1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика металлов и металловедение
  4. T. 124, № 4, 2023

Физика металлов и металловедение, 2023, T. 124, № 4, стр. 368-374

Параметры сверхтонкой структуры ядер 57Fe в монокристаллах FeBO3 и Fe0.91Ga0.09BO3

Н. И. Снегирёв a, *, С. С. Старчиков a, И. С. Любутин a, М. А. Чуев b, С. В. Ягупов c, М. Б. Стругацкий c

a Институт кристаллографии им. А.В. Шубникова ФНИЦ “Кристаллография и фотоника” РАН
119333 Москва, Ленинский просп., 59, Россия

b Физико-технологический институт им. К.А. Валиева РАН
117218 Москва, Нахимовский просп., 36, Россия

c Физико-технический институт ФГАОУ ВО “КФУ им. В.И. Вернадского”
295007 Симферополь, просп. Академика Вернадского, 4, Россия

* E-mail: niksnegir@yandex.ru

Поступила в редакцию 27.09.2022
После доработки 16.02.2023
Принята к публикации 26.02.2023

Полный текст (PDF)

Аннотация

Методом мёссбауэровской спектроскопии определены значения параметров сверхтонкого взаимодействия ядер 57Fe в монокристаллах бората железа FeBO3 и изоструктурного ему твердого раствора Fe0.91Ga0.09BO3. Разработана теоретическая модель для описания резонансных переходов ядер железа в приближении комбинированного магнитного дипольного и электрического квадрупольного сверхтонкого взаимодействия, с учетом статистического распределения Ga и Fe по октаэдрическим позициям в кристалле Fe0.91Ga0.09BO3. Установлено, что даже небольшая концентрация Ga ведет к существенному изменению сверхтонкой структуры ядер 57Fe в FeBO3, что выражается в появлении дополнительных компонент в мёссбауэровских спектрах монокристалла Fe0.91Ga0.09BO3.

Ключевые слова: борат железа, монокристаллы, магнитные свойства, эффект Мёссбауэра, теоретический анализ

ВВЕДЕНИЕ

Тригональные кристаллы бората железа FeBO3 принадлежат к классу легкоплоскостных слабых ферромагнетиков [1]. Несмотря на широкую известность этого материала, интерес к изучению свойств и совершенствованию методов выращивания кристаллов FeBO3 только возрастает [2, 3].

С точки зрения эффекта Мёссбауэра, особенностью бората железа является наличие комбинированного магнитного дипольного и электрического квадрупольного сверхтонкого взаимодействия [4]. Главная ось аксиально-симметричного тензора градиента электрического поля (ГЭП) направлена вдоль оси третьего порядка и ортогональна магнитным моментам ионов железа, лежащим в базисной плоскости [5]. Такая взаимная ориентация обуславливает ряд особенностей при формировании мёссбауэровских спектров, в частности – асимметрию интенсивностей линий [4]. Кроме того, при температурах вблизи точки магнитного упорядочения могут появляться две дополнительные линии, и мёссбауэровский спектр FeBO3 становится восьмилинейчатым [4].

Уникальные ядерно-резонансные свойства кристаллов бората железа дают возможность использовать их в качестве фильтров синхротронного излучения [6].

Борат железа FeBO3 изоструктурен борату галлия GaBO3 и образует с ним непрерывный ряд твердых растворов замещения Fe1 –xGaxBO3 [3]. Изменяя соотношение между концентрациями парамагнитных ионов Fe и диамагнитных ионов Ga в таких материалах (т.н. диамагнитное “разбавление”), оказывается возможным детально исследовать переход из магнитоупорядоченного в парамагнитное состояние и экспериментально исследовать отдельные механизмы, формирующие магнитные свойства данных материалов [7]. Кроме того, кристаллы Fe1– xGaxBO3 интересны в качестве магнитных материалов с заданными параметрами для применения в технических устройствах [8, 9].

Мёссбауэровские исследования кристаллов Fe1 –xGaxBO3 ранее были проведены в работе [10]. Установлено уменьшение температуры магнитного перехода в кристаллах Fe1 –xGaxBO3 по сравнению с FeBO3. Однако особенности формирования резонансных линий, связанные с комбинированным магнитным дипольным и электрическим квадрупольным взаимодействием, и влияние на них диамагнитного “разбавления” не рассматривались.

Цель настоящей работы – экспериментальные исследования сверхтонкого взаимодействия и теоретический анализ особенностей формирования мёссбауэровских спектров монокристаллов Fe1 –xGaxBO3 (х = 0.00, 0.09).

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Исследованные монокристаллы FeBO3 и Fe0.91Ga0.09BO3 были синтезированы методом из раствора в расплаве [3]. Высокая степень структурного совершенства таких образцов была подтверждена рентгеновскими и электронно-микроскопическими методами [8].

Фактическое содержание Fe и Ga в исследованном кристалле и гомогенность их распределения определены с помощью рентгенофлуоресцентого анализа на спектрометре EDAX Orbis PC Micro-XRF Analyzer.

Мёссбауэровские спектры получены в геометрии поглощения на спектрометре MS-1104Em с использованием радиоактивного источника Co57(Rh). Измерения при низкой температуре проводили с помощью криостата методом продувки жидкого азота через подогреваемую криогенную камеру с образцом, а при высокой температуре – с использованием резистивной печи MRF – 750K. Точность поддержания температуры была не хуже ±1 К. Источник гамма-излучения находился при комнатной температуре. В качестве эталонного образца для калибровки изомерных сдвигов использовался стандартный поглотитель из тонкой фольги α-Fe.

Экспериментальные мёссбауэровские спектры были скорректированы с учетом эффективной толщины поглотителя по методике, развитой в работе [4].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

В случае комбинированного магнитного дипольного и электрического квадрупольного взаимодействия, мессбауэровский спектр необходимо описывать в рамках полного гамильтониана рассматриваемой системы, включающего оба типа взаимодействия [4].

Мёссбауэровский спектр поглощения гамма-кванта с энергией $E = \hbar \omega $ в кристалле FeBO3 определяется следующим выражением [4]:

(1)
$\begin{gathered} {{\sigma (\omega )}} = - \frac{{{{{{\sigma }}}_{a}}{{\Gamma }_{0}}}}{2} \times \\ \times \,\,\operatorname{Im} \sum\limits_\zeta {\sum\limits_{\begin{subarray}{l} {{m}_{{\text{g}}}}{{m}_{{\text{e}}}} \\ j,{{{\tilde {m}}}_{j}} \end{subarray}} {V_{{{{m}_{{\text{g}}}}{{{\tilde {m}}}_{j}}}}^{{(\zeta ) + }}} } \frac{{\left\langle {{{{m}_{{\text{e}}}}}} \mathrel{\left | {\vphantom {{{{m}_{{\text{e}}}}} {{{{\tilde {m}}}_{j}}}}} \right. \kern-0em} {{{{{\tilde {m}}}_{j}}}} \right\rangle }}{{\tilde {\omega } - {{{{{\tilde {\lambda }}}}}_{j}} + {{\omega }_{{\text{g}}}}{{m}_{{\text{g}}}} + {{i{{\Gamma }_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{i{{\Gamma }_{0}}} 2}} \right. \kern-0em} 2}}}V_{{{{m}_{{\text{e}}}}{{m}_{{\text{g}}}}}}^{{(\zeta )}}, \\ \end{gathered} $
где ${{{{\sigma }}}_{a}}$ – эффективная толщина поглотителя, ${{\Gamma }_{{\text{0}}}}$ – естественная ширина линии, $\tilde {\omega } = \omega - {{{{E}_{0}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{E}_{0}}} \hbar }} \right. \kern-0em} \hbar },$ E0 – энергия резонансного перехода, ${{{{\tilde {\lambda }}}}_{j}}$ – собственные значения гамильтониана комбинированного сверхтонкого магнитного и квадрупольного взаимодействия ядра в основном (g) и возбужденном (e) состояниях ядер 57Fe [4]:
(2)
${{\hat {H}}^{{(g,e)}}} = \hat {H}_{M}^{{(g,e)}} + \hat {H}_{Q}^{{(e)}},$
${{\tilde {m}}_{j}}$ – проекции ядерного спина на ось квантования, для которой гамильтониан (2) диагонален, ωg – ларморовская частота прецессии ядерного спина в сверхтонком магнитном поле Hhf (которое пропорционально магнитному моменту каждой из подрешеток), $V_{{{{m}_{{\text{e}}}}{{m}_{{\text{g}}}}}}^{{(\zeta )}}$ – матричные элементы оператора взаимодействия гамма-кванта с поляризацией ζ и ядра, которые определяются коэффициентами Клебша–Джордана и функцией углового распределения интенсивности излучения для заданного направления (угла θk) волнового вектора гамма-кванта k относительно оси квантования.

Решение гамильтониана (2) сводится к рассмотрению матрицы 4 × 4 с двумя блоками 2 × 2 [4].

На рис. 1 представлена кристаллическая структура FeBO3. Как видно, каждый атом железа находится в окружении шести других атомов Fe, образующих октаэдр. Три из этих атомов Fe находятся на расстоянии 1/6 параметра решетки с выше центрального атома Fe (относительно плоскости ab), а три других – ниже.

Рис. 1.

Кристаллическая структура FeBO3. В центре показан атом железа и его ближайшее окружение другими атомами железа и кислорода. Зелеными штриховыми линиями условно показаны обменные связи, обеспечивающие взаимодействия между атомами железа в разных слоях [11].

В решетке кристалла Fe0.91Ga0.09BO3 появляются неэквивалентные положения атомов железа с различным ближайшим атомным окружением. Если предположить, что атомы железа и галлия случайным образом распределены по позициям в кристаллической решетке, то вероятность нахождения атомов галлия в ближайшем окружении атомов железа будет подчиняться биномиальному закону распределения вероятности [12]:

(3)
${{P}_{m}}(x,n) = \frac{{n!}}{{m!(n - m)!}}{{x}^{m}}{{(1 - x)}^{{n - m}}},$
где m – число атомов галлия в ближайшем окружении атомов железа, n – общее число атомов металлов в ближайшем окружении атомов железа, а х – концентрация атомов галлия. В нашем случае n = 6.

В соответствии с выражением (3), для кристалла Fe0.91Ga0.09BO3 значимыми оказываются три типа окружения атомов железа. Вероятность для центрального атома Fe иметь среди ближайших соседей все шесть атомов Fe составляет P ≈ 0.57 (m = 0), пять соседних атомов Fe и один Ga – P ≈ 0.34 (m = 1), четыре соседних атомов Fe и два Ga – P ≈ 0.08 (m = 2).

В соответствии с этим распределением анализ мёссбауэровских спектров кристаллов Fe1 –xGaxBO3 проводился в рамках суперпозиции парциальных спектров, заданных выражением (1) и соответствующих разным m. Площади этих парциальных спектров соответствовали распределению (3). При этом зависимость величин магнитного сверхтонкого поля Hhf и изомерного сдвига δ от числа атомов галлия может быть представлена в виде:

(4)
${{H}_{{{\text{hf}}}}}(m) = {{H}_{{{\text{hf}}}}}(0) + m\Delta {{H}_{{{\text{hf}}}}},\,\,\,\,\delta (m) = \delta (0) + m\Delta \delta $
(здесь и далее Δδ и ΔHhf изменения сверхтонких параметров спектра ядер 57Fe, вызванные замещением атома Fe на атом Ga в ближайшем окружении атома Fe).

Нормированная константа электрического квадрупольного взаимодействия была определена как

(5)
$q = \frac{{e{{Q}_{{\text{e}}}}{{V}_{{z{\kern 1pt} 'z{\kern 1pt} '}}}}}{4}.$

Распределения вероятностей магнитного сверхтонкого поля P(Hhf) были восстановлены по методике, подробно описанной в работе [13]. В рамках использованной модели мы внесли необязательное предположение, что распределения вероятностей сверхтонкого магнитного поля будут одинаковы для атомов Fe с различным типом окружения.

На рис. 2 показаны мёссбауэровские спектры исследованных кристаллов, измеренные при T = = 90 K. Спектр FeBO3 представляет собой шестерку резонансных линий (при температурах вдали от точки магнитного перехода интенсивности двух (7-й и 8-й) дополнительных линий пренебрежимо малы [4]). Величина изомерного сдвига типична для высокоспинового состояния железа Fe3+ и составляет δ = 0.5080(3) мм/с. Значение нормированной константы квадрупольного взаимодействия q = –0.1855 (3) мм/с. Величина сверхтонкого магнитного поля Hhf составляет 54.392(1)Тл.

Рис. 2.

Мёссбауэровские спектры кристаллов FeBO3 (сверху) и Fe0.91Ga0.09BO3 (снизу), измеренные при T = 90 K. Точки – экспериментальные данные, закрашенные области – парциальные компоненты спектра, огибающая линия – результат модельной обработки спектра.

Спектр кристалла Fe0.91Ga0.09BO3 при 90 К также близок по форме к секстету с параметрами: δ = = 0.499(1) мм/с, Δδ = –0.006(1) мм/с, q = = ‒0.120(2) мм/с, Hhf = 54.01 (1) Тл (ΔHhf = = ‒0.81(2) Тл).

Спектр монокристалла FeBO3 при комнатной температуре имеет шестерку хорошо разрешенных узких резонансных линий (см. рис. 3, сверху). Спектр характеризуется сверхтонкими параметрами: δ = 0.3912(2) мм/с, q = –0.1875(4) мм/с и Hhf = 34.178(2) Тл.

Рис. 3.

Мёссбауэровские спектры кристаллов FeBO3 (сверху) и Fe0.91Ga0.09BO3 (снизу), измеренные при T = 300 K. Точки – экспериментальные данные, закрашенные области – парциальные компоненты спектра, огибающая линия – результат модельной обработки спектра.

Резонансные линии в спектре кристалла Fe0.91Ga0.09BO3 при 300 К характеризуются сильным ассиметричным уширением к центру тяжести мёссбауэровского спектра (см. рис. 3, снизу). Распределение вероятностей P(Hhf) существенно уширено по сравнению с распределением для кристалла FeBO3 (см. рис. 4). Определенные в рамках модели величины изомерного сдвига и константы квадрупольного взаимодействия составили: δ = 0.394(5) мм/с, Δδ = –0.004(1) мм/с, q = –0.120(2) мм/с.

Рис. 4.

Восстановленные распределения вероятности магнитного сверхтонкого поля в мёссбауэровских спектрах кристаллов FeBO3 (слева) и Fe0.91Ga0.09BO3 (справа) при 300 К.

Величина магнитного сверхтонкого поля (как максимального, так и с учетом добавки ΔHhf) в Fe0.91Ga0.09BO3 существенно меньше, чем в FeBO3, и составляет Hhf = 29.358(6) Тл и ΔHhf = = 1.652(2) Тл. Такое различие связано, очевидно, с ослаблением взаимодействия между ионами Fe в структуре Fe0.91Ga0.09BO3 за счет появления в их окружении диамагнитных “соседей” Ga. Энергия магнитной анизотропии, вычисленная в рамках модели, составила 1.06 × 10–17 Дж для FeBO3 и 8.09 × 10–20 Дж для Fe0.91Ga0.09BO3.

На рис. 5 приведены спектры кристаллов FeBO3 и Fe0.91Ga0.09BO3, полученные при температурах 346 и 318 К соответственно. Такой выбор температур обусловлен близостью к точкам магнитного перехода TN (по данным мёссбауэровской спектроскопии, TN ~ 348 К для FeBO3 и TN ~ ~ 320 К для Fe0.91Ga0.09BO3). Это дает возможность корректно сравнивать сверхтонкие параметры спектров кристаллов, так как для каждого из составов в этом случае выполняется соотношение T/TN ≈ 0.99.

Для кристалла FeBO3, несмотря на близость к TN, спектр состоит из хорошо разрешенного секстета с параметрами δ = 0.3617(2) мм/с и q = = ‒0.1900(3) мм/с (см. рис. 5 , сверху). Распределения вероятностей P(Hhf) характеризуется единственным максимумом с Hhf = 11.728(6) Тл (см. рис. 6).

Рис. 5.

Мёссбауэровские спектры кристаллов FeBO3 (сверху) и Fe0.91Ga0.09BO3 (снизу), измеренные вблизи температуры магнитного перехода (T/TN ≈ 0.99). Точки – экспериментальные данные, закрашенные области – парциальные компоненты спектра, огибающая линия –результат модельной обработки спектра.

Рис. 6.

Восстановленные распределения вероятности магнитного сверхтонкого поля в мёссбауэровских спектрах кристаллов FeBO3 (слева) и Fe0.91Ga0.09BO3 (справа) при T/TN ≈ 0.99.

Несмотря на то, что при T/TN ≈ 0.99 для Fe0.91Ga0.09BO3 максимальная величина Hhf = = 11.31(6) Тл сопоставима с таковой для FeBO3, формы мёссбауэровских спектров кристаллов существенно отличаются (рис. 5 ). Спектр монокристалла Fe0.91Ga0.09BO3 является, по сути, суперпозицией дублета и плохо разрешенной магнитной компоненты. Такой вид спектра находит свое отражение в распределении вероятностей P(Hhf), которое имеет наиболее интенсивный максимум в нуле и широкое плечо в сторону увеличения магнитного сверхтонкого поля. Это означает, что при данной температуре в монокристалле Fe0.91Ga0.09BO3 сосуществуют парамагнитные и магнитоупорядоченные состояния.

Энергия магнитной анизотропии при T/TN ≈ ≈ 0.99 составляет (3.82 ± 0.31) × 10–18 Дж для FeBO3 и (5.05 ± 0.45) × 10–21 Дж для Fe0.91Ga0.09BO3. Такое различие в величинах энергии магнитной анизотропии связано с понижением степени упорядочения магнитной подсистемы в кристалле Fe0.91Ga0.09BO3 за счет частичного изоморфного замещения атомов Fe на атомы Ga.

Для удобства, в табл. 1 приведены значения сверхтонких параметров мёссбауэровских спектров для кристаллов FeBO3 и Fe0.91Ga0.09BO3.

Таблица 1.  

Параметры сверхтонкого взаимодействия в кристаллах FeBO3 и Fe0.91Ga0.09BO3, полученные из экспериментальных мёссбауэровских спектров. В скобках приведены среднеквадратичные ошибки определенных величин

Состав T, K δ, мм/с Δδ, мм/с q, мм/с Hhf, Tл ΔHhf, Tл
FeBO3 90 0.5080(3) 0 – 0.1855 (3) 54.392(1) 0
300 0.3912(2) 0 –0.1875(4) 34.178(2) 0
346 0.3617(2) 0 –0.1900(3) 11.728(6) 0
Fe0.91Ga0.09BO3 90 0.499(1) –0.006(1) –0.120(2) 54.01 (1) –0.81(2)
300 0.394(5) –0.004(1) –0.120(2) 29.358(6) –1.652(2)
318 0.385 (1) –0.03(1) –0.191(1) 11.31(6) –3.0(1)

Полученный результат коррелирует с более плавным характером температурной зависимости намагниченности кристалла Fe0.91Ga0.09BO3 по сравнению с FeBO3 [14].

В заключение отметим, что в кристалле Fe0.91Ga0.09BO3, в силу отличия электронной структуры и ионного радиуса замещающего атома Ga от замещаемого Fe, происходит изменение внутрикристаллических электрических полей и перераспределение электронной плотности в кристаллической решетке [9]. Это может приводить к локальному отклонению главной оси тензора ГЭП от ориентации вдоль оси третьего порядка. Кроме того, из-за спин-орбитальной связи, изменение внутрикристаллических полей может проявиться и в виде локального изменения направления магнитного сверхтонкого поля на ядрах 57Fe [15]. В дальнейшем мы планируем применить ab initio расчеты параметров сверхтонкой структуры для детального изучения этого вопроса.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной работе уставлено, что, в отличие от мессбауэровских спектров кристалла FeBO3, которые описываются единственной компонентой, спектры Fe0.91Ga0.09BO3 представляют собой суперпозицию сверхтонких компонент с различными площадями, которые соответствуют неэквивалентным окружениям атомов железа атомами Fe и/или Ga. Относительная ширина распределения вероятностей сверхтонкого магнитного поля в кристаллах возрастает с увеличением температуры. При низких температурах спектры Fe0.91Ga0.09BO3 близки к форме секстета с узкими резонансными линиями. При высоких температурах в спектрах Fe0.91Ga0.09BO3 наблюдается хорошо разрешенная дополнительная компонента. Это связано с большей чувствительностью к тепловым возмущениям магнитных моментов тех атомов железа, в ближайшем окружении которых имеются диамагнитные атомы галлия.

Исследования выполнены при финансовой поддержке РФФИ, проект № 19-29-12016\21-мк, в части подготовки кристаллических образцов, мёссбауэровских исследований и теоретического анализа.

Рентгенофлуоресцентные измерения проведены при поддержке Министерства науки и высшего образования РФ в рамках выполнения работ по Государственному заданию ФНИЦ “Кристаллография и фотоника” с использованием оборудования ЦКП.

Математические расчеты выполнены в рамках Государственного задания ФТИАН им. К.А. Валиева РАН Минобрнауки РФ по теме FFNN-2022-0019.

Список литературы

  1. Pernet M., Elmale D., Joubert J.C., Structure Magnetique Du Metaborate de Fer FeBO3 // Solid State Commun. 1970. V. 8. P. 1583–1587.

  2. Yagupov S., Strugatsky M., Seleznyova K., Mogilenec K.Y., Snegirev N., Marchenkov N.V., Kulikov A.G., Eliovich Y.A., Frolov K.V., Ogarkova Y.L., Lyubutin I.S. Development of a Synthesis Technique and Characterization of High-Quality Iron Borate FeBO3 Single Crystals for Applications in Synchrotron Technologies of a New Generation // Cryst. Growth Des. 2018. V. 18. P. 7435–7435.

  3. Smirnova E.S., Snegirev N.I., Lyubutin I.S., Starchikov S.S., Artemov V.V., Lyubutina M.V., Yagupov S.V., Strugatsky M.B., Mogilenec Y.A., Seleznyova K.A., Alekseeva O.A. Flux growth, structure refinement and Mössbauer studies of Fe1 –xGaxBO3 single crystals. // Acta Crystallogr. B: Structural Science, Crystal Engineering and Materials. 2020. V. 76. № 6. P. 1100–1108.

  4. Lyubutin I.S., Snegirev N.I., Chuev M.A., Starchikov S.S., Smirnova E.S., Lyubutina M.V., Yagupov S.V., Strugatsky M.B., Alekseeva O.A. Magnetic and electric hyperfine parameters of antiferromagnet FeBO3 intended for monochromatization of synchrotron radiation // J. Alloys and Compd. 2022. V. 906. P. 164348.

  5. Snegirev N., Smirnova E., Lyubutin I., Kiiamov A., Starchikov S., Yagupov S., Strugatsky M., Alekseeva O. Mutual orientation of electric intracrystalline and magnetic fields in iron borate single crystals // IEEE Magn. Lett. 2022. V. 13. P. 2501004.

  6. Potapkin V., Chumakov A.I., Smirnov G.V., Rüffer R., McCammon C., Dubrovinsky L. Angular, spectral, and temporal properties of nuclear radiation from a 57Fe synchrotron Mössbauer source // Phys. Rev. A. 2012. V. 86. № 5. P. 053808.

  7. Seleznyova K., Strugatsky M., Yagupov S., Mogilenec Y., Drovosekov A., Kreines N., Rosa P., Kliava J. Electron magnetic resonance of iron-gallium borate single crystals // J. Appl. Physics. 2019. V. 125. P. 223905.

  8. Snegirev N., Lyubutin I., Kulikov A., Zolotov D., Vasiliev A., Lyubutina M., Yagupov S., Mogilenec Y., Seleznyova K., Strugatsky M. Structural perfection of Fe1 –xGaxBO3 single crystals designed for nuclear resonant synchrotron experiments // J. Alloys and Compd. 2021. V. 889. P. 161 702.

  9. Лабушкин В.Г. Дифракция рентгеновского и мёссбауэровского излучения на магнитоупорядоченных кристаллах / Дис. на соискание степени доктора физ.-мат. наук, ВНИИФТРИ, Москва, 1986.

  10. Kamzin A.S., Ol’khovik L.P., Snetkova E.V. Preparation and investigation of weakly ferromagnetic Fe1 –xGaxBO3 single crystals // Phys. Solid State. 2003. V. 45. № 11. P. 2128–2130.

  11. Dmitrienko V.E., Ovchinnikova E.N., Collins S., Nisbet G., Beutier G., Kvashnin Y.O., Mazurenko V.V., Lichtenstein A.I., Katsnelson M.I. Measuring the Dzya-loshinskii–Moriya interaction in a weak ferromagnet // Nat. Phys. 2014. V. 10. № 3. P. 202–206.

  12. Coey J.M.D., Sawatzky G.A. The mössbauer spectra of substituted systems local molecular field theory // Phys. Status Solidi B. 1971. V. 44. № 2. P. 673–680.

  13. Lyubutin I.S., Chuev M.A., Starchikov S.S., Funtov K.O., Lyubutina M.V. Spiral magnetic structures with various helix parameters in langasite family compounds tested by Mössbauer spectroscopy // J. Magn. Magn. Mater. 2020. V. 504. P. 166 665.

  14. Снегирёв Н.И., Богач А.В., Любутин И.С., Чуев М.А., Ягупов С.В., Могиленец Ю.А., Селезнева К.А., Стругацкий М.Б. Эволюция магнитных свойств монокристаллов бората железа при допировании галлием // ФММ. 2023. Т. 124. № 2. С. 141–145.

  15. Вайнштейн Б.К. Современная кристаллография. М.: Наука, 1979.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика металлов и металловедение

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал