [2]. Используемый для получения нанокерамик подход, связанный с синтезом нанопорошков и последующими прессованиями и отжигами, не всегда успе шен, т.к. оптические и магнитооптические свойства наноматериала сильно зависят от дефектности материала.

В настоящей работе нанокерамика Y3 Fe5 O12 (YIG) была приготовлена посредством кручения под давлением 9 GPa из тонкодисперсного порошка YIG. Степень деформа ции определялась углом вращения одной наковальни относительно другой. В резуль тате получены однофазные образцы толщиной 0.1 mm и диаметром 3-5 mm. Размер кристаллитов составлял 40 nm после деформации осадки без сдвига и уменьшился до 24-21 nm при деформациях сдвига, соответствующих углу поворота 10-360 grad.

В спектрах поглощения нанокерамики YIG в диапазоне длин волн 1.0-10.0 µm на блюдаются две дополнительные, по сравнению с монокристаллами, полосы при 2 и 3 µm. Первая полоса связана с ионами Fe неосновной валентности, ее интенсивность изменяется с величиной деформации, и, соответственно, дефектности. Вторая поло са, вероятно, обусловлена примесью. Коэффициент поглощения полученной наноке рамики в окне прозрачности 2-6 µm составляет 50 cm1. Край поглощения наоноке рамики по сравнению с монокристаллом сдвинут к меньшим энергиям из-за размытия перехода 6 A1 4 T1 иона Fe3+ вследствие высокой дефектности образцов. Для образцов с малой степенью деформации (угол поворота 20 grad) отжиг при T=400 0 C приводит к увеличению прозрачности образца в длинноволновой области спектра. Это может быть связано с уменьшением напряжений решетки в результате отжига. В случае силь но деформированных образцов после отжига наблюдается существенный рост погло щения во всем спектральном интервале. При этом отмечается релаксация со временем величины поглощения к исходным значениям для неотожженных образцов.

Спектральные зависимости эффекта Фарадея (ЭФ) нанокерамик подобны соответ ствующим зависимостям для монокристаллов, однако величина ЭФ несколько меньше.

ЭФ в YIG определяется оптическими переходами в ионах Fe3+ и частотно-независимым вкладом, пропорциональным намагниченности. При деформировании и отжигах мо жет происходить изменение силы осцилляторов переходов, ответственных за ЭФ, и перераспределение ионов Fe между тетра- и октаузлами решетки. По этим причинам величина ЭФ может меняться со степенью деформации и температурой отжига. При наибольшей деформации (360 grad) появляются признаки аморфизации и величины магнитооптических эффектов падают.

Таким образом, метод кручения под давлением позволяет получить ИК-прозрачные оптические нанокерамики Y3 Fe5 O12. Оптические и магнитооптические свойства нано керамик зависят не только от размеров кристаллитов, но и от параметров технологии и дефектности материала.

Работа поддержана РФФИ, гранты 08-03-99071, 07-02-00068 и Программой ОФН РАН и УрО РАН «Новые материалы и структуры».

1. T.R. Hinklin, S.C. Rand, R.M. Laine. Advance Materials, 20, 1270 (2008) 2. Gizhevskii B.A., Sukhorukov Yu.P. et. al. MISM, Moscow, June 20-25, 2008, Abstracts, p. ПРИМЕСНЫЕ ЦЕНТРЫ Y3+ ВО ФТОРИДАХ Володин В.П., Никифоров А.Е., Чернышев В.А.

Уральский государственный Университет им. А.М.Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина E-mail: wolands@bk.ru В последнее десятилетие научными группами исследуются гексамерные кластеры фторидов, допированные редкоземельными элементами. Такие кластеры обеспечива ют малые дополнительные включения во флюоритовую кубическую структуру без из менения общей структуры [1]. Анализ ЭПР спектра парамагнитного редкоземельного иона (Er3+, Tm3+, Yb3+ ) показывает наличие структуры гексамерного кластера, которая была обнаружена во фторидах, допированных редкоземельным элементом [2].

Расчет энергетического спектра 4 f -конфигурации гексамерного кластера произво дится в рамках модели обменных зарядов. Для расчета энергетического спектра 4 f -конфигурации в кластере необходимо определить параметры модели обменных за рядов. Оптический спектр примесных центров Yb3+ во фторидах со структурой флюо рита CaF2 экспериментально исследован. Поэтому параметры модели обменных заря дов определены в кубическом и тетрагональном примесных центрах.

Структура примесных центров CaF2 : Yb3+ и гексамерных кластеров определяется из микроскопического расчета, используя метод Мотта-Литтлетона в оболочечной мо дели. Затем проводится расчет их оптического спектра. Это позволит интерпретиро вать оптический спектр гексамерных кластеров.

1. Sobolev B.P., Golubev A.M., Herrero P., Crystallogr. Rep., v. 48, no.1, p. 141 (2003).

2. Kazanskii S.A., Ryskin A.I., Nikiforov A.E., Zakharov A.Yu., Ougrumov M.Yu., Shakurov G.S., Phys. Rev. B, v. 72, p.014127 (2005) 3. Ito M., Goutaudier C., Guyot Y., Lebbou K., Fukuda T., Boulon G., J.Phys. : Condens. Matter, v. 16, p. (2004).

ОРИЕНТАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ РЕНТГЕНОВСКИХ ЭМИССИОННЫХ СПЕКТРОВ МОНОКРИСТАЛЛОВ ДИСЕЛЕНИДОВ ТИТАНА И ВАНАДИЯ Галиева Е.Г., Шкварин А.С., Скориков Н.А., Ярмошенко Ю.М., Титов А.Н.

Институт физики металлов УрО РАН, 620041, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: physicsmet@yandex.ru Методом рентгеновской эмиссионной спектроскопии исследована электронная структура и выполнен теоретический расчет плотности электронных состояний N(E) для TiSe2 и VSe2. Эти соединения относятся к 1Т политипу слоистых дихалькогенидов с кристаллической структурой P-3m1.

Анизотропия свойств таких материалов обеспечивает возможность внедрения в межслоевое пространство не только отдельных примесных атомов, но и целых атом ных объединений, что делает этот материал удачным прекурсором для создания но вых композиционных материалов [1]. Отдельный интерес представляет направлен ный синтез кластеров дополнительной фазы, расположенных в Ван-дер-ваальсовой ще ли. Процесс фазообразования определяется изменениями в электронной структуре, такие состояния могут быть исследованы, в частности, методом рентгеновской эмис сионной спектроскопии, который является избирательным к типу атомов. Использо вание изогнутого кристалла-анализатора позволяет регистрировать поляризованное излучение.

Следует ожидать влияния ближайшего окружения на формирование гибридных ва лентных орбиталей титана и халькогена. Были изучены Ti K5 и V K5 спектры в ди селенидах титана и ванадия при различной ориентации кристалла. Условия экспери мента позволяли выделить излучение с определенным направлением вектора электри ческой поляризации по отношению к монокристаллу. Поэтому изменение ориентации кристалла позволяет совмещать направление химической связи с вектором электриче ской поляризации анализируемого излучения. Экспериментальные результаты, полу ченные с помощью данного метода, позволяют, с учетом теоретических расчетов, уста новить энергетическое положение и вес орбиталей металла различной симметрии. А это, в свою очередь, позволит определить энергетическую область в валентной поло се, которая заполняется электронными состояниями, генетически связанными с ин теркалированными атомами. Обнаружены изменения формы, ширины и относитель ной интенсивности спектров.

Полученные результаты качественно согласуются с расчетами орбитально спроек тированной плотности электронных состояний в локальной системе координат, вы бранной в соответствии с геометрией рассеяния, использованной в эксперименте. Рас чет был выполнен полнопотенциальным методом линеаризованных присоединенных плоских волн FP-LAPW[2].

1. Галиева Е.Г., Титов А.А. «Нанокластеры железа для спиновой электроники».// Тезисы докладов III Всероссийской конференции молодых ученых «Физика и химия высокоэнергетических систем».

Томск 2. Blaha P., Schwarz K., Madsen G. K. H., Kvasnicka D., Luitz J. WIEN2k, An Augmented Plane Wave + Local Orbitals Program for Calculating Crystal Properties (Karlheinz Schwarz, Techn. Universitat Wien, Austria) МЕТОД ЯДЕРНОГО МАГНИТНОГО РЕЗОНАНСА ДЛЯ ОПРЕДЕЛЕНИЯ МАГНИТНОЙ СТРУКТУРЫ НА ПРИМЕРЕ МУЛЬТИФЕРРОИКА LiCu2 O Геращенко А.П.

Институт физики металлов УрО РАН, 620041, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: Gerashenko@imp.uran.ru В данном докладе, основное внимание уделено, возможности применения методов радиоспектроскопии для определения магнитной структуры вещества. На примере экс периментальных ЯМР и ЯКР данных мультиферроика LiCu2 O2 обсуждается характер расщепления спектров и их «расшифровка».

В 2007 году Парк и др. [1] сообщили об открытии ими ферроэлектричества в маг нитоупорядоченном состоянии LiCu2 O2, что позволило причислить этот оксид к клас су мультиферроиков. В настоящее время до сих пор остается открытым вопрос о типе магнитной структуры, реализуемой в LiCu2 O2. В недавних экспериментах по ЯМР [2-4] и рассеянию нейтронов [5, 6] было обнаружено, что при температуре Tc = 24 K LiCu2 O испытывает магнитный фазовый переход, при котором возникает несоизмеримая ге ликоидальная магнитная структура.

Cu (I = 3/2) ЯМР и ЯКР измерения были выполнены на монокристалле LiCu2 O 63, при температурах T = 290 К и T = 10 К, т.е. выше и ниже температуры перехода оксида в магнитное состояние. Спектры ЯМР двух изотопов меди 63,65 Cu, расположенных в немагнитных слоях Cu+(1), были записаны во внешнем магнитном поле H0 = 94 кЭ при двух различных ориентациях кристалла H0 ||c и H0 c.

Характер расщепления полученных спектров ЯМР при переходе в упорядоченное магнитное состояние является признаком реализации в веществе сложной геликои дальной структуры магнитных спиновых моментов. Компоненты тензора квадруполь ного взаимодействия 63,65 Q, ( = a, b, c) и магнитный сдвиг линий ЯМР 63,65 Cu опре делены из 63,65 Cu ЯКР и 63,65 Cu ЯМР спектров, записанных для различных ориентаций монокристалла во внешнем магнитном поле при температурах T Tc, c использова нием специальной компьютерной программы «Simul» для симуляции спектров ЯМР и ЯКР [7].

Полученные экспериментальные данные свидетельствуют в пользу реализации в мультиферроике LiCu2 O2 плоскостного геликса, предполагающего, что магнитные спи новые моменты всех ионов Cu2+ в цепочке лежат в одной плоскости, а нормаль к плос кости геликса направлена под углом t = 35(2)0 к оси кристалла c.

S. Park, Y. J. Choi, C. L. Zhang, and S-W. Cheong, Phys. Rev. Lett. 98, 057601, (2007).

1.

A.A. Gippius, et al., Phys. Rev. B 70, 020406, (2004).

2.

A.A. Gippius, et al., J. Magn. Magn. Mater. 300, e335, (2006).

3.

4. А.А. Гиппиус, А.С. Москвин, Е.Н. Морозова, К.С. Охотников, ЖЭТФ, 132, 99, (2007).

T. Masuda, A. Zheludev, A. Bush, M. Markina, A. Vasiliev, Phys.Rev. Lett. 92, 177201, (2004).

5.

6. Yu. Piskunov, et al., to be published in Phys. Rev. B.

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ И ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ НА ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ ГЕТЕРОНАНОСТРУКТУР С КВАНТОВЫМИ ТОЧКАМИ InAs/GaAs Гладышев Е.Е., Горшков А.П.

ННГУ им. Н.И. Лобачевского, 603950, Нижний Новгород E-mail: evgentii@mail.ru В настоящее время к гетеронаноструктурам с квантовыми точками (КТ) проявля ется значительный интерес из-за их уникальных свойств и перспектив применения в оптоэлектронике. Эмиссия носителей с уровней размерного квантования КТ в полу проводниковую матрицу существенно влияет на параметры электронных приборов, построенных на основе таких гетероструктур.

Объектом исследований в данной работе были структуры с КТ InAs в матрице GaAs, полученные методом газофазной эпитаксии из металлорганических соединений при атмосферном давлении. Структуры исследовались методами фотоэлектрической спек троскопии при комнатной и при пониженных температурах.

Фотоэдс и фототок на барьере Шоттки (БШ) и конденсаторная фотоэдс в струк турах с КТ возникают в результате эмиссии фотовозбужденных носителей с уровней размерного квантования в матрицу полупроводника [1]. Эмиссия электронов и дырок из КТ может проходить по трем механизмам: надбарьерный термический, туннель ный, термоактивированный туннельный через промежуточный уровень возбуждения.

При изменении температуры меняется вероятность термических компонент эмиссии, а при изменении напряженности электрического поля – вероятность туннельных ком понент. Эти изменения приводят к изменению величины фототока и фотоэдс от КТ.

При понижении температуры наблюдалось уменьшение фотоэдс от КТ. Особенно сильно фоточувстительность уменьшалась в области основного перехода КТ и заметно меньше в области переходов на уровни возбуждения. Это означает, что эмиссия фото возбужденных носителей из КТ происходит непосредственно с уровней возбуждения до релаксации в основное состояние. Следовательно, эмиссия с основного и первого возбужденного состояния происходит по термоактивированному механизму.

При подаче внешнего напряжения смещения на БШ изменяется величина напря женности электрического поля в окрестности слоя КТ. Таким образом, метод спектро скопии фототока в БШ позволяет исследовать влияние электрического поля на эмис сионные процессы. При достаточно низкой температуре термические механизмы не вносят существенного вклада в эмиссию. В таких условиях эмиссия происходит путем туннелирования носителей через треугольный барьер. Туннельная прозрачность это го барьера увеличивается при увеличении напряженности электрического поля, по этому увеличение напряженности электрического поля от 60 до 130 кВ/см при подаче обратного смещения на БШ приводит к частичному восстановлению фототока от КТ при низкой (77 К) температуре.

Работа выполнена при поддержке грантов РФФИ (грант 06-02-16159), Минобрнау ки РФ (проекты РНП.2.1.1.2741, РНП.2.2.2.3.16001) и программы «Фундаментальные исследования и высшее образование» (грант BF7M01).

1. Fry P.W., Finley J.J., Wilson L.R., Electric-field-dependent carrier capture and escape in self-assembled InAs/GaAs quantum dots. // Appl. Phys. Lett. 2000 Vol. 77. P. 4344.

ОСОБЕННОСТИ ОПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ НЕОДНОРОДНЫХ СПЛАВОВ Е.В.Зенков Уральский государственный технический университет УГТУ-УПИ, Екатеринбург, ул. Мира, E-mail: zenkov@dpt.ustu.ru В настоящей работе проводится анализ экспериментальных данных по электриче скому сопротивлению и низкочастотной оптической проводимости сплавов PdMn0.7 Fe0.3, Pd2 AuFe и GdCu. Все они являются системами с той или иной степенью неоднородно сти нано- или микро- размеров. Так, гетерофазный сплав PdMn0.7 Fe0.3 [1] состоит в ос новном из высокоомной (с величиной остаточного сопротивления 0 100µ · cm) антиферромагнитной (TN 815 K) матрицы типа PdMn, в которой распределены низ коомные (0 10µ · cm) области в виде ферромагнитно упорядоченных (TC 730 K) по типу PdFe пластин, имеющих средние поперечные размеры a 10µm.

Мы полагаем, что именно с этим обстоятельством, общим для всех трёх систем, должны быть связаны однотипные особенности их низкочастотной оптической про водимости, которая демонстрирует не обычное поведение 1/2, свойственное для металлоподобных сред, а максимум вблизи 0,1-0,2 эВ. Эти особенности, совместно с данными по концентрационной зависимости сопротивления (x) сплавов PdMnx Fe1x, могут быть достаточно правильно описаны с единых позиций на основе теории эф фективной среды.

Согласно проведённым расчётам, низкочастотный пик оптической проводимости (рис.) может быть интерпретирован, как резонанс поверхностных плазмонов (резо нанс Ми). Таким образом, в нашей модели он обусловлен микронеоднородной структу рой сплава и чувствителен к таким параметрам, как геометрическая форма межфазных границ. Необходимо отметить, что поверхностный слой, по которому контактируют две существенно различающиеся фазы, является источником фрустраций и должен об ладать специфическими свойствами, выступая в роли третьей (“поверхностной”) фа зы. Это может приводить к ухудшению проводящих свойств неоднородного сплава по сравнению с отдельными составляющими его фазами ввиду накопления низкопроводя щих межфазных границ, содержание которых максимально при промежуточных кон центрациях.

На рис. пунктиром показана концентрационная зависимость сопротивления ком позита, построенная при тех же модельных параметрах. Именно такое поведение со противления (x) сплава PdMnx Fe1x с необычным локальным максимумом при пере ходе от высокопроводящей фазы PdFe к низкопроводящей фазе PdMn наблюдается на эксперименте [2]. Оно также находит естественное объяснение в рамках предложен ной модели.

Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ-Урал 2007 07-02-96036.

1. Н.И. Коуров, Ю.В. Князев, Е.В. Зенков, А.С. Москвин. ФТТ, 45, 852 (2003).

2. Н.И. Коуров, М.А. Коротин, Н.В. Волкова. ФТТ, 44, 193 (2002).

МОДУЛЯЦИОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ТОНКИХ ПЛЕНОК ЭЛЕКТРОАКТИВНЫХ ПОЛИМЕРОВ Каримов И.Г., Жданов Э.Р.

Башкирский государственный педагогический университет E-mail: irikarimov@mail.ru За последние тридцать лет были созданы полимерные материалы с электропрово димостью, лишь ненамного уступающие электропроводности металлов. Их открытие стало настоящей сенсацией, поскольку могло повлечь за собой появление новых ти пов электронных и оптоэлектронных устройств и положило начало к исследованиям в области синтеза и изучения свойств подобных материалов.

В качестве примера материалов, обладающих такого рода свойствами, можно при вести полимеры класса полиариленфталидов. Они представляют собой широкозон ный материал, в запрещенной зоне которого в результате взаимодействия электриче ского заряда с полимерными молекулами может формироваться узкая зона электрон ных состояний вблизи уровня Ферми. Изменяя концентрацию и заселенность этих состояний можно управлять физическими свойствами материала. Настоящее время в тонких пленках полимеров обнаружен целый ряд непривычных электрофизических явлений. В частности, проводимость таких полимеров может изменяться обратимо на несколько порядков величины, в максимуме достигая значений характерных для хо роших металлических проводников. Менять состояние полимера можно посредством различных внешних воздействий, таких, например, как электрическое поле, одноос ное давление, электронное и оптическое излучение, изменение условий на поверхно сти и др.

Обычно для изучения зарядовой неустойчивости в пленках полимеров используют структуры двух типов: планарную и стопочную (сэндвич): Р - МДМ и S - МДМ. Каждая из этих двух структур обладает своими преимуществами.

Р-МДМ весьма удобен для наблюдения процесса формирования зарядовой неустой чивости, обнаружения и классификации структурных изменений пленке, с другой сто роны, пленка диэлектрика, находясь в открытом состоянии, подвержена воздействию окружающей атмосферы, которая часто принципиально влияет на электрофизические свойства полимера.

S-МДМ структуры также широко применяются для исследований. Они имеют пре имущество перед Р-МДМ в том, что не подвергается воздействию окружающей атмо сферы, с другой стороны представляется весьма затруднительным исследование изме нения структуры сформированного образца.

До сих пор все модельные представления о спектре базировались на результатах электрофизических измерений. Но для построения корректной модели переноса заря да необходимы оптические данные. Регистрация изменения оптических свойств в по лимерах при изменении их проводимости традиционными методами, например при помощи спектрофотометра невозможна по тому, что объемная доля полимера с изме ненной проводимостью слишком мала. В данной работе для регистрации относитель но малых изменений спектральных свойств были использованы модуляционные опти ческие методы.

Суть модуляционных принципов оптических измерений заключается в следующем.

На исследуемое вещество с определенной частотой оказывают воздействие: или обра зец помещают в переменное электрическое поле, или оказывают одноосное давление и т.д. Это воздействие может создавать периодическое изменение оптических свойств образца. В исследуемом полимере это изменение связано с появлением энергетиче ской подзоны вблизи уровня Ферми. Эту переменную составляющую легко отследить при помощи селективного усилителя.

1. Кардона М. Модуляционная спектроскопия. -М.:Мир, 1972. – 416 с.

МЕЖДУЗОННЫЕ ПЕРЕХОДЫ И ОПТИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ ОКСИАНИОННЫХ СОЛЕЙ ЛИТИЯ Корабельников Д.В.

Кемеровский государственный университет, 650043, Кемерово, ул.Красная, E-mail: dkorabelnikov@yandex.ru Оксианионные кристаллы обладают разнообразными физическими и физико - хи мическими свойствами, что определяет широкий круг их практического применения.

Оптические свойства оксианионных кристаллов изучены недостаточно, несмотря на то, что некоторые из них [1] являются перспективными нелинейными материалами.

В большинстве работ оптические спектры оксианионных кристаллов объясняются на основе рассчитанных энергий молекулярных орбиталей (МО) анионов. В данной ра боте структура оптических спектров анализируется с точки зрения междузонных пе реходов.

Для исследования электронной структуры LiNO3, LiClO4, Li2 SO4 использовался па кет CRYSTAL06 [2]. Расчёты проводились в рамках теории функционала плотности (DFT-LDA). Использовался базисный набор для кислорода O_8411G, азота N_621G, хлора Cl_86 311G, серы S_86 311G, лития Li_6 1G[3]. Мнимая часть диэлектри ческой проницаемости 2 (E) была получена суммированием междузонных оптических переходов электронов в приближении постоянного матричного элемента оператора импульса.

На рис.1 приведены плотности состояний N(E), фотоэлектронные спектры [4] и 2 (E) солей лития. Для удобства обозначений группы валентных зон нумеруются, начи ная с верхней 1, 2, а незанятых зон, начиная с нижней – c1, c2, c3. В LiNO3 максимум полосы энергетических переходов 2 c1 приходится на энергию 5.7 эВ с особенно стями при 6.4 и 6.8 эВ. Далее в спектре 2 (E) следует провал и небольшие особенности при 9.5, 10 эВ, которые связаны с переходами 1 c2. На эту же область приходятся переходы 2 c2, которые вместе с 1 c2 формируют максимум при 11.3 эВ.

В LiClO4 первая полоса с максимумом на 7.1 эВ отвечает переходам 1 c1. Вторая по лоса с максимумом при 9.1 эВ обусловлена переходами 1 c2, 2 c1. Максимум на 10.7 эВ третьей полосы обусловлен исключительно переходами 2 c2, а особенности при 10.1, 11.3 эВ также участием 2 c1, 1 c3. В спектре 2 (E) Li2 SO4 особенности при 7.6, 8.3, 8.7 эВ обусловлены переходами 1 c1. Максимум 2 (E) при 10.1 эВ фор мируют переходы 1 c2, а особенность на 10.7 эВ также 1 c3, 2 c1. Максимум при 12.1 эВ связан с 2 c2.

Рис. 1. Мнимая часть 2 (E), плотность состояний N(E) и фотоэлектронные спектры [4] 1. Bhat N.M., Dharmaprakash S.M., J.Cryst.Growth, 235, 511 (2002) 2. Dovesi R., Saunders V.R., et all., CRYSTAL06 User’s Manual, Torino (2006) 3. www.crystal.unito.it/Basis_Sets/ptable.html 4. Calabrese A., Hayes R.G., J.Electron. Spectr. and Related Phen., 6, 1 (1975) ВЛИЯНИЕ ИЗОТОПНОГО ЗАМЕЩЕНИЯ 16 O18 O НА СПИНОВУЮ ДИНАМИКУ В МАНГАНИТЕ (La0.25 Pr0.75 )0.7 Ca0.3 MnO Литвинова З.Н.1, Михалёв К.Н.1, Якубовский А.Ю.2, Кауль А.Р. Институт физики металлов УрО РАН, 620041, Екатеринбург, ул. Ковалевской, Российский научный центр «Курчатовский институт», 123182, Москва МГУ им. М.В.Ломоносова, 119992, Москва Ярким свидетельством возможного влияния динамики решетки на проводимость манганитов является изотоп-эффект, когда при замещении 16 O 18 O в ряде манга нитов в определенной области температур инициируется переход металл-изолятор.


Наибольший изотоп-эффект наблюдался в манганите (La0.25 Pr0.75 )0.7 Ca0.3 MnO3 [1]. Раз личные исследования данного соединения, позволили идентифицировать микроско пическое фазовое расслоение в упорядоченном состоянии и построить магнитную фа зовую диаграмму этого манганита [2,3].

В данной работе представлены результаты анализа спектров ЯМР 139 La и измерений скорости спин-спиновой релаксации в области температур 80 – 350 К во внешних маг нитных полях 5 и 9.4 Тл для образцов манганита (La0.25 Pr0.75 )0.7 Ca0.3 MnO3, обогащенных разными изотопами кислорода: 16 O (LPCM16 O) и 18 O (LPCM18 O).

Линии спектров ЯМР 139 La в LPCM16 O и LPCM18 O во внешнем поле 5 Тл представля ют собой неоднородно уширенные линии, где вклад квадрупольных эффектов первого порядка меньше распределения сверхтонких полей. Ширина линии спектров ЯМР в большем магнитном поле возрастает пропорционально величине поля, подтверждая магнитную природу уширения линии.

Поведение сдвига линии в зависимости от температуры совпадает в поле 5 Тл для обоих образцов. Однако сигнал ЯМР исчезает в LPCM18 O в этом поле в области темпе ратур ниже 180 К (область зарядового упорядочения). Для выяснения природы этого явления были измерены времена спин-спиновой релаксации 139 La. Оказалось, что для образца LPCM18 O скорость спин-спиновой релаксации резко возрастает в области за рядового упорядочения в поле 5 Тл, а для LPCM16 O уменьшается. При этом в области температур T 180 K значения скоростей релаксации ведут себя одинаково с точно стью до погрешности. При увеличении внешнего поля до 9.4 Тл разница в поведении скоростей релаксации также наблюдается, однако величина эффекта становится суще ственно меньше.

Анализ различных вкладов в выражение для скорости спин-спиновой релаксации в этом манганите позволил установить, что аномалия в поведении скорости релаксации для образца LPCM18 O связана со значительным ростом анизотропии флуктуирующих магнитных полей в области зарядового порядка.

Полученные результаты позволяют сделать следующие выводы.

1. Обнаружен статический изотоп-эффект в поведении сдвигов линии ЯМР в области температур 140 140 T 210 K в поле 9.4 Тл. Анализ температурной и полевой зави симости ширины линии ЯМР позволяет установить магнитную природу уширения.

2. Исчезновение сигнала ЯМР в LPCM18 O в 5 Тл связано с аномальным ростом скоро сти спин-спиновой релаксации. При увеличении внешнего магнитного поля до 9. Тл величина изотоп-эффекта уменьшается, сам изотоп-эффект смещается в область более высоких температур.

3. Резкое отличие в поведении скорости спин-спиновой релаксации в LPCM18 O и LPCM16 O связано с анизотропией флуктуирующих полей на ядрах лантана, возни кающей во внешнем магнитном поле.

Работа поддержана РФФИ, проект 06-02-17386.

1. Babushkina A., Belova L. et al, Nature, 391, 159 (1998) 2. Gerashenko A., Furukawa Y., Kumagai K. et al, Phys.Rev.B, 67, 4410 (2003) 3. Yakubovskii A., Kumagai K., Furukawa Y., Phys.Rev.B, 62, 5337 (2000) ПРИМЕНЕНИЕ РЕНТГЕНОВСКОЙ ФОТОЭЛЕКТРОННОЙ СПЕКТРОСКОПИИ ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ СЛОИСТЫХ МАТЕРИАЛОВ Меренцов А.И.1, Ярмошенко Ю.М. Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: Alexander.Merentsov@usu.ru, yarmoshenko@ifmlrs.uran.ru Рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия (РФЭС) представляет собой мощ ный метод исследования конденсированных материалов. С использованием РФЭС мож но исследовать электронную структуру материалов, определять валентное состояние образующих соединение атомов, а также различать их химическое окружение.

В настоящей работе возможности метода РФЭС демонстрируются путём сравнения диселенида титана легированного хромом – материала, в котором хром интеркалиро ван (т.е. занимает межслоевую позицию) - и материала в котором хром замещает титан решётки-матрицы – Crx Ti1 xX2, где X = Se, S. Интерес к данным соединениям обу словлен тем, что состояния хрома в них могут быть спиново поляризованными [1], причём степень поляризации может быть велика из-за того, что хром попадает не в межслоевой промежуток (как в случае с интеркалацией), а занимает позиции титана [2]. Методика РФЭС позволяет нам различить атомы хрома, находящиеся в межслое вом промежутке и замещающие титан.

Эксперименты по РФЭС проводились в университете города Оснабрюк (Германия) на спектрометре Perkin-Elmer PHI 5600 с использованием монохроматического излу чения AlK (h = 1486.6 eV), при комнатной температуре. Разрешение спектрометра составляет 1,5 % от проходной энергии анализатора. Съёмка производилась на моно кристаллических образцах (кристаллы представляют собой тонкие пластинки с пла нарными размерами порядка 2 2mm2 ) с предварительной очисткой поверхности in situ, остаточное давление внутри спектрометра составляет порядка 109 mbar. Спектры калибровались по линии золота Au 4 f7/2 (EB = 84 eV).

Обнаружено, что в соединениях Crx Ti1 xSe2 энергия связи хрома на 0.4 eV больше по сравнению с энергией связи хрома в интеркалатном соединении [1], что говорит об изменении химического окружения хрома. Тем не менее, расщепление линии Cr 2p3/ на величину порядка 1 eV, характерное для интеркалатного соединения и объясняемое внутриатомным 2p 3d обменом, сохраняется. При высокой концентрации хрома (Cr0.83 Ti0.26Se2 ) часть его занимает позиции в межслоевых промежутках, что видно из анализа спектральной линии Cr 2p3/2. Это согласуется с ранее полученными данными по кристаллической структуре [2]. Помимо этого видно, что в этом образце присут ствуют атомы селена двух типов. Один, как представляется, координирует интеркали рованный хром, другой — замещённый. Из анализа интегральных интенсивностей по казано, что в образце Cr0.83 Ti0.26Se2 образуются включения CrSe2, которые начинают играть основную роль в формировании структуры соединения.

1. Titov A.N., Kuranov A.V., Pleschev V.G., Yarmoshenko Yu.M., Yablonskikh M.V., Postnikov A.V., Plogmann S., Neumann M., Ezhov A.V., Kurmaev E.Z., Phys.Rev.B, 63, 035106 (2001) 2. Титов А.Н., Меренцов А.И., Неверов В.Н., ФТТ, 48,1390 (2006) ЯДЕРНЫЙ МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС В МАНГАНИТАХ Михалев К.Н.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: mikhalev@imp.uran.ru Манганиты интенсивно исследуются в последнее время не только благодаря эф фекту колоссального магнетосопротивления (КМС), который делает их перспектив ными материалами для применения в технике. Эти уникальные соединения являются модельными сильно-коррелированными системами, где аномальная взаимосвязь заря довых, спиновых, орбитальных и решеточных степеней свободы определяет широкий спектр физических свойств [1].

Накопленный за последние годы огромный экспериментальный и теоретический материал в области исследования манганитов свидетельствует о необходимости при менения локальных экспериментальных методик, позволяющих анализировать на мик роскопическом уровне, с одной стороны - спиновое и зарядовое распределение в бли жайшем окружении различных ионов, формирующих кристаллическую решетку этих соединений, с другой — низкочастотную спиновую динамику, анализируемую избира тельно на каждом атоме, входящем в состав соединения. Одна из экспериментальных методик, которая позволяет получать такую информацию– это ядерный магнитный ре зонанс (ЯМР).

В предлагаемом докладе дается обзор последних работ по ЯМР в манганитах, вклю чая оригинальные результаты, полученные в ИФМ УрО РАН. В докладе будут затрону ты следующие темы:

1. Микроскопическое фазовое расслоение в манганитах по данным ЯМР 55 Mn в ло кальном поле в системах La1x Srx MnOx, La1x MnO3 [2].

2. Зарядовое распределение в LaMnO3, влияние орбитального упорядочения и недо статки расчета в модели точечных зарядов (ЯМР 139 La) [3].

3. Особенности фазовой диаграммы в манганитах с половинным допированием по данным ЯМР 17 O [4].

4. Огромный динамический изотоп-эффект в системе (La0.25 Pr0.75 )0.7 Ca0.3 MnO3 при изо топном замещении 16 O 18 O по данным ЯМР 139 La[5].

Отдельные экспериментальные результаты, упомянутые в докладе получены при финансовой поддержке РФФИ, проект 06-02-17386.

1. Dagotto E., Hotta T.,Moreo A., Phys.Rep., 344, 1 (2001) 2. Mikhalev K.N, Fogel. I., Lekomtsev C.A., Gerashenko A.P., Yakubovskii A.Yu., Kaul’ A.R., J. of Magnetism and Mag. Mat., 258-259, 268 (2003).

3. Михалев К. Н., Лекомцев С. А., Геращенко А. П., Сериков В. В., Фогель И.А., Кауль А.Р. ФММ, т.93, с.1, 2002.

4. Trokiner A., Verkhovskii S., Yakubovskii A., Kumagai K., Monod P., Mikhalev K., Buzlukov A.,. Furukawa Yu, Hur N., Cheng S.-W., Phys.Rev.B, 77, 134436 (2008).

5. Михалев К. Н., Литвинов И. Е., Нигаматьянова З. Н., Якубовский А. Ю., Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Кумагаи К., Фурукава Ю.. Известия РАН, серия физическая, 71, 626 (2007).

ПРИМЕНЕНИЕ МАГНИТНО-РЕЗОНАНСНОЙ ТОМОГРАФИИ ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ПРОЦЕССА ЗОЛЬ-ГЕЛЬ ПЕРЕХОДА Морозов Е.В.1, Шабанова О.В.2, Фалалеев О.В.2,3, Павлов В.Ф Сибирский федеральный университет, 660041, Красноярск, пр. Свободный, Специальное конструкторско-технологическое бюро «Наука» КНЦ СО РАН, 660049, Красноярск, пр. Мира, Институт физики им. Л.В.Киренского СО РАН, 660036, Красноярск, Академгородок, E-mail: morozov_sfu@mail.ru К конденсированным обычно относят жидкое и твердое состояния вещества. Но наибольший интерес вызывают процессы фазовых переходов из одного состояния в другое, а также межфазные состояния системы. Такие системы как коллоиды и гели интенсивно изучаются и находят все большее применение (золь-гель технология по лучения наноматериалов и др.). Поэтому большое значение имеет выбор метода ис следования процессов, происходящих при золь-гель переходе. Уникальным методом является магнитно-резонансная томография, позволяющая исследовать внутреннюю структуру оптически непрозрачных объектов in vivo (неразрушающий контроль образ ца). Поэтому наибольшее развитие этот метод получил в медицине, но в последние годы наблюдается активное внедрение этого метода в материаловедение и физико химические исследования [1].


Практическая реализация МРТ эксперимента основана на регистрации эволюции сигнала ядерного магнитного резонанса (в форме сигналов спада свободной индукции ЯМР или сигналов эхо) при наличии линейных градиентов постоянного магнитного поля. Интенсивность каждого пикселя на МРТ изображении пропорциональна сигна лу ЯМР ядер, содержащихся в соответствующем элементе объема.

Для исследования были выбраны золи кремнезема в воде, полученные различными способами, и их гелеобразование. В таблице приведены способы получения золей и соответствующие золям времена спин-решеточной (T1 ) и спин-спиновой (T2 ) релакса ции.

T1, мс T2, мс Способ получения 900 ± 50 600 ± Гидролиз тетраэтоксисиланав присутствии HCl Кислотное выщелачивание кремнезема из природного -волластонита 510 ± 30 140 ± ~ 10 2.0 ± 0. Кислотное выщелачивание кремнезема из аморфного волластонита Кислотное выщелачивание кремнезема из аморфного волластонита, с 10 0.6 ± 0. добавлением парамагнитных примесей С ростом доли растворенного кремнезема резко уменьшаются T1 и T2, а также вре мя гелеобразования. Это приводит к параметрам ЯМР (T1,T2 ), соответствующим ди намике протонов в твердом теле, при этом золь сохраняет свойства жидкости. В то же время при полном переходе таких золей в гель не наблюдается ожидаемых изме нений времен релаксации. МРТ визуализация золь-гель перехода выявила системы с определенным диапазоном изменения содержания кремнезема и парамагнитных при месей, в которых гелеобразование осуществляется фронтами сложной конфигурации (в виде стержней, пронизывающих весь объем в вертикальном направлении). За пре делами такого диапазона гелеобразование проходит в соответствии с классическими представлениями (равномерным фронтом).

В последние годы интенсивно обсуждаются серьезные проблемы, с которыми столк нулись в ЯМР при измерении времен релаксации [2] и которые также рассматривают ся в сообщении. В частности, в работе обсуждается новый пример непрерывного рас пределения релаксационных времен, которое приводит к «моноэкспоненциальной»

релаксационной кривой.

1. Коптюг И.В., Сагдеев Р.З. Успехи химии, 71 (7), 672-699 (2002) 2. Borgia G.C., Brown R.J., Fantazzini P. Journal of Magnetic Resonance, 147, 273-285 (2000) ЭПР ИОНОВ Cr3+ [Cr(NH3 )5 Cl][PdCl4 ], [Cr(NH3 )5 Cl][PtCl4 ] И [Cr(NH3 )5 Cl][PdCl4 ] H2 O – ПРЕКУРСОРОВ НАНОРАЗМЕРНЫХ БИМЕТАЛЛИЧЕСКИХ КАТАЛИЗАТОРОВ Надолинный В.А.1, Небогатикова Н.А.1,2, Плюснин Е.П. Институт неорганической химии им. А. В. Николаева СО РАН, 630090, г. Новосибирск, проспект академика Лаврентьева, Новосибирский государственный университет, 630090, г. Новосибирск, ул. Пирогова, E-mail: nadonebo@mail.ru В данной работе проведены исследования методом ЭПР биметаллических солей палладия и платины [Cr(NH3 )5 Cl][PdCl4 ], [Cr(NH3 )5 Cl][PtCl4 ] и [Cr(NH3 )5 Cl][PdCl4 ] H2 O, содержащих в катионной части ионы Cr3+. Известно, что соединения ряда [M(NH3 )5 Cl][PdCl4 ] и [M(NH3 )5 Cl][PtCl4 ], где M = Cr, Co, Rh, Ru изоструктурны и явля ются прекурсорами для получения наноразмерных биметаллических катализаторов.

Вместе с тем в отличие от солей палладия соли платины не обнаруживают соединений с включением кристаллической воды. Используя в качестве парамагнитного зонда ио ны Cr3+ мы попытались проанализировать особенности структуры для бинарной водо содержащей соли палладия и безводных солей платины и палладия.

Спектры ЭПР снимались на модифицированном спектрометре Е-109 фирмы Varian в Q –диапазоне при 300 К.

Исследуемые соли являются магнитоконцентрированными, поэтому спектры ЭПР неразбавленных образцов представляют собой одиночные обменные линии. В каче стве диамагнитного разбавителя использовались соли родия: для работы были исполь зованы образцы, представляющие собой твердые растворы солей [Cr(NH3 )5 Cl][PtCl4 ], [Cr(NH3 )5 Cl][PdCl4 ], [Rh(NH3 )5 Cl][PtCl4 ] и [Rh(NH3 )5 Cl][PdCl4 ]. Соли родия и хрома име ют одинаковую симметрию и параметры решетки и образуют непрерывный ряд соста ва от 100% Cr до 100% Rh. В качестве объектов исследования использовались образцы, содержащие в катионной части 5 % Cr и 95% Rh.

Проведенные исследования методом ЭПР показали, что ионы Cr3+ в водной соли палладия имеют S = 3/2, спектр ЭПР описывается спиновым гамильтонианом с пара метрами g(x) = 1.984, g(y) = 1.984, g(z) = 1.984, D = 1060 Гаусс, E = 260 Гаусс.

Для безводных солей Pt и Pd Ионы Cr3+ имеют близкие параметры спин - гамильто ниана. Для Pt: S = 3/2, g(x) = 1.990, g(y) = 1.990, g(z) = 2.032, D = 1660 Гаусс, E = Гаусс, для Pd: S = 3/2, g(x) = 1.991, g(y) = 1.991, g(z) = 1.993, D = 1660 Гаусс, E = 267 Гаусс.

Небольшие отличия параметров для ионов Cr в соли Pd, по-видимому, обусловлены на личием в структуре компонент газовой фазы, в которой проводился отжиг водных со лей палладия.

РЕНТГЕНОВСКИЕ Si L2,3 -ЭМИСИОННЫЕ СПЕКТРЫ НИЗКОРАЗМЕРНОЙ ГЕТЕРОСИСТЕМЫ S/SiO2 ПОСЛЕ ИМПЛАНТАЦИИ ИОНАМИ Si+ Панин Е.А., Зацепин Д.А., Курмаев Э.З., Шамин С.Н.

Институт физики металлов УрО РАН, 620041, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: d_zatsepin@ifmlrs.uran.ru Ионная имплантация (ИИ) является эффективным методов модификации струк туры и свойств твердых тел, поскольку позволяет получать новые композиционные материалы (композиты) различных химических соединений. Такие композиты пред ставляют большой практический интерес, например, для создания нелинейных опти ческих и комбинированных оптоэлектронных устройств. Особенностью ИИ являет ся статистически неоднородная глубина проникновения внедряемых ионов в матери ал, и, как следствие, различия в концентрации примесных атомов от слоя к слою в приповерхностной области образца. Поэтому для понимания процессов радиационно стимулированных изменений кристаллической и электронной структуры материала необходимо определение как профиля распределения имплантируемых ионов по глу бине, так и определение изменений их химического состояния после акта импланта ции. Последнее особенно важно, поскольку внедряемые в материал-мишень наноча стицы как правило обладают высокой пирофорностью и могут легко окисляться.

В работе представлены результаты исследования гетероструктур Si/SiO2, подверг нутых имплантации ионами Si+, методом рентгеновской эмиссионной спектроскопии.

В качестве объектов исследования использовались пластины кристаллического крем ния с аморфными пленками SiO2 (толщина пленок 20 nm и 500 nm), облученных в ста ционарном сканирующем режиме ионами Si+ с энергией 12 и 150 keV, соответственно.

При этом доза облучения составляла 1 1016 см2 и 5 1016 см2. Температура образ цов в процессе имплантации не превышала 400 К. После облучения образцы подвер гались термическому отжигу при 900 0 C в течении 1 h. Рентгеновские эмиссионные Si L2,3 -спектры (валентный переход Si 3d3s 2p3/2,1/2 ) имплантированных образцов и эталонов измерены с помощью ультрамягкого рентгеноэмиссионного спектромет ра «СПЕКТРОЗОНД» с высоким пространственным (4 µm) и энергетическим ( E=0. eV) разрешением. При измерении рентгеновских спектров использовались значения ускоряющего напряжения U от 2 до 6 keV с шагом 2 keV.

Анализ структуры спектра, полученного при U = 2 keV, показал, что обнаруженные изменения указывают на формировании смеси фаз Si – SiO2 на глубине 100 nm от поверхности образца. В пользу такого предположения свидетельствует одновремен ное присутствие спектральных особенностей характерных как для оксидных соедине ний кремния, так и для полупроводникового Si. Установлено, что наночастицы Si, вве денные в образец-мишень вследствие ионной имплантации, образуют упорядоченную структуру в объеме образца. Формирование высокоупорядоченной фазы кремниевых наночастиц может быть связано еще и с рекристаллизацией образца вследствие так на зываемого эффекта больших доз (ЭБД), который имеет место при имплантации крем ниевых материалов дозами 1016 1017 ионов/см2. При этом данные, указывающие на высокую пирофорность наночастиц кремния обнаружены не были.

Таким образом показано, что при данной энергетике и дозах имплантации, суще ственные изменения структуры материалов–мишеней происходят лишь в образцах с 20 nm-пленкой SiO2. Обнаруженные изменения интерпретированы как формирование фазы наночастиц Si на глубинах до 100 nm от поверхности, которая обладает высокой степенью упорядочения вследствие ЭБД.

КОРОТКОЖИВУЩИЕ РАДИАЦИОННО-ИНДУЦИРОВАННЫЕ ДЕФЕКТЫ И РАДИАЦИОННО-ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ БОРАТОВ ЛИТИЯ Порывай Н.Е.1, Огородников И.Н.1, Толмачев А.В.2, Явецкий Р.П.2, Яковлев В.Ю. Уральский государственный технический университет – УПИ, Екатеринбург, Россия Институт монокристаллов НАН Украины, Харьков, Украина Томский политехнический университет, Томск, Россия E-mail: poryvay@gmail.com Кристаллы боратов лития LGBO (Li6 Gd(BO3 )3 ), LBO (LiB3 O5 ) и LTB (Li2 B4 O7 ) пред ставляют интерес, прежде всего, как потенциальный оптический материал для реги страции нейтронов сцинтилляционным методом [1,2]. Наличие подрешетки подвиж ных слабосвязанных катионов лития обусловливает возможность создания френкелев ских пар дефектов при сравнительно слабых радиационных воздействиях. В данной работе проведено исследование процессов создания и эволюции короткоживущих ра диационно - индуцированных дефектов катионной подрешетки кристаллов LGBO (Li6 Gd(BO3 )3 ), LBO (LiB3 O5 ) и LTB (Li2 B4 O7 ) с использованием методов люминесентной и оптической спектроскопии с временным разрешением, методов рентгенолюминес ценции и термостимулированной люминесенции.

Во всех исследованных кристаллах боратов лития при воздействии электронным пучком наносекундной длительности обнаружено короткоживущее оптическое погло щение (КОП). Время затухания этого поглощения на несколько порядков превышает длительность возбуждающего электронного пучка. При 290 К время полного восста новления оптической прозрачности кристалла достигает 10 с. Широкий неэлементар ный спектр КОП расположен в области оптической прозрачности кристалла. Анализ комплекса полученных данных по время-разрешенным спектрам КОП, кинетике зату хания КОП и их температурным зависимостям позволил связать механизм короткожи вущего оптического поглощения кристаллов боратов лития с фотоиндуцированным переносом дырки между 2p- состояниями соседних анионов, окружающих вакансию лития. В рамках теории поляронов малого радиуса это трактуется как межполярное по глощение. Профиль спектра оптического поглощения при этом в значительной мере определяется распределением плотности энергетических состояний валентной зоны.

При 290 К дырка совершает термоактивационную и, возможно, частично туннельную миграцию между анионами, окружающими вакансию.

В рамках развиваемых представлений кинетика затухания наблюдаемого коротко живущего поглощения КОП контролируется, главным образом, туннельным перено сом электрона между собственными дефектами решетки – электронным Li0 - и дыроч ным O - центрами. Для кристаллов с подрешеткой подвижных катионов лития по добный механизм радиационно-индуцированного дефектообразования представляет ся достаточно универсальным.

1. Eijk van C.W.E. //Radiat. Measurements. 2004. Vol. 38. P. 2. Огородников И.Н., Пустоваров В.А., Толмачев А.В., Явецкий Р.П. //ФТТ 2008. Т.50, вып. 9. С.1620-1622.

РЕНТГЕНО- И ТРМОСТИМУЛИРОВАННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ЧИСТЫХ И ЛЕГИРОВАННЫХ Ce И Eu КРИСТАЛЛОВ БОРАТА ЛИТИЯ Порывай Н.Е., Огородников И.Н.

Уральский государственный технический университет – УПИ, Екатеринбург, Россия E-mail: poryvay@gmail.com Кристаллы боратов лития LGBO (Li6 Gd(BO3 )3 ), LBO (LiB3 O5 ) и LTB (Li2 B4 O7 ) пред ставляют интерес, прежде всего, как потенциальный оптический материал для реги страции нейтронов сцинтилляционным методом. Наличие подрешетки подвижных сла босвязанных катионов лития обусловливает возможность создания френкелевских пар дефектов при сравнительно слабых радиационных воздействиях. В данной работе про ведено исследование процессов создания и эволюции радиационно-индуцированных дефектов катионной подрешетки как чистых кристаллов LBO, LTB и LGBO, так и ле гированных Ce и Eu, с использованием методов рентгенолюминесценции и термости мулированной люминесценции. Кристаллы боратов лития высокого оптического ка чества были выращены в Институте минералогии и петрографии СО РАН, г. Новоси бирск (LBO и LTB) [1] и Институте монокристаллов НАН Украины, г. Харьков (LGBO) [2].

Термостимулированная люминесценция кристалла LBO после рентгеновского об лучения представлена двумя основными (135 и 240 К) и двумя малоинтенсивными пи ками (184 и 325 К). Формальный анализ показал, что широкий пик ТСЛ в области 240 К, характеризуется завышенным порядком кинетики (3-4). Однако детальный ана лиз выявил, что пик является неэлементарным и состоит из двух пиков при 233 и 250 К.

Для кристаллов, легированных Ce и Eu, на кривых ТСЛ обнаружен дополнительный пик при 256 К. Характерно, что амплитуда малоинтенсивных пиков при 184 и 325 К в легированных кристаллах заметно возрастает. В спектре рентгенолюминесценсции как чистого LBO, так и легированного Ce, наблюдается широкая полоса в районе 350 нм, обусловленная излучательными переходами 4 f 5d 4 f (2 F7/2,2 F5/2 ) ионов Ce3+.

В спектре рентгенолюминесценции LTB также проявляется пик образованный пе реходами Ce. Температурная зависимость рентгенолюминесценции имеет максимум в районе 300 К, что говорит о большом выходе рентгенолюминесценции при этой тем пературе и позволяет определить термическую энергию активации центров, участву ющих в рекомбинационном процессе возбуждения ренгенолюминесценции. Кривые ТСЛ чистых и легированных кристаллов LTB имеют характерный для LBO неэлемен тарный пик в районе 240 К. Однако по интенсивности он сравним с двумя другими (при 212 К и 308 К) чего не наблюдается в LBO.

Спектр рентгенолюминесценции LGBO характеризуется узким высокоинтенсивным пиком в 312 нм переход (Gd3+6 P J 8 S7/2 ) и широким пиком в 430 нм (в случае кристал лов легированных Ce этот пик более интенсивен, чем в 312 нм). Кривая термостимули рованной люминесценции чистого LGBO содержит три основных пика: при 143, и 314 K, кроме основных, по всей видимости, имеется ряд мелких низкоинтенсивных пиков, которые проявляются в кристалле легированном Ce – пик при 176 К.

В работе обсуждаются механизмы термоактивационных рекомбинационных про цессов, обусловливающих широкополосную люминесценцию, и природа пиков ТСЛ в широкозонных кристаллах боратов лития, а также влияние примесей Ce и Eu.

1. Исаенко Л.И. дис. док.... техн. наук, Новосибирск, 1996, 78с.

2. R. Yavetskiy, M. Dubovik, A. Tolmachev and V. Tarasov, phys. stat. sol. 2, 1, 268-271 (2005) ОСОБЕННОСТИ ИССЛЕДОВАНИЯ ЛОКАЛЬНОГО АТОМНОГО СТРОЕНИЯ МУЛЬТИСЛОЙНЫХ НАНОГЕТЕРОСТРУКТУР МЕТОДОМ EXAFS-СПЕКТРОСКОПИИ Бабанов Ю.А., Саламатов Ю.А., Каменский И.Ю., Ряжкин А.В.

Институт физики металлов УрО РАН, 620041, г. Екатеринбург, ул. Софьи Ковалевской, E-mail: salamatov@imp.uran.ru Многослойные наногетероструктуры представляют собой плёнки из чередующих ся слоёв различных металлов. Особый интерес к этим материалам возник после об наружения у них уникальных электрических и магнитных свойств, например, эффек та гигантского магнитосопротивления [1], имеющего большое практическое значе ние. Для эффективного использования этих свойств и управления ими необходимо знать, как они связаны с атомной структурой плёнок, причём наиболее важно локаль ное атомное строение. Мощным методом изучения локального атомного строения яв ляется EXAFS-спектроскопия, и в данной работе рассматривается её применение для исследования многослойных плёнок.

В качестве примера приводятся результаты экспериментального исследования мно гослойной наногетероструктуры [5(Fe82 Ni18 )/6V]25. Образец был приготовлен методом магнетронного распыления в университете Уппсала, Швеция. Спектры поглощения снимались в Европейском синхротронном центре ESRF (Гренобль, Франция). Спек тры плёнок можно снимать лишь по флуоресцентной методике из-за наличия доста точно толстой ( 0,1 мм) подложки. При этом возникает эффект самопоглощения в образце;

т.к. он не учитывался, определялись лишь парциальные межатомные рассто яния.

Сложность данной задачи заключена в том, что эти расстояния различаются незна чительно, но достаточно, чтобы кристаллическая решётка была искажена. К тому же, компоненты исследуемой плёнки расположены достаточно близко друг к другу в пери одической таблице, имеют сходное электронное строение и сходные характеристики рассеяния. Для решения задачи был применён метод регуляризации по Тихонову [2] и алгоритм с полным обратным оператором [3]. Результаты по определению парци альных межатомных расстояний (в ) приведены в таблице;

в скобках указана погреш A ность, оцененная по модельным расчётам:

FeFe FeNi FeV Край Fe 2,5086 ( ± 0,0043) 2,5014 ( ± 0,0021) 2,5486 ( ± 0,0054) NiFe NiNi NiV Край Ni 2,4946 ( ± 0,0045) 2,4883 ( ± 0,0021) 2,5407 ( ± 0,0061) VFe VNi VV Край V 2,5249 ( ± 0,0013) 2,5179 ( ± 0,0060) 2,5702 ( ± 0,0077) Вывод: Показано, что EXAFS-спектроскопия является высокочувствительным ме тодом, который можно применять для диагностики многослойных наногетерострук тур. Если использовать регуляризацию по Тихонову и алгоритм с полным обратным оператором, то возможно получение парциальных межатомных расстояний с погреш ностью менее 0,01.

A Работа выполнена при частичном финансировании РФФИ (грант 07-02-01289, грант 08-02-99083-р_офи).

1. Baibich M.N., Broto J.M., Fert A., Nguen Van Dau F., and Petroff F. // Phys. Rev. Lett.. V. 61. 21. P.2472 2475, (1988) 2. Тихонов А.Н., Арсенин В.Я. Методы решения некорректных задач. М.: Наука. Главная редакция физико-математической литературы. Изд. 2-е. (1979) 3. Каменский И.Ю., Кунике М., Райх Т., Функе Х., Бабанов Ю.А. // Поверхность. Рентгеновские, син 11, с. 95-97, (2003).

хротронные и нейтронные исследования, ПОЛУЧЕНИЯ НОРМАЛЬНОЙ И ИНВЕРСНОЙ МОД PDLC Сипрова С.В.1, Машин А.И.1, Кидикимо Дж.2, Де Фильпо Дж.2, Коробков А.В. Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, 603000, Нижний Новгород, пр.Гагарина, Department of Chemistry, University of Calabria, P. Bucci-15c, 87036 Rende (CS), ITALY E-mail: vikssi@yandex.ru Одним из перспективных направлений развития современной оптоэлектроники является создание композитных материалов, объединяющих электрооптические свой ства жидких кристаллов и механические свойства полимеров. Среди них набольший интерес вызывают диспергированные полимером жидкие кристаллы (PDLC), в связи с широкими возможностями их практического применения в LCD мониторах и теле визионных проекционных системах [1], в автомобильной промышленности (стекла с регулируемым анти-ослепляющим эффектом) и других электрооптических приборах.

Данный материал, представляет собой полимерную пленку с капсулированными в ней каплями жидкого кристалла, сочетая полезные качества, присущие как полимерам, так и жидким кристаллам. Он характеризуется простой и не дорогой технологией изготов ления, гибкостью, надежностью в эксплуатации, высоким быстродействием и чувстви тельностью к внешним воздействиям, в особенности, к электрическому полю.

Пленки PDLC имеют вариации рассеивающей моды: в выключенном состоянии плен ка рассеивает свет, во включенном (при подаче напряжения) пленка прозрачна - нор мальная мода;



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 7 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

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.