1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 87, № 4, 2023

Известия РАН. Серия физическая, 2023, T. 87, № 4, стр. 462-467

Магнитные свойства нано- и микроразмерного кристаллических порошков тетрафторида лития–тербия

Г. Ю. Андреев 1, *, И. В. Романова 1, С. Л. Кораблева 1, О. А. Морозов 1, 2, А. С. Семакин 1, А. Г. Киямов 1, М. С. Тагиров 1, 3

1 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования “Казанский (Приволжский) федеральный университет”, Институт физики
Казань, Россия

2 Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского – обособленное структурное подразделение Федерального государственного бюджетного учреждения науки “Федеральный исследовательский центр “Казанский научный центр Российской академии наук”
420029 Казань, Россия

3 Государственное научное бюджетное учреждение “Академия наук Республики Татарстан”, Институт прикладных исследований
Казань, Россия

* E-mail: ujif28@mail.ru

Поступила в редакцию 28.10.2022
После доработки 15.11.2022
Принята к публикации 26.12.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Синтезированы микроразмерный и наноразмерный порошки тетрафторида тербия. Наблюдалось уменьшение температуры Кюри у наноразмерного образца: TC = 2.88(4) К для микроразмерного порошка, TC = 2.78(4) К для наноразмерного порошка. Измерены и смоделированы полевые зависимости намагниченности микроразмерного образца в магнитных полях до 9 Tл при температурах от 2 до 300 K.

ВВЕДЕНИЕ

Редкоземельные тетрафториды, или двойные фториды LiRF4 (R = Y, Gd–Lu) применяются в фотонике, квантовой электронике, квантовых вычислениях, лазерной технике [1, 2], криогенной технике для космических аппаратов [3]. Эти соединения также важны для физики дипольного магнетизма [4] и квантовых фазовых переходов [5]. Кристаллическая структура LiRF4 группы симметрии I41/a аналогична структуре шеелита CaWO4. Элементарная ячейка кристалла содержит два редкоземельных иона в магнитоэквивалентных позициях с окружением симметрии S4, которые образуют две магнитных подрешетки [4, 6, 7]. Магнитоконцентрированный двойной фторид LiTbF4 является изинговским дипольным ферромагнетиком, в котором магнитные моменты ионов упорядочиваются вдоль направления [001] кристаллической решетки; температура Кюри для LiTbF4TС = 2.8741(16) K [8]. Анализ полевых и температурных зависимостей намагниченности монокристалла LiTbF4 при температурах от 2 до 300 K в магнитных полях до 5 Tл позволил определить параметры кристаллического поля [9]. Магнитоупругие взаимодействия, спонтанная и вынужденная магнитострикция монокристаллов LiTbF4 в ферромагнитной и парамагнитной фазах в полях до 2.25 Тл исследованы в работе [10]. Подробный обзор магнитных свойств тетрафторида тербия и сравнение со свойствами других редкоземельных тетрафторидов даны в работах [9, 11].

В данной работе использовались поликристаллические образцы (кристаллические порошки), так как сильное магнитное поле может приводить к разрушению образца, вследствие дефектов в структуре, возникающих при росте монокристалла. К тому же, двойные фториды обладают выраженной магнитной анизотропией. Так, значение g-фактора для тетрафторида LiTbF4 вдоль оси [001] составляет g|| = 17.85(10) [12], а в плоскости (001) g⊥ ≈ 0. Продольная магнитострикция монокристалла LiTbF4 в направлениях [001] и [100] отличается на порядок и различается по знаку (–3.5 · 10–5 и 3 · 10–6 соответственно, при T = 1.6 К и B = 2 Тл) [10]. Приложение магнитного поля B = 5 Тл перпендикулярно оси легкого намагничивания, т. е. в плоскости (001), создает крутящий момент на один ион Tb3+T = 108 μB, стремящийся развернуть монокристалл легкой осью намагничивания вдоль направления внешнего магнитного поля, что также может привести к разрушению монокристаллического образца в приложенном сильном магнитном поле.

Также влияние размера наночастиц на магнитные, оптические и электронные свойства фторидов является одной из фундаментальных проблем физики редкоземельных соединений. Данная работа является логическим продолжением исследования магнитных свойств наноразмерных порошков двойных фторидов [13].

СИНТЕЗ ОБРАЗЦОВ

Наноразмерный порошок тетрафторида тербия получен методом гидротермального синтеза в автоклаве с использованием среды вода – этанол – олеиновая кислота [14]. Характеризация наноразмерного образца проводилась методами рентгеноструктурного анализа и просвечивающей электронной микроскопии; данные исследования позволили определить средний размер наночастиц: 37.0(4) нм. Изображение синтезированных частиц, полученное на просвечивающем электронном микроскопе, представлено на рис. 1а.

Рис. 1.

Наноразмерные частицы LiTbF4. Изображение получено с помощью просвечивающего электронного микроскопа. Цена деления масштабной линейки 20 нм (а). Микроразмерные частицы LiTbF4. Изображение получено с помощью сканирующего электронного микроскопа (б).

Микроразмерный порошок LiTbF4 синтезирован спеканием порошков фторида лития (99.99%) и трифторида тербия (99.99%), взятых в соотношении согласно фазовой диаграмме [7, 15]. Прекурсоры сушились два часа в стеклографитовом тигле при температуре 150°С и давлении 4 · 10–3 Па. Спекание проводилось в том же самом тигле в течение 18 ч при температуре 600°С в атмосфере аргона. Характеризация микроразмерного образца проводилась методами рентгеноструктурного анализа, энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии и сканирующей электронной микроскопии. Согласно изображениям, полученным на сканирующем электронном микроскопе (пример на рис. 1б), размер частиц составляет порядка 1 мкм.

Кристаллическая структура наноразмерного и микроразмерного образцов LiTbF4 соответствует литературным данным для монокристалла тетрафторида тербия [6]; параметры ячейки a = = 5.20(3) нм, c = 10.91(3) нм для наноразмерного образца; a = 5.20(3) нм, c = 10.90(3) нм для микроразмерного образца. Расчеты проведены с помощью программного обеспечения MAUD [16] по данным из [6] и Crystallography Open Database [17], запись № 1531435.

ТЕОРЕТИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ

При теоретическом анализе экспериментальных данных в рамках модели обменных зарядов использовался метод диагонализации гамильтониана $\hat {H}$ редкоземельного иона в полном базисе состояний свободного иона (3003 состояния) [9]:

(1)
$\hat {H} = {{\hat {H}}_{0}} + {{\hat {H}}_{{Zee}}} + {{\hat {H}}_{{cf}}} + {{\hat {H}}_{{ed}}}.$

${{\hat {H}}_{0}}$ – энергия свободного иона [18].

${{\hat {H}}_{{Zee}}}$ – электронное зеемановское взаимодействие:

(2)
${{\hat {H}}_{{Zee}}} = {{\mu }_{B}}{{\vec {B}}_{{loc}}}\hat {\vec {J}}$
μB – магнетон Бора, $\hat {\vec {J}}$ – оператор полного момента, ${{\vec {B}}_{{loc}}}$ – локальное магнитное поле:
(3)
${{\vec {B}}_{{loc}}}\left( s \right) = \vec {B} + \sum\limits_l {\vec {\mu }\left( l \right)\left( {Q\left( {s,l} \right)--{{4\pi {{N}_{m}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{4\pi {{N}_{m}}} {3\nu }}} \right. \kern-0em} {3\nu }}} \right)} ;$
$\vec {B}$ – внешнее магнитное поле, $\vec {\mu }\left( l \right)$ – магнитный момент редкоземельного иона; s и l – индексы подрешеток; $Q\left( {s,l} \right)~~$– решеточные суммы, рассчитанные по методу Эвальда; ν – объем элементарной ячейки, Nm – фактор размагничивания. В данной работе частицы считались сферическими, поэтому фактор размагничивания является скалярной величиной и Nm = 1.

${{\hat {H}}_{{cf}}}$ – кристаллическое поле симметрии S4:

(4)
${{\hat {H}}_{{cf}}} = \sum\limits_{k,p} {B_{k}^{p}\hat {O}_{k}^{p}} .$
$\hat {O}_{k}^{p}$ – операторы-эквиваленты Стивенса [19]. Используемый набор значений параметров кристаллического поля $B_{k}^{p}$ представлен в табл. 1.

Таблица 1.

Значения параметров кристаллического поля $B_{k}^{p}$ в монокристалле LiTbF4 [9] и констант электрон-деформационного взаимодействия $B_{{k,\eta }}^{p}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right)$ [20, 21] (в см–1)

  $B_{2}^{0}$ $B_{4}^{0}$ $B_{4}^{4}$ $B_{4}^{{--4}}$ $B_{6}^{0}$ $B_{6}^{4}$ $B_{6}^{{--4}}$  
  200   –100.5 –694 –829 –2 –435 –283  
j $B_{2}^{0}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{4}^{0}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{4}^{4}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{4}^{{--4}}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{0}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{4}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{{--4}}\left( {{{A}_{g}}^{j}} \right)$  
1 350 140 2300 1550 90 700 300  
2 –900 500 2400 795 –50 1300 1100  
j $B_{2}^{2}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{2}^{{--2}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{4}^{2}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{4}^{{--2}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{2}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{{--2}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{6}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $B_{6}^{{--6}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$
1 1644 1846 –454 1885 188 –543 –858 –738
2 3814 –836 –1532 1424 –243 –658 –1444 –1245

${{\hat {H}}_{{ed}}}$ – электрон-деформационное взаимодействие:

(5)
${{\hat {H}}_{{ed}}} = \sum\limits_{\alpha \beta } {{{{\hat {V}}}_{{\alpha \beta }}}{{e}_{{\alpha \beta }}}} + \sum\limits_{\alpha s} {{{{\hat {V}}}_{\alpha }}\left( s \right){{w}_{\alpha }}\left( s \right)} .$
Здесь первая сумма отвечает за взаимодействие редкоземельного иона с макродеформациями (${{e}_{{\alpha \beta }}}$ – компоненты тензора деформаций), вторая – за взаимодействие с микродеформациями (wα(s) – смещения подрешеток). Операторы ${{\hat {V}}_{{\alpha \beta }}}$ и ${{\hat {V}}_{\alpha }}\left( s \right)$ являются линейными комбинациями упомянутых выше операторов-эквивалентов $\hat {O}_{k}^{p}{\text{:}}$

(6)
${{\hat {V}}_{{\alpha \beta }}} = \sum\limits_{kp} {B_{{k,\alpha \beta }}^{p}\hat {O}_{k}^{p}} ,$
(7)
${{\hat {V}}_{\alpha }}\left( s \right) = \sum\limits_{kp} {D_{{k,\alpha }}^{p}\left( s \right)\hat {O}_{k}^{p}} .$

Симметрия кристаллической решетки предполагает следующие линейные комбинации компонентов тензора деформации:

(8)
$e\left( {A_{g}^{1}} \right) = {{e}_{{zz}}},$
(9)
$e\left( {A_{g}^{2}} \right) = 0.5 \cdot \left( {{{e}_{{xx}}} + {{e}_{{yy}}}} \right),$
(10)
$e\left( {B_{g}^{1}} \right) = {{e}_{{xx}}}--{{e}_{{yy}}},$
(11)
$e\left( {B_{g}^{2}} \right) = {{e}_{{xy}}},$
(12)
$e\left( {E_{g}^{1}} \right) = {{e}_{{xz}}},$
(13)
$e\left( {E_{g}^{2}} \right) = {{e}_{{yz}}}.$
Эти комбинации преобразуются ${\text{по}}$ неприводимым представлениям Γ = Ag, Bg, Eg группы симметрии S4. Магнитное поле, приложенное вдоль направления [001], вызывает только полносимметричные деформации Ag, а приложенное в плоскости (001) – полносимметричные и ромбические деформации Bg. В базисе симметризованных деформаций энергия электрон-деформационного взаимодействия (5) выглядит следующим образом [20]:
(14)
$\begin{gathered} {{{\hat {H}}}_{{ed}}} = \\ = \sum\limits_{\Gamma \nu \eta } {\sum\limits_{kp} {\hat {O}_{k}^{p}\left[ {B_{{k,\eta }}^{p}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right){{e}_{\eta }}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right) + D_{{k,\eta }}^{p}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right){{w}_{\eta }}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right)} \right]} } . \\ \end{gathered} $
Используемый набор значений констант электрон-деформационного взаимодействия $B_{{k,\eta }}^{p}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right)$ приведен в табл. 1, констант $D_{{k,\eta }}^{p}\left( {{{\Gamma }^{\nu }}} \right)$ – в табл. 2.

Таблица 2.

Значения эффективных постоянных связи с внутренними деформациями (в см–1) [20]

j $D_{2}^{2}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{2}^{{--2}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{4}^{2}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{4}^{{--2}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{6}^{2}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{6}^{{--2}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{6}^{6}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$ $D_{6}^{{--6}}\left( {{{B}_{g}}^{j}} \right)$
1 –2329 30 11 365 –34 305 91 –1510 8774 –1662
2 –21 087 643 –3365 –4413 2120 –6452 4666 4064
3 –6566 17 977 –6867 8738 –996 –1864 4168 –4088
4 13 904 –44 934 98 –10 996 1606 –4525 –10 852 4206
5 363 –1816 5 65 –11 87 –117 –30

Намагниченность M (магнитный момент на единицу массы образца), усредненную по всем возможным направлениям кристалла относительно направления $\vec {B}$ можно найти по формуле

(15)
$\begin{gathered} M = {{\left( {{{N}_{A}}{{\mu }_{B}}{{g}_{L}}} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{\left( {{{N}_{A}}{{\mu }_{B}}{{g}_{L}}} \right)} {\left( {4\pi m} \right)}}} \right. \kern-0em} {\left( {4\pi m} \right)}}\int\limits_0^{2\pi } {d\varphi } \times \\ \times \,\,\int\limits_0^\pi {{{d\theta Sp\left( {\hat {\vec {J}} \cdot {{{\vec {e}}}_{B}}\exp \left( {\beta \hat {H}} \right)} \right)} \mathord{\left/ {\vphantom {{d\theta Sp\left( {\hat {\vec {J}} \cdot {{{\vec {e}}}_{B}}\exp \left( {\beta \hat {H}} \right)} \right)} Z}} \right. \kern-0em} Z}} . \\ \end{gathered} $
Здесь NA – постоянная Авогадро, gL – фактор Ланде, m – молярная масса соединения, ${{\vec {e}}_{B}} = {{\vec {B}} \mathord{\left/ {\vphantom {{\vec {B}} {\left| {\vec {B}} \right|}}} \right. \kern-0em} {\left| {\vec {B}} \right|}},$ $Z = Sp\left( {{\text{exp}}\left( {\beta \hat {H}} \right)} \right),$ $\beta = {{\left( {{{k}_{B}}T} \right)}^{{--1}}},$ kB – константа Больцмана, Т – температура, Sp(…) – след матрицы, сумма ее диагональных элементов.

РЕЗУЛЬТАТЫ

Намагниченность образцов измерялась на вибрационном магнитометре VSM установки Physical Property Measurement System (PPMS®) в пределах температур 2–300 К и приложенных статических магнитных полей до 9 Тл.

На рис. 2а приведены измерения температурной зависимости намагниченности в магнитном поле B = 10 мТл. Температура перехода в магнитоупорядоченное состояние определена как минимум аппроксимации производной намагниченности по температуре (рис. 2б и 2в). Для наноразмерного порошка проведена аппроксимация функцией Гаусса, для микроразмерного порошка – рядом Грама–Шарлье [22]. Температура Кюри микроразмерного порошка TC = 2.88(4) К, что согласуется с литературными данными для монокристалла LiTbF4TС = 2.8741(16) K [8]; но для образца наноразмерного порошка LiTbF4 наблюдается заметное уменьшение температуры Кюри: TC = 2.78(4) К. Приповерхностный слой кристаллических частиц неизбежно содержит большое количество дефектов и неоднородностей [23], что изменяет расщепление основного мультиплета кристаллическим электрическим полем.

Рис. 2.

Температурная зависимость намагниченности M образцов LiTbF4 в слабом магнитном поле (B = 10 мТл). 1 – микроразмерный порошок, 2 – наноразмерный порошок (а). Производная намагниченности по температуре dM/dT для наноразмерного образца LiTbF4 (б). Производная намагниченности по температуре dM/dT для микроразмерного образца LiTbF4. Стрелка указывает на минимум математической аппроксимации производной намагниченности по температуре (в).

В приближении самосогласованного поля, температура Кюри зависит от расщепления δ основного квазидублета иона Tb3+ [9]:

(16)
$1 = \lambda {{\left( {\nu \delta } \right)}^{{--1}}} \cdot $
Здесь $\lambda = \nu {{({{g}_{{||}}}{{\mu }_{B}})}^{{--2}}}\sum\nolimits_j {{{J}_{{ij}}}} {\text{\;}} = 4.36$ см–1 – постоянная обменного поля, Jij – обменные интегралы, определяющие взаимодействие ионов Tb3+ с ближайшими ионами тербия, а также и со следующими за ними четырьмя ионами тербия, полученные из анализа данных по квазиупругому рассеянию нейтронов в работе [24]. Для уменьшения TC на величину 0.1 К достаточно увеличения δ с 1.0 см–1 до 1.7 см–1. Это значение расщепления можно подобрать изменением значений параметров кристаллического поля (табл. 1): уменьшением $B_{2}^{0}$ на 45 см–1 или увеличением $B_{4}^{0}$ на 60 см–1, согласно результатам моделирования.

Эффекты в приповерхностном слое становятся заметными при сравнимом объеме его и внутреннего объема частицы [25, 26]. По нашим оценкам, это достигается при размерах частицы порядка 5–50 нм, если принять толщину приповерхностного слоя в пределах от 1 до 10 нм. С другой стороны, уменьшение объема частицы означает уменьшение числа магнитных моментов, и тепловым флуктуациям легче разрушить упорядоченное состояние магнитной системы, и это также может вызвать уменьшение температуры Кюри.

Измерения полевых зависимостей намагниченности микроразмерного порошка двойного фторида LiTbF4 при различных температурах представлены на рис. 3 вместе с расчетами, проведенными по формуле (15).

Рис. 3.

Полевые зависимости намагниченности M микроразмерного порошка LiTbF4 при различных температурах: ⚫ – 5; ◼ – 10; ⚪ – 15; ▲ – 77; ◆ – 300 К. Символами обозначены измерения, линиями – расчеты.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Это первое исследование магнитных свойств наноразмерного образца редкоземельного тетрафторида тербия. Наблюдаемое уменьшение температуры Кюри наноразмерного порошка LiTbF4 относительно микроразмерного порошка этого соединения на 0.10(8) К и относительно литературных данных о монокристалле LiTbF4 говорит о размерном мезоскопическом эффекте.

Авторы благодарят Б.З. Малкина за обсуждение результатов.

Исследование выполнено при поддержке Российского научного фонда (проект № 22-22-00257).

Список литературы

  1. Семашко В.В., Кораблева С.Л., Федоров П.П. // Неорг. матер. 2022. Т. 58. № 5. С. 467; Semashko V.V., Korableva S.L., Fedorov P.P. // Inorg. Mater. 2022. V. 58. No. 5. P. 447.

  2. Vojna D., Slezvák O., Lucianetti A., Mocek T. // Appl. Sci. 2019. V. 9. No. 15. P. 3160.

  3. Shirron P., Canavan E., DiPirro M. et al. // Cryogenics. 2004. V. 44. No. 6–8. P. 581.

  4. Aminov L.K., Malkin B.Z., Teplov M.A. // in: Handbook on the physics and chemistry of rare earths. V. 22. Elsevier Science B.V., 1996. P. 296.

  5. McKenzie R.D., Stamp P.C.E. // Phys. Rev. B. 2018. V. 97. No. 21. Art. No. 214430.

  6. Keller C., Schmutz H. // J. Inorg. Nucl. Chem. 1965. V. 4. No. 4. P. 900.

  7. Thoma R.E., Brunton G.D., Penneman R.A., Keenan T.K. // Inorg. Chem. 1970. V. 9. No. 5. P. 1096.

  8. Als-Nielsen J., Holmes L.M., Krebs Larsen F., Guggenheim H.J. // Phys. Rev. B. 1975. V. 12. No. 1. P. 191.

  9. Romanova I.V., Tagirov M.S. // Magn. Reson. Solids. 2019. V. 21. No. 4. Art. No. 19412.

  10. Кротов В.И., Малкин Б.З., Миттельман А.А. // ФТТ. 1982. Т. 24. No. 2. С. 542.

  11. Babkevich P., Finco A., Jeong M. // Phys. Rev. B. 2015. V. 92. No. 14. Art. No. 144422.

  12. Magariño J., Tuchendler J., Beauvillain P., Laursen I. // Phys. Rev. B. 1980. V. 21. No. 1. P. 18.

  13. Alakshin E.M., Klochkov A.V., Korableva S.L. et al. // Magn. Reson. Solids. 2016. V. 18. No. 4. Art. No. 19412.

  14. Zhang Q., Yan B. // Inorg. Chem. 2010. V. 49. No. 15. P. 6834.

  15. Федоров П.П., Семашко В.В., Кораблева С.Л. // Неорг. матер. 2022. Т. 58. № 3. С. 235.

  16. Lutterotti L., Matthies S., Wenk H.-R. et al. // J. Appl. Phys. 1997. V. 81. P. 594.

  17. Semashko V.V., Korableva S.L., Fedorov P.P. // Inorg. Mater. 2022. V. 58. No. 3. P. 447.

  18. Carnall1 W.T., Goodman G.L., Rajnak K., Rana R.S. // J. Chem. Phys. 1989. V. 90. No. 7. P. 3443.

  19. Mollabashi L., Jalali-Asadabadi S. // Phys. Rev. B. 2020. V. 102. No. 4. Art. No. 045120.

  20. Аминов Л.К., Малкин Б.З. Динамика и кинетика электронных и спиновых возбуждений в парамагнитных кристаллах. Казань, 2008. 182 с.

  21. Bertaina S., Barbara B., Giraud R. et al. // Phys. Rev. B. 2006. V. 74. No. 16. Art. No. 184421.

  22. Кендалл М., Стьюарт A. Теория распределений. М.: Наука. ГРФМЛ, 1966. 588 с.

  23. Klochkov A.V., Kurzin S.P., Mukhamedshin I.R. et al. // Appl. Magn. Reson. 1996. V. 14. P. 525.

  24. Holmes L.M., Als-Nielsen J., Guggenheim H.J. // Phys. Rev. B. 1975. V. 12. No. 1. P. 180.

  25. Никифоров В.И., А.Н. Игнатенко А.Н., Ирхин В.Ю. // ЖЭТФ. 2017. Т. 151. № 2. С. 356; Nikiforov V.N., Ignatenko A.N., Irkhin V.Yu. // J. Exp. Theor. Phys. 2017. V. 124. No. 2. P. 304.

  26. Alakshin E., Kondratyeva E., Garaeva A. et al. // Nanoscale. 2022. V. 14. No. 31. Art. No. 11353.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал