Диссертация (1103577), страница 16

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 16)

1.Направление внешнего разворачивающего постоянного поля Ho лежит в плоскости образца.

2 Направление внешнего поля Ho лежит перпендикулярно плоскости образца.

Спектры ЭПР образца [Mo(12Å) Fe(14Å) Co(21Å)]*100 измерялись при температурах 110К и 300К в трех геометриях:

1.Направление внешнего поля Ho лежит в плоскости образца параллельно полю напыления.

2.Направление внешнего поля Ho лежит в плоскости образца перпендикулярно полю напыления.

3.Направление внешнего поля Ho лежит перпендикулярно плоскости образца.

Эта методика, в отличии от ФМР позволяет определять величины с большой точностью. Рассмотрим уравнение движения для магнитного момента частицы:

где (ЭПР)

И намагниченности

(ФМР), где

- дипольное поле, - поле анизотропии, -внешнее постоянное поле, -внешнее высокочастотное поле. Таким образом, в уравнении движения для намагниченности -неизвестный параметр, а в случае ЭПР -локальное поле, действующее на магнитный момент частицы совпадает с развертывающим полем и известно с большой точностью.

И звестно, что эффективный g-фактор определяется волновой функцией, описывающей поведение частицы с в веществе: и его величина зависит от состояния i-ой частицы. Анизотропия эффективного g-фактора, т.е. его зависимость от направления приложенного магнитного поля Ho обусловлена тем, что спин зачастую не является независимой величиной. Взаимодействия с окружением, например, наличие спин-орбитальной связи, может изменить реакцию на магнитное поле, т.к. изменения, происходящие в орбитальной волновой функции, отражаются также и на спиновые состояния.

В работе [¹¹⁴] теоретически показано, что -тензорная величина и имеет орбитальный и спиновый вклады в случае сильного спин-орбитального взаимодействия, при этом орбитальный вклад определяется состоянием d-орбиталей.

Н а рис. 4.4 и 4.5 представлены первые производные ЭПР-спектра МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100 до отжига и после отжига при направлении внешнего поля Ho параллельно и перпендикулярно плоскости образца, снятые при комнатной температуре. Соответствующие -факторы даны для различных резонансов. В спектре этого образца в исходном состоянии отмечается наличие 6 резонансов и большие величины (16.3, 11.4, 8.2, 7.64, 7.16, 6.34) при . Ho, лежащем в плоскости образца. В перпендикулярном направлении (рисунок 4.5 до отжига) также отмечается наличие 6 резонансов, только в больших полях >2000Э и соответствующие им величины =(1.7,1.3, 1.22, 1.15, 0.94, 0.86). Наличие шести резонансов связано, по-видимому с тем, что ионы Fe, Co и Мо могут находиться в различных спиновых состояниях в различных окружениях, отличающихся степенью ромбоэдричности E/D. Большие величины >8 свидетельствуют о том, что в образце существует большой вклад в намагниченность за счет орбитальных моментов ионов Fe, Co, Mo и значительная величина спин-орбитальных взаимодействий [¹¹⁵].

Как видно из рисунков 4.4 и 4.5 после отжига уменьшается степень анизотропии , а также повышается степень металличности и ЭПР спектр образца, становится похож на ФМР.

Н а рисунках 4.6, 4.7 представлены первые производные ЭПР-спектра МСР [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 измеренные при температурах 110К и 300К в трех геометриях. На кривых, измеренных при комнатной температуре при направлении отмечаются следующие резонансы: =(9.25; 8.38; 6.73; 4.8) (для Ho в плоскости образца II полю напыления), =(8.77; 7.69; 5.09; 4.78) (для Ho в плоскости образца _I_ полю напыления), =(3,39; 2,64; 2,02) (для Но перпендикулярно плоскости образца). На кривых, измеренных при температуре 110К отмечаются следующие резонансы: =(9.96; 8.6; 6.4) (для Ho в плоскости образца II полю напыления), =(9.74; 8.32; 6.9; 5.7) (для Ho в плоскости образца _I_ полю напыления). Обращает на себя внимание тот факт, что при Но _I_ плоскости образца при температуре 110К отсутствует сигнал ЭСР. Это может быть обусловлено тем, что в данном направлении при данной температуре спины находятся в таком состоянии, что величина поля недостаточна для того, чтобы наблюдать энергетические переходы. Таким образом, можно сделать вывод, что в температурном интервале 110-300К произошел переход с изменением спиновых состояний ионов.

Ф орма спектра ЭПР данного образца похожа на спектр металлических комплексных соединений, содержащих при степени ромбоэдричности E/D≈0.3, представленных в работе [¹¹⁶]. В этой работе наблюдались сигналы ЭПР, соответствующие =9.7 и 4.3. В работах [¹¹⁷][¹¹⁸][¹¹⁹][¹²⁰][¹²¹] теоретически и экспериментально исследовались ионы в высокоспиновом состоянии (S=5/2) в ромбических полях лигандов в различных материалах (стеклах, координационных соединениях, металлопротеинах). Наблюдались сигналы ЭПР, соответствующие различным значениям . В работе наблюдали значения достигающие 24, данные значения авторы относят к наличию точечнымх дефектов типа , где Х-лиганд.

В работах [¹²²],[¹²³], исследовали с помощью ЭПР различные комплексы в высокоспиновом состоянии в различных окружениях низкой симметрии. Они наблюдали следующие величины =5,7; 3,9; 2,16.

4.2 Температурные зависимости намагниченности МСР Fe/Co/Mo.

Д

Рис. 4.8 Температурная зависимость намагниченности ZFC-FC МСР [Mo(12Å)Co(21Å) Fe(12Å)]*100

ля того, чтобы уточнить спиновые и зарядовые состояния ионов переходных элементов Fe, Co и Мо в исследуемых образцах были проведены измерения температурной зависимости намагниченности и петель гистерезиса некоторых образцов МСР от температуры жидкого азота (77К) до комнатной (300К). Поскольку исследуемые образцы могут представлять собой комплексные образования переходных элементов Fe, Co и Мо с Kr, в них должно может наблюдаться явление кроссовера [¹²⁴]. На рис 4.8 представлена температурная зависимость намагниченности ZFC-FC (zero field cooling-field cooling) для образца [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(12Å)]*100. Сначала образец размагничивался переменным полем с уменьшающейся амплитудой, затем охлаждался до 70К, далее проводились измерения при увеличении температуры (ZFC) в поле 100Э, а затем проводились измерения при понижении температуры (FC). Такое температурное поведение свидетельствует о наличии антиферромагнитного взаимодействия между слоями, так как на кривых виден максимум намагниченности в районе 170К ,что может объяснять небольшую намагниченность насыщения для данного образца равную 1200Гс. Имеющийся температурный гистерезис по намагниченности может быть объяснен не полностью скомпенсированным антиферромагнетизмом, т. е. наличием ферримагнитных взаимодействий. Обращает на себя внимание ход кривых в температурном интервале от 77 до 120 К. Такая зависимость намагниченности от температуры по-видимому обусловлена наличием дальнодействующего диполь-дипольного взаимодействия между кластерными образованиями, которое проявляется в большей степени при низких температурах. На рис 4.9 представлены зависимости дифференциальной восприимчивости от поля при температурах 100К и 300К для данного образца. Из рисунков видно, что при температуре 100К наблюдаются два пика дифференциальной восприимчивости, обусловленные, возможно, квантовым туннелированием между различными спиновыми состояниями соединений [¹²⁵,¹²⁶,¹²⁷,¹²⁸]. Для образцов с более высокими значениями Is0 кривые зависимости намагниченности от температуры имеют несколько другой характер. На р ис 4.11 представлена зависимость намагниченности от температуры для образца

F e(10Å)Co(7.8Å)Mo(23Å)]*100, для которого Isо=1550Гс. Данная зависимость измерялась на предварительно размагниченном образце в поле 5Э. Из рисунка видно, что намагниченность неравномерно растет вплоть до 300К, отмечаются по крайней мере 4 области, где наблюдается неравномерность. Такое поведение может быть обусловлено переходом спинов ионов Fe или Со из низкоспинового (LS) состояния в высокоспиновое состояние (HS)[¹²⁹][¹³⁰]. На рис 4.12 представлена температурная зависимость намагниченности того же образца в поле 50Э. Она имеет совершенно другой характер. Такое изменение хода кривой намагниченности от температуры при различных полях измерений может также говорить о переходе ионов Fe и Co из одного спинового состояния в другое. Для данного образца петли гистерезиса даже при комнатной температуре имеют несколько ступенек, которые могут быть связаны с квантовым туннелированием между различными спиновыми состояниями кластерных образований. На рис 4.13 представлены петли гистерезиса образца [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(23Å)]*100, измеренные в различных температурах. Из рисунка видно, что при уменьшении температуры коэрцитивная сила увеличивается и изменяются поля, при которых происходят скачки намагниченности. Для более точного определения положения этих скачков по петлям гистерезиса были построены зависимости дифференциальной восприимчивости от поля (рис 4.14). Из рисунков видно, что кривые симметричны относительно нулевого поля и при у меньшении температуры поля скачков увеличиваются.

Характеристики

Список файлов диссертации