Тверской Государственный Университет

Свойства нанокластеров и нанокластерных систем металлических соединений.

Подготовила студентка 1курса магистратуры

физико-технического факультета

Грамотеева Ирина Евгеньевна

Тверь 2013

Содержание:

Магнитные свойства.

Намагниченность и квантовое магнитное туннелирование.

Эффекты гигантского магнетосопротивления.

Магнитные фазовые переходы.

Заключение.

Магнитные свойства

На магнитные свойства нанокластерных систем влияют как размерные эффекты, так и межкластерные взаимодействия и кластерная организация. К числу наиболее известных и изученных явлений относится суперпарамагнетизм — изменение направления магнитного момента кластера как целого за счет тепловых флуктуаций без потери магнитного упорядочения. Образование магнитных доменов в кластерных системах зависит как от индивидуальных свойств кластеров (магнитной анизотропии), так и от межкластерных взаимодействий. Поэтому процессы намагничивания в таких системах сильно зависит от дефектности структуры кластеров и от межфазных границ.

Представляют также интерес эффекты магнитного квантового туннелирования и гигантского магнетосопротивления. К новым эффектам следует отнести магнитные фазовые переходы первого рода в нанокластерах и нанокластерных системах, когда магнитное упорядочение и намагниченность исчезают скачком при повышении температуры или уменьшении размера кластера.

Суперпарамагнетизм. Явление суперпарамагнетизма состоит в возникновении измеримых тепловых флуктуаций магнитного момента кластера при уменьшении размера кластера до 1 — 10 нм. Время флуктуаций (г - 10— ⁹ 10—'º с) может быть рассчитано с использованием простейшего уравнения[1]:

Г= ехр

Наблюдение суперпарамагнетизма зависит от времени измерения (тq,p) магнитных характеристик — намагниченности и магнитной восприимчивости. Если г < т,р , то система будет характеризоваться как суперпарамагнитная. Если г > mq,q , то обнаружить суперпарамагнитное состояние не удается. В этой связи уникальным методом для исследования суперпарамагнетизма стала мёссбауэровская спектроскопия с характеристическим временем измерения rq,p = 10— ³ с ^{(время ларморовской прецессии спина p 7}Fe^{в магнитном} поле)[2]. Суперпарамагнитная релаксация магнитного момента вызывает уширение линий мёссбауэровского спектра и исчезновение магнитной сверхтонкой структуры. Мёссбауэровская спектроскопия позволяет оценивать времена релаксации в диапазоне 10_— ⁸ 10—'º с и раз меры кластеров в диапазоне от единиц до десятка нанометров.

Второй важной характеристикой наносистемы является константа магнитной анизотропии. Эта величина связана с магнитной структурой кластера и его формой. Кроме того, она характеризует состояние поверхности, дефекты и межкластерные взаимодействия. Обменное взаимодействие (Eq6 ) выстраивает магнитные моменты параллельно друг другу и ответственно за однородную намагниченность доменов, а дипольное взаимодействие (Е,) ориентирует антипараллельно векторы намагниченности соседних доменов, снижая тем самымEp .

При уменьшении размера кластера ниже некоторого критического размера разбиение кластера на домены становится энергетически невыгодным; в этом случае образуется система из однодоменных кластеров с однофазной намагниченностью. Переход ферромагнитного кластера из однодоменного состояния с однофазной намагниченностъю в многодоменное состояние приводит к изменению cyпepпapaмагнитных свойств.

Кластер, имеющий критический размер Kнаходится в состоянии однородного намагничивания, и его магнитный момент постоянен по всему объему ,zJ(r, В, ‹р) . Z (г — радиальная координата, b и ‹р — полярный и азимутальный углы)[3]. ПриK>K` состояние однородного намагничивания перестает быть наиболее энергетически выгодным и происходит перестройка Ј по всему объему частицы.

Где I– обменный интеграл

Величину потенциального барьера вычисляли по формуле

где U — функция. характеризующая отклонение магнитного момента кластера от состояния однородного намагничивания. Для наносистемы кубической симметрии.

Суперпарамагнитное поведение нанокластерной системы, построенной из кластеров Fe — Ni и Fe с размером ^{10 —25 им. Для разделения} кластеров и ослабления магнитного дипольного взаимодействия между ними исследовались кластеры с наполнителем, при содержании кластеров железа 10%.

Данные мёссбауэровской спектроскопии свидетельствуют об уменьшении времени суперпарамагнитной релаксации для кластеров с размером l l . 5 им по сравнению со временем релаксации для кластеров с размером 10.5 нм с последующим возрастанием г пропорционально ha, это соответствует началу отклонения от однородной намагниченности[4].

Намагниченность и квантовое магнитное туннелирование.

^{Состояние поверхности кластера, его форма и} межкластерное взаимодействие оказывают значительное влияние на кривые намагничивания наносистемы и коэрцитивную силу. Расчеты времени релаксации при переходе системы в состояние с однородной намагниченностью показывают увеличение энергии анизотропии и связанной с ней коэрцитивной силы с уменьшением размера кластера. Кривые магнитного гистерезиса нанокристаллических Ni и Со (рис.1)

Рис. 1

Cвидетельствуют о том, что коэрцитивная силаН в кластерных наносистемах, подвергавшихся пластической деформации, в несколько раз большеН массивных материалов[5]. Низкотемпературный отжиг приводит к уменьшениюHz при неизменном размере кластера за счет отжига дефектов, а высокотемпературный отжиг — к снижению //, и укрупнению кластеров. Таким образом, повышенная коэрцитивная сила нанокристаллических металлов и сплавов связана с напряжениями и дефектами на межкластерных границах и однодоменным состоянием кластеров.

Коллоидные кластеры Со с размерами 5.8 — 8.0 им были организованы в двумерную гексагональную решетку на графитовой подложке. Исследования суперпарамагнитных свойств этой системы показали сдвиг температуры блокования организованной структуры 63 К) сторону более высоких значений по сравнению с Гц для коллоидного раствора ( Г = 58 К)[6]. Увеличение t связано с увеличением энергетического барьера К. V за счет межкластерного взаимодействия. Найдено также уменьшение суммарной намагниченности насыщения у нанокристаллической системы доМ — 80 эме - г по сравнению с массивным кобальтом(М = 162 эме - г). Уменьшение величиныМ связано с наличием лигандного стабилизирующего слоя вокруг кластеров Со, который уменьшает суммарный магнитный момент кластера за счет исключения электронов атомов Со, находящихся на поверхности. Обращают на себя внимание различия в кривых намагничивания и петлях гистерезиса для коллоидного раствора кластеров и организованных наносистем (рис.2)

Рис2

Авторы работы предприняли попытку установить, имеет ли место квантовое туннелирование в больших кластерах, например в оксидигидроксидных кластерах железа, составляющих ядро белка ферритина. Явление cyпepпapaмагнетизма в таком сравнительно большом кластере (максимальный размер 6 нм) наблюдается обычно при температуpax выше 10 К (в зависимости от размера ядра ферритина). Тем не менее при низких температурах (5 и 12 К) на кривой гистерезиса при намагничивании этого кластера в поле Н —— 0 также наблюдается ступенька[7]. Очевидно, что для такой системы невозможно совпадение уровней при настройке их магнитным полем, а следовательно, и квантовое туннелирование. Однако в одной точке при дважды вырожденных уровнях туннелирование все же возможно. К тому же температура блокования такой системы зависит от внешнего магнитного поля нетривиальным образом. Она возрастает для малых полей, проходит через максимум и уменьшается для больших полей сН > 0.3 Тл. ВозрастаниеT пpни малых полях связывают с нарушением условия квантового туннелирования приН = 0, а уменьшение при больших полях с понижением активационного барьера для термических флуктуаций[8]. Необходимо отметить, что в этом опыте кривые M и H имели обычный вид, что свидетельствует об отсутствии квантового характера перехода.