1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Неорганические материалы
  4. T. 59, № 11, 2023

Неорганические материалы, 2023, T. 59, № 11, стр. 1222-1233

Магнитные свойства твердого раствора Fe1 – xCoxCr2S4 в области, прилегающей к FeCr2S4

Г. Г. Шабунина 1, Е. В. Бушева 1, *, П. Н. Васильев 1, Н. Н. Ефимов 1, А. Д. Денищенко 1

1 Институт общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова Российской академии наук
119991 Москва, Ленинский пр., 31, Россия

* E-mail: busheva@igic.ras.ru

Поступила в редакцию 07.07.2023
После доработки 10.10.2023
Принята к публикации 11.10.2023

Полный текст (PDF)

Аннотация

В работе статическим и динамическим методами исследована магнитная восприимчивость твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4 в системе FeCr2S4–СоCr2S4 для составов, прилегающих к FeCr2S4. Магнитные измерения проводили в температурном интервале 5–300 K в постоянном (50 Э и 45 кЭ) и переменном магнитных полях при амплитуде НАС = 1 Э и частотах переменного поля ν = 100, 1000 и 10000 Гц. Определены температуры и природа магнитных превращений в системе. Показано, что температура ферримагнитного перехода (ТС) в Fe1 –xCoxCr2S4 увеличивается с увеличением концентрации кобальта. Для составов с x = 0–0.5 обнаружено существование спинового стекла, подтвержденное сдвигом максимумов на кривых температурной зависимости мнимой части динамической восприимчивости.

Ключевые слова: сульфохромит железа-кобальта, халькогенидные шпинели, магнитные свойства, ферримагнетик, спиновое стекло

ВВЕДЕНИЕ

В настоящей работе в качестве граничных соединений изучаемой системы твердых растворов взяты тетрасульфид дихрома-железа FeCr2S4 (ферримагнетик, ТС ≈ 170–185 K) и тетрасульфид дихрома-кобальта CoCr2S4 (ферримагнетик, ТС ≈ 223 K).

Повышенное внимание практиков к этим веществам обусловлено их уникальными свойствами: колоссальным магнитным сопротивлением, высокими магнитоэлектрическими и магнитоемкостными параметрами и др. [1–11].

По данным нейтронографии, в FeCr2S4 магнитные моменты ионов Fe2+ и Cr3+ при Т = 4.2 K равны 4.2 и 2.9 μВ [12] соответственно. Величина магнитного момента на молекулу FeCr2S4, полученная из измерений намагниченности, равна 1.6 μВ, что хорошо согласуется с расчетным моментом для простой коллинеарной ферримагнитной структуры [13–16]. Характер температурной зависимости обратной парамагнитной восприимчивости также указывает на ферримагнитный тип упорядочения в FeCr2S4. Закон Кюри–Вейса при этом выполняется с асимптотической температурой Кюри θр = –260 K. При понижении температуры ниже ≈60 K намагниченность σ FeCr2S4 уменьшается. Одновременно обнаруживаются явления необратимости, напоминающие спин-стекольное состояние [3].

Кроме того, в FeCr2S4 при T > 10 K существует динамический эффект Яна–Теллера [17, 18], который при дальнейшем понижении температуры переходит в статический. Предполагается, что упорядочение искажений локальной симметрии для ионов Fe2+ при этом носит антиферродисторсионный характер. Насыщение намагниченности для FeCr2S4 достигается лишь в больших полях (Н > 120 кЭ) или при низких температурах (Т = 4.2 и 20 K) из-за роста кристаллографической анизотропии при низких температурах [19]. Однако вплоть до температуры жидкого гелия в FeCr2S4 не обнаружен переход от кубической к тетрагональной симметрии.

Крайние составы исследуемых твердых растворов Fe1 –xCoxCr2S4 – ферримагнитные тиохромиты CoCr2S4 и FeCr2S4 – имеют структуру нормальной шпинели [20–22].

CoCr2S4 характеризуется гигантскими эффектами Керра и фарадеевского вращения в ближнем ИК-диапазоне [23, 24]. Пики вращения магнетика при Т = 80 K равны F ≈ 106 град/см и по величине сравнимы с фарадеевским вращением для оксида европия EuO. Это говорит о перспективности использования CoCr2S4 в качестве ИК-модулятора или среды для магнитооптической записи информации.

Высокая точка Кюри в CoCr2S4 (ТС = 220–235 K) объясняется наличием сильного A–S–B-сверхобменного взаимодействия, равного ~17 K. Парамагнитная восприимчивость вещества следует закону Нееля с большим отрицательным значением константы Кюри–Вейса θр = –390–480 K [15].

В отличие от FeCr2S4, методы мессбауэровской и рентгеновской спектроскопии в СоCr2S4 не обнаруживают никаких искажений решетки вплоть до 4.2 К [17, 25]. Изучение магнитокристаллической анизотропии для монокристаллов СоCr2S4 выявило наличие только кубической магнитной анизотропии с константой ${{K}_{v}},$ равной 3.45 × 105 эрг/см3 при Т = 77 K [26].

Ранее [27–29] были изучены кристаллографические, магнитные и электрические свойства, а также мессбауэровская спектроскопия Fe1 –xCoxCr2S4. Показано, что в системе СоCr2S4–FeCr2S4 образуется непрерывный ряд твердых растворов, проявляющих ферримагнитные свойства с ТC, убывающей по мере увеличения концентрации введенного железа.

Однако исследование магнитных свойств твердых растворов Fe1 –xCoxCr2S4, выполненное в [28] в рамках статического метода, показало, что переход, отвечающий, как предполагается, за состояние возвратного спинового стекла при пониженных температурах, имеет место лишь в ограниченном интервале концентраций 0 < x < 0.5 и не наблюдается в области, прилегающей к составу CoCr2S4. Помимо этого, ранее не было проведено исследование динамических свойств твердых растворов, что позволило бы подтвердить вероятное существование спинового стекла в исследуемой температурной и концентрационной области их существования.

Интерес к системе CoCr2S4–FeCr2S4 связан с особенностями и своеобразием исходных компонентов. С целью уточнения роли и влияния последних с учетом их низкотемпературных свойств, а также подробного изучения магнитных свойств образуемых ими твердых растворов были синтезированы и исследованы поликристаллические образцы Fe1 –xCoxCr2S4 в области, прилегающей к тиохромиту железа (0 < x < 0.5).

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Исходными веществами для получения твердых растворов Fe1 –xCoxCr2S4 служили элементы: S (99.999%), Fe (99.9%), порошкообразный Cr (99.8%) производства Koch Light и Co (99.9%). Навеска составляла 2–3 г. Синтезы проводили методом твердофазных реакций в кварцевых ампулах, откачанных до 10–2 Па, температуру медленно, в течение 2–3 сут, поднимали до 600°C, выдерживали 1–2 сут, затем так же медленно повышали до 900°C и выдерживали в течение 7–10 дней при этой температуре, после чего медленно охлаждали. Для получения однофазных образцов требовалось провести две серии отжигов с промежуточным перетиранием.

Рентгенограммы снимали на дифрактометре Rigaku D/MAX 2500 (Япония) при 2θ = 10°–100° с шагом 0.013°. Полученные спектры сравнивали со спектрами из базы данных PDF2 для подтверждения фазового состава. Обработку спектров однофазных образцов выполняли с помощью опции Index&Refine программы WinXpow (STOE). Точность определения параметра решетки составляла 0.001–0.003 Å.

Магнитные измерения проводили на приборе Quantum Design PPMS-9 в температурном интервале 5–300 K в постоянном (50 Э) и/или переменном (10, 100, 1000 и 10000 Гц) магнитных полях. В первом случае охлаждение проводили до температуры жидкого гелия в отсутствие магнитного поля, а затем включали небольшое измерительное поле напряженностью 50 Э и медленно поднимали температуру, регистрируя значения ZFC (Zero Field Cooling) намагниченности, после чего в этом же поле образцы охлаждали, регистрируя значения FC (Field Cooling) намагниченности. Во втором случае методика отличалась тем, что после охлаждения до температуры жидкого гелия измеряли динамическую восприимчивость образца при различных частотах переменного измерительного магнитного поля. Изотермы намагниченности измеряли вплоть до напряженности магнитного поля Н = 45 кЭ. Температуру замораживания спинов находили по максимуму на температурной зависимости начальной намагниченности образцов, охлажденных в нулевом поле, а также по каспу на температурной зависимости действительной части динамической магнитной восприимчивости. Температуру Тоо (температура дальнего орбитального упорядочения) находили по резкому перегибу на зависимости χ''(Т) в области 4–20 K.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Были синтезированы образцы Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5. На рис. 1 приведены дифрактограммы этих образцoв. Рентгенофазовый анализ показал, что все они однофазны. Зависимость параметра решетки от состава a(x) подчинялась закону Вегарда (вставка на рис. 1) по уравнению a = 9.993–0.070x. В соответствии с соотношением ${{r}_{{{\text{F}}{{{\text{e}}}^{{2 + }}}}}} > {{r}_{{{\text{C}}{{{\text{o}}}^{{2 + }}}}}}$ параметр a закономерно уменьшался при увеличении в твердом растворе концентрации ионов кобальта.

Рис. 1.

Дифрактограммы образцoв Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5; на вставке – зависимость параметра решетки а от состава х.

В задачу настоящей работы входило изучение низкотемпературных магнитных аномалий в FeCr2S4 и прилегающих к нему составах твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4.

На рис. 2 показаны температурные зависимости намагниченности σ(Т)ZFC для Fe1 –xCoxCr2S4 (x = 0, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5) в интервале до гелиевой температуры в слабом магнитном поле Н = 50 Э. Как видно из рис. 2, твердый раствор характеризуется температурами перехода из парамагнитного в ферримагнитное состояние, при этом ТС увеличивается от 185 K (x = 0) до 195 K (x = 0.5). Одновременно на этих же кривых присутствуют подъемы с максимумами (каспы), отвечающие, как будет показано позже, за состояние, близкое к спинстекольному. Температуры перехода Тf уменьшаются с увеличением концентрации кобальта от 50 K (x = 0) до 20 K (x = 0.5). При больших концентрациях кобальта (x > 0.5) эффекты, связанные с Тf, на σ(Т)ZFC не проявляются, что скорее всего связано с увеличением разбавления FeCr2S4.

Рис. 2.

Температурные зависимости намагниченности σ(Т)ZFC для Fe1 –xCoxCr2S4 (x = 0, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5) в магнитном поле Н = 50 Э.

На рис. 3а–7а приведены температурные зависимости действительной части магнитной восприимчивости Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5 в интервале температур от 5 до 250 K при частотах переменного магнитного поля 100, 1000 и 10000 Гц и амплитуде 1 Э. Видно, что резкие изломы (пики) на кривых действительной части восприимчивости для образцов Fe1 –xCoxCr2S4 наблюдаются практически при тех же температурах, что и на зависимости σ(T), а именно: при ТС = 185 K (x = 0), 177 K (x = 0.2), 180 K (x = 0.3), 185 K (x = 0.4) и 195 K (x = 0.5). Приведенные на χ'(Т) пики являются типичными для магнетиков, претерпевающих переход из парамагнитного состояния в упорядоченное (ферримагнитное).

Рис. 3.

Температурные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей магнитной восприимчивости для FeCr2S4 при частотах переменного магнитного поля 10, 100, 1000 и 10 000 Гц и амплитуде А = 1 Э; на вставках – выделенные области возле Тf (а), возле Too и Тf (б).

Рис. 4.

Температурные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей магнитной восприимчивости твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0.2 при частотах переменного магнитного поля 100, 1000 и 10 000 Гц и амплитуде 1 Э; на вставках – выделенные области возле Тf (а), при низких температурах и возле Тf (б).

Рис. 5.

Температурные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей магнитной восприимчивости твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0.3 при частотах переменного магнитного поля 100, 1000 и 10 000 Гц и амплитуде 1 Э; на вставках – выделенные области возле Тf (а), при низких температурах и возле Тf (б).

Рис. 6.

Температурные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей магнитной восприимчивости твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0.4 при частотах переменного магнитного поля 100, 1000 и 10 000 Гц и амплитуде 1 Э; на вставках – выделенные области возле Тf .

Рис. 7.

Температурные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей магнитной восприимчивости твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0.5 при частотах переменного магнитного поля 100, 1000 и 10 000 Гц и амплитуде 1 Э; на вставках – выделенные области возле Тf (а), при низких температурах и возле Тf (б).

Действительная и мнимая части динамической магнитной восприимчивости FeCr2S4 и твердых растворов Fe1 –xCoxCr2S4 в интервале температур 30–90 K обнаруживают выраженную частотную зависимость для частот 100–10000 Гц. Такую же частотную зависимость намагниченности обычно демонстрируют либо кластерные спиновые стекла, либо суперпарамагнетики. Однако для граничного соединения FeCr2S4 и твердых растворов системы FeCr2S4–CoCr2S4 мы все же имеем дело с более сложным состоянием, которое проявляет признаки кластерного спинового стекла. И если природа низкотемпературных аномалий крайнего соединения FeCr2S4 достаточно изучена, то на его твердые растворы мы можем лишь распространить вероятность аналогичного поведения, особенно учитывая введение не диамагнитных, а парамагнитных катионов. Выяснение природы низкотемпературных аномалий в твердых растворах Fe1 –xCoxCr2S4 не входило в задачу нашего исследования. Поэтому полученные образцы, проявляющие частотную зависимость намагниченности, будут рассматриваться как условно спин-стекольные.

Для Fe1 –xCoxCr2S4 характерен немонотонный ход зависимости χ'(Т): вначале кривая охлаждения начиная от ТС быстро падает почти по линейному закону до температуры порядка 90–100 K, а потом процесс замедляется вплоть до ~20–30 K, после чего ход зависимости χ'(Т) уже мало меняется.

В то же время для образцов с x = 0.2–0.5 (рис. 4а–7а) на зависимостях χ'(Т) вблизи ≈60–80 K просматриваются слабо выраженные перегибы, которые могут свидетельствовать о присутствии следовых количеств магнитоактивной фазы, похожей на спиновое стекло. Для каждого из этих образцов точка перегиба на χ'(Т) с увеличением частоты немного сдвигается в сторону более высоких температур, как это можно наблюдать в случае кластерных спиновых стекол. Также температуры, полученные для этих перегибов путем пересечения прямых отрезков до и после места перегиба, хорошо коррелируют со значениями максимумов на температурной зависимости мнимой части магнитной восприимчивости χ''(Т): Т = 75 K (x = 0), Т = 74 K (x = 0.2), Т = 78 K (x = 0.3), Т = 70 K (x = 0.4), Т = 65 К (x = 0.5) (вставки на рис. 4а–7а); температуры приведены для частоты 100 Гц).

Уменьшение наклона зависимости χ'(Т) вплоть до Т ≈ 30 K связано с образованием спин-стекольной фазы, которая в свою очередь явно проявляется на зависимости χ''(Т) в виде максимума (рис. 3б–7б).

На рис. 3б–7б приведены температурные зависимости мнимой части магнитной восприимчивости χ''(Т) для образцов Fe1 –xCoxCr2S4 с x = 0–0.5 при частотах 100–10000 Гц и амплитуде 1 Э. Для каждого образца, помимо перехода при ТС, наблюдался касп, отвечающий за спин-стекольный переход. Подтверждением существования спинового стекла может служить присутствие на температурных зависимостях мнимой части магнитной восприимчивости Fe1 –xCoxCr2S4, отвечающей за магнитные потери, широких максимумов в районе 50–75 K (вставки на рис. 3б–7б). На вставках к рис. 3б–7б в увеличенном виде показаны положения максимумов на χ''(Т), снятые при частотах переменного магнитного поля 100, 1000 и 10 000 Гц. Как видно, максимумы обнаруживают сильную частотную зависимость, смещаясь с частотой в сторону более высоких температур, что является признаком спиновых стекол. Такая частотная зависимость, характерная для всех приведенных образцов, может указывать на то, что спиновые стекла образуются не отдельными спинами, а кластерами ферромагнитного типа. Помимо этого, она может свидетельствовать об увеличении с частотой размеров ферромагнитных кластеров, которые в Fe1 –xCoxCr2S4 образуют спиновое стекло. Температуры максимумов на зависимостях χ''(Т) находятся в том же самом температурном интервале, что и перегибы на кривых χ'(Т), подтверждая реальность существования последних.

При этом температура каспа уменьшалась с увеличением концентрации введенного кобальта от Тf = 73 K (x = 0), 70 K (x = 0.2), 77 K (x = 0.3), 65 K (x = 0.4) до Тf = 59 K (x = 0.5). Оказалось, что Тf, полученная из χ''(Т), больше, чем Tf, полученная из статических зависимостей σ(T)ZFC.

Такое отличие может быть объяснено тем, что величина и положение пика магнитных потерь подвержены влиянию не только внешнего постоянного, но и переменного модулирующего поля. Из-за этого пик на зависимости мнимой части динамической восприимчивости χ''(T), ранее располагавшийся при амплитуде НАС = 1 Э, при определенном значении Тf может сместиться и, как показали исследования [3, 30], действительно смещается в сторону уменьшения Тf при увеличении амплитуды переменного поля до 15–20 Э, приближаясь к значениям, полученным из σ(T)ZFC. Измерения динамических свойств в Fe1 –xCoxCr2S4 при тех же частотах, но c увеличенной амплитудой, будут продолжены в следующей работе.

Анализ сдвига максимума на зависимостях χ''(Т), соответствующего переходу, дает информацию о микроскопической природе поведения спинового стекла. Одним из методов, позволяющих проанализировать зависимость максимума χ'' от частоты является параметр Мидоша [31, 32]. Этот параметр является эмпирическим и рассчитывается по формуле

$\phi = \left[ {\frac{{{{T}_{g}}\left( {{{f}_{{high}}}} \right)}}{{{{T}_{g}}\left( {{{f}_{{low}}}} \right)}} - 1} \right]\frac{1}{{{\text{ln}}\left( {\frac{{{{f}_{{high}}}}}{{{{f}_{{low}}}}}} \right)}}.$

Для наших образцов при измерении в переменном поле при частотах flow = 100 Гц и fhigh = = 10000 Гц получены следующие значения параметра Мидоша: при x = 0.2 ϕ = 0.0124, при x = 0.3 ϕ = = 0.0113, при x = 0.4 ϕ = 0.0134, при x = 0.5 ϕ = 0.0328.

Для истинных/каноничных спиновых стекол типичное значение параметра Мидоша меньше 0.01, для кластерных спиновых стекол больше 0.01 и меньше 0.1. При ϕ > 0.1 наблюдается суперпарамагнитное состояние. По полученным значениям параметра Мидоша для исследуемых образцов можно сделать вывод о том, что обнаруженный переход в фрустрированную фазу является переходом из ферримагнитной фазы в фазу кластерного спинового стекла, поскольку все полученные значения находятся в интервале 0.01 < ϕ < 0.1.

Кроме того, при вхождении ионов кобальта в структуру железной хромхалькогенидной шпинели на температурных зависимостях χ''(Т) наблюдаются изгибы при температурах порядка 25–50 K, имеющие явно выраженную зависимость от частоты. С увеличением частоты поля температура изгиба повышается, что свидетельствует в пользу спин-стекольной природы этих эффектов. Однако эти слабые эффекты проявляются при относительно невысоких концентрациях кобальта, постепенно нивелируются с увеличением концентрации кобальта и исчезают при x > 0.5. Мы предполагаем, что появление таких эффектов, вероятнее всего, связано с некоторой незначительной неоднородностью распределения легирующего компонента (кобальта) в матрице FeCr2S4, что может происходить при введении небольших количеств легирующей добавки. Также, вследствие небольшой концентрации ионов кобальта, вероятно, еще окончательно не сформирована магнитная подрешетка, образованная ионами кобальта, и вследствие этого магнитная структура фрустрирована. Кроме того, и это будет показано в следующей работе, измерение χ''(Т) при амплитуде 15 Э уже показало отсутствие этих эффектов для всех приведенных концентраций. Увеличение амплитуды в принципе действует как увеличение приложенного поля, и тогда вполне объяснимо исчезновение этих эффектов, отвечающих за локальное спиновое примесное состояние, под действием увеличенной амплитуды.

Также на зависимостях χ'(Т) и χ''(Т) исследуемых образцов Fe1 –xCoxCr2S4 (x = 0–0.5) наблюдался эффект при температурах около 13 K, присутствующий в нелегированном FeCr2S4 (x = 0) и распространившийся на все исследованные составы твердого раствора Fe1 –xCoxCr2S4. Низкотемпературный рентгеновский анализ в [5] показал, что для FeCr2S4 наблюдаются уширения всех брэгговских рефлексов. Причем максимум уширения практически совпадал с температурой около 10 K, отвечающей орбитальному переходу. Такая структурная аномалия при температуре орбитального упорядочения говорит о сжатии кристаллической решетки для FeCr2S4 в соответствии с антиферродисторсионным расположением FeS4-тетраэдров в основном состоянии. Таким образом, для синтезированных образцов Fe1 –xCoxCr2S4 (x = 0–0.5) обнаружен переход при температуре Тoo = 10–14 K, которая считается температурой дальнего орбитального упорядочения за счет ян-теллеровского перехода.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Статическим и, в основном, динамическим методами исследована магнитная восприимчивость Fe1 –xCoxCr2S4 для составов x = 0–0.5, прилегающих к составу тиохромита железа. Определены температуры и природа магнитных превращений в системе. Показано, что с понижением температуры происходят переходы парамагнетик–ферримагнетик и ферримагнетик–возвратное спиновое стекло. Существование возвратного кластерного спинового стекла подтверждается сдвигом максимумов на температурных зависимостях мнимой части динамической восприимчивости и расчетом параметра Мидоша, а также смещением точки перегиба для χ'(Т) в сторону более высокой частоты.

Показано, что температуры ТС и Тf зависят от концентрации введенного кобальта. При этом ТС увеличивается, а Тf уменьшается с увеличением концентрации введенного кобальта.

Полученные результаты по магнитным (свойствам) аномалиям и особенностям указанной системы восполняют пробел, оставленный измерениями магнитных свойств только статическими методами, поскольку являются более полными из-за использования динамического метода измерения восприимчивости в переменном магнитном поле. Также для исследованных образцов Fe1 –xCoxCr2S4 обнаружен переход при Тoo = 13–14 K, которая считается температурой дальнего орбитального упорядочения, происходящего за счет ян-теллеровского перехода.

Список литературы

  1. Ramirez A.P., Cava R.J., Krajewski J. Colossal Magnetoresistance in Cr-based Chalcogenide Spinels // Nature. 1997. V. 386. P. 156–159. https://doi.org/10.1038/386156a0

  2. Tokura Y., Tomioka Y. Colossal Magnetoresistive Manganites // J. Magn. Magn. Mater. 1999. V. 200. P. 1–23. https://doi.org/10.1016/S0304-8853(99)00352-2

  3. Tsurkan V., Hemberger J., Klemm M., Klimm S., Loidl A., Horn S., Tidecks R. Ac Susceptibility Studies of Ferrimagnetic FeCr2S4 Single Crystals // J. Appl. Phys. 2001. V. 90. № 9. P. 4636–4644. https://doi.org/10.1063/1.1405827

  4. Tsurkan V., Baran M., Szymczak R., Szymczak H., Tidecks R. Spin-Glass Like States in the Ferrimagnet FeCr2S4 // Physica B. 2001. V. 296. P. 301–305. https://doi.org/10.1016/S0921-4526(00)00760-2

  5. Maurer D., Tsurkan V., Horn S., Tidecks R. Ultrasonic Study of Ferrimagnetic FeCr2S4: Evidence for Low Temperature Structural Transformations // J. Appl. Phys. 2003. V. 93. P. 9173–9176. https://doi.org/10.1063/1.1570930

  6. Tsurkan V., Zaharko O., Schrettle F., Kant C., Deisenhofer J., Krug Von Nidda H.A., Felea V., Lemmens P., Groza J.R., Quach D. V. et al. Structural Anomalies and the Orbital Ground State in FeCr2S4 // Phys. Rev. B: Condens. Matter Mater. Phys. 2010. V. 81. P. 1–7. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.81.184426

  7. Shen C., Yang Z., Tong R., Li G., Wang B., Sun Y., Zhang Y. Magnetic Anisotropy-Induced Spin-Reorientation in Spinel FeCr2S4 // J. Magn. Magn. Mater. 2009. V. 321. P. 3090–3092. https://doi.org/10.1016/j.jmmm.2009.05.009

  8. Shen C., Yang Z., Tong R., Li G., Wang B., Sun Y., Zhang Y., Zi Z., Song W., Pi L. Magnetic Anomaly around Orbital Ordering in FeCr2S4 // J. Appl. Phys. 2011. V. 109. P. 07E144. https://doi.org/10.1063/1.3562449

  9. Yang Z.R., Tan S., Zhang Y.H. Abnormal Temperature Dependence of Low-Field Magnetization of FeCr2–xAlxS4 // Appl. Phys. Lett. 2001. V. 79. № 22. P. 3645–3647. https://doi.org/10.1063/1.1419031

  10. Tsurkan V., Lochmann M., Krug von Nidda H.-A., Loidl A., Horn S., Tidecks R. Electron-Spin-Resonance Studies of the Ferrimagnetic Semiconductor FeCr2S4 // Phys. Rev. B. 2001. V. 63. P. 125209. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.63.125209

  11. Аминов Т.Г., Шабунина Г.Г., Ефимов Н.Н., Бушева Е.В., Новоторцев В.М. Магнитные свойства твердых растворов на основе FeCr2S4 в системе FeCr2S4–CdCr2S4 // Неорган. материалы. 2019. Т. 55. № 3. С. 236–248. https://doi.org/10.1134/S0002337X19030035

  12. Shirane G., Cox D.E., Pickart S.J. Magnetic Structures in FeCr2S4 and FeCr2O4 // J. Appl. Phys. 1964. V. 35. P. 954–955. https://doi.org/10.1063/1.1713556

  13. Lotgering F.K., Van Stapele R.P., Van Der Steen G.H.A.M., Van Wieringen J.S. Magnetic Properties, Conductivity and Ionic Ordering in Fe1–xCuxCr2S4 // J. Phys. Chem. Solids. 1969. V. 30. P. 799–804. https://doi.org/10.1016/0022-3697(69)90274-1

  14. Krupička S. Physik der Ferrite und der verwandten magnetischen Oxide. Prague: Vieweg+Teubner, 1973.

  15. Gibart P., Dormann I.L., Pellerin Y. Magnetic Properties of FeCr2S4 and CoCr2S4 // Phys. Status. Solid. 1969. V. 36. № 2. P. 187–194. https://doi.org/10.1002/pssb.19690360120

  16. Palmer H.M., Greaves C. Structural, Magnetic and Electronic Properties of Fe0.5Cu0.5Cr2S4 // J. Mater. Chem. 1999. V. 9. P. 637–640. https://doi.org/10.1039/A809032G

  17. Spender M.S., Morrish L.E. Mössbauer Study of the Ferrimagnetic Spinel FeCr2S4 // Can. J. Phys. 1972. V. 50. № 1. P. 1125–1138. https://doi.org/10.1139/p72-155

  18. Van Diepen A.M., Van Stapele R.P. Ordered Local Distortions in Cubic FeCr2S4 // Solid. State Commun. 1973. V. 13. № 10. P. 1651–1653. https://doi.org/10.1016/0038-1098(73)90258-5

  19. Ito M., Nagi Y., Kado N., Urakawa S. et al. Magnetic Properties of Spinel FeCr2S4 in High Magnetic Field // J. Magn. Magn. Mater. 2011. V. 323. P. 3290–3293. https://doi.org/10.1016/j.jmmm.2011.07.041

  20. Аминов Т.Г., Бушева Е.В., Шабунина Г.Г., Новоторцев В.М. Магнитная фазовая диаграмма твердых растворов в системе CoCr2S4–Cu0.5Ga0.5Cr2S4 // Журн. неорган. химии. 2018. Т. 63. № 4. С. 487–494. https://doi.org/10.7868/S0044457X18040141

  21. Аминов Т.Г., Бушева Е.В., Шабунина Г.Г., Новоторцев В.М. Магнитные свойства твердых растворов (Cu0.5In0.5)1 –xFexCr2S4 (x = 0–0.3) // Неорган. материалы. 2018. Т. 54. № 10. С. 1055–1065. https://doi.org/10.1134/S0002337X181100019

  22. Delgado G.E., Sagredo V. Structural Analysis of the Chalcogenide Spinel System CoIn(2 – 2x)Cr(2x)S4 // Chalcogen. Lett. 2009. V. 6. № 12. P. 641–645. https://chalcogen.ro/641_Delgado.pdf

  23. Ahrenkiel R.K., Lee T.H., Lyu S.L., Moser F. Giant Magneto-Reflectance of CoCr2S4 // Solid. State Commun. 1973. V. 12. P. 1113–1115. https://doi.org/10.1016/0038-1098(73)90124-5

  24. Ahrenkiel R.K., Coburn T.J. Hot-pressed CoCr2S4: a Magneto-Optical Memory Material // Appl. Phys. Lett. 1973. V. 22. № 7. P. 340. https://doi.org/10.1063/1.1654663

  25. Feiner F. Unified Description of the Cooperative Jahn-Teller Effect in FeCr2S4 and Impurity Jahn-Teller Effect in CoCr2S4–Fe // J. Phys. C: Solid State Phys. 1982. V. 15. № 7. P. 1515–1524. https://doi.org/10.1088/0022-3719/15/7/017

  26. Marais A., Porte M., Goldstein I., Gibart P. Magnetocrystalline Anisotropy of the Ferrimagnetic Semiconductor CoCr2S4 // J. Magn. Magn. Mater. 1980. V. 15–18. Part 3. P. 1287–1288. https://doi.org/10.1016/0304-8853(80)90292-9

  27. Kim C.S., Ha M.Y., Ko H.M., Oh Y.J., Lee S.Y., Lee H.S., Sur J.C., Park J.Y. Crystallographic and Magnetic Properties of CoxFe1–xCr2S4 // J. Appl. Phys. 1994. V.75. № 10. P. 6078–6080. https://doi.org/10.1063/1.355463

  28. Noda R., Kamihara Y., Matoba M. Magnetic Properties of Fe1–xCoxCr2S4 // J. Appl. Phys. 2006. V. 99. P. 08F712. https://doi.org/10.1063/1.2177413

  29. Tretinger L., Gobel H., Pink H. Magnetic Semiconducting Spinel in the Mixed System Co1–xFexCr2S4 // Mater. Res. Bull. 1976. V. 11. P. 1375–1379. https://doi.org/10.1016/0025-5408(76)90048-9

  30. Аминов Т.Г., Шабунина Г.Г., Бушева Е.В. Динамическая восприимчивость тиохромита FeCr2S4 // Журн. неорган. химии. 2020. Т. 65. № 2. С. 197–203. https://doi.org/10.31857/S0044457X20020026

  31. Mydosh J.A. Spin Glasses: Redux: an Updated Experimental/Materials Survey // Rep. Prog. Phys. 2015. V. 78. P. 052501. https://doi.org/10.1088/0034-4885/78/5/052501

  32. Benka G., Bauer A., Schmakat P., Säubert S., Seifert M., Jorba P. et al. Interplay of Itinerant Magnetism and Spin-Glass Behavior in FexCr1–x // Phys. Rev. Mater. 2022. V. 6. P. 044407. https://doi.org/10.1103/PhysRevMaterials.6.044407

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Неорганические материалы

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал