Создание наведенной магнитной анизотропии ионизирующим излучением в феррошпинелях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

I.МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ ФЕРРОШПИНЕЛЕЙ.

1.1. Структура ферритов типа шпинели.

1.1.1. Элементарная ячейка структуры.

1.1.2. Дефекты структуры в ферритах.

1.2. Теория кристаллического поля.

1.3. Магнитокристаллографическая анизотропия ферритов.

1.4. Наведенная магнитная анизотропия ферритов.

1.4.1. Феноменологическое описание наведенной магнитной анизотропии.

1.4.2. Модельные теории наведенной магнитной анизотропии.

1.4.3. Кинетика процессов образования наведенной магнитной анизотропии.38 1.4.4. Влияние наведенной магнитной анизотропии на процессы намагничивания.'.

П.РАДИАЦИОННЫЕ.ДЕФЕКТЫ.В ФЕРРИТАХ И МЕТОДИКА

ЭКСПЕРИМЕНТА.

2.1. Образцы.

2.2. Источники излучения, дозиметрия и техника. облучения.

2.3. Методы исследования магнитных свойств.

2.3.1. Анизометр.

2.3.2. Баллистический метод измерения в постоянных полях.

2.3.3. Вибрационный магнитометр.

2.3.4. Установка для исследования параметров и формы петель гистерезиса.

С 2.4. Радиационные дефекты в ферритах.

2.4.1. Создание радиационных дефектов в ферритах.

2.4.2. Радиационно стимулированная диффузия.

III.ВОЗДЕЙСТВИЕ ОБЛУЧЕНИЯ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ФЕРРИТОВ В РАЗМАГНИЧЕННОМ СОСТОЯНИИ.

3.1. Параметры петли гистерезиса.

3.2. Магнитная проницаемость.

3.3. Температура Кюри.

3.4. Намагниченность насыщения.

1У. СОЗДАНИЕ НАВЕДЕННОЙ МАГНИТНОЙ АНИЗОТРОПИИ В ПРОЦЕССЕ РАДИАЦИОННОЙ ТЕРМОМАГНИТНОЙ ОБРАБОТКИ.

-4стр.

4.1. Термомагнитная обработка ферритов.

4.2. Радиационная термомагнитная . обработка ферритов.

Актуальность работы. Ядерная энергетика и радиационная технология полупроводников и твердотельной электроники требует материалов с заданными параметрами и радиационной стойкостью. То же самое относится к материалам для космической техники. Поэтому требуется систематическое исследование радиационных процессов в различных классах твердого тела, в том числе ферритов.

Необходимо заранее знать поведение ферритов в условиях, соответствующих их эксплуатации, чтобы устройства автоматики, вычислительной техники и средства связи работали без отказов. Из литературных данных по воздействию облучения на магнитные свойства, созданию и диффузии радиационных дефектов, известно, что ферриты являются весьма устойчивыми по отношению к облучению. Эффект воздействия облучения заключается в: а) повышении температуры образца из-за радиационного нагрева, б) создании дефектов в кристаллической решетке феррита, в)радиаци-онно-стимулированной диффузии ионов, г) протекании ядерных реакций. Остаточные изменения свойств ферритов обусловлены в основном выбиванием ионов из узлов кристаллической решетки при воздействии быстрых нейтронов. Влиянию очень больших20 ?? —Рнейтронных флюенсов порядка. 10 +10 см при которых достигается полностью разупорядоченное состояние, посвящены работы Гощицкого, Чукалкина и др. (ИФМ УНЦ АН СССР).

Проведенные исследования по воздействию облучения на магнитные свойства ферритов не позволяют прогнозировать надежность и работоспособность изделий в условиях эксплуатации. Несмотря на большой интерес к ферритам, не была выясненароль магнитного состояния во время облучения на характер изменения магнитных свойств. Не достаточно экспериментальных исследований по составу и различным примесям для получения ферритов со свойствами, мало чувствительными к облучению. Температура во время облучения только измерялась, нет систематических данных о роли температуры при изменении магнитных свойств, хотя температура ускоряет процессы рекомбинации и диффузии.

Некоторые системы ферритов с низкой температурой Кюри (Тс) в частности марганец-цинковые с примесью кобальта, слабо реагируют на окончательную термомагнитную обработку (ТМО) По имеющимся литературным сведениям, а также нашим экспериментальным результатам, некоторые магнитные свойства магнито-мягких сплавов улучшаются после радиационной магнитной обработки (РМО). Учитывая роль ионов Со^+ при создании наведенной магнитной анизотропии (НМА), а также экспериментальные результаты по ТМО Со содержащих ферритов, можно предполагать, что РМО Мп- 2п ферритов с примесью Со должна быть эффективна. Направленное упорядочение Со^+, при облучении в магнитном поле, в ферритах должно стимулироваться созданием радиационных дефектов (катионных вакансий). Ионизирующее излучение может влиять на скорость изменения, состояния, которое связано с диффузионными процессами.

Исходя из приведенного анализа общего состояния проблемы надежности и работоспособности ферритовых изделий в условиях радиации основной задачей работы явилось: а) систематическое исследование ряда основных магнитных свойств Mt7- 7. Л ферритов, содержащих ионы Со2+, облученных в разных магнитных состояниях, в широком диапазоне температур, электронами, iA-квантами и быстрыми нейтронами; б) исследование условий создания наведенной магнитной анизотропии в ферритах во время облучения и условий радиационно-стимулированной диффузии; в)выяснение вклада ионов Со в системе /У/7- Z/7 ферритов в процессе радиационной магнитной обработки и оценка роли созданных радиационных дефектов. в процессе намагничивания. При этом главное внимание уделялось выяснению механизма, создания ШЛА ионизирующим излучением в ферритах и условий эффективной РМО ферритов с низкой TQ.

Объектами исследования служили системы кобальтсодержа-щих ферритов Мпомк 2Пог? CoxFe2 og О4 с Тс^475 КПоликристаллические образцы получены керамической технологией. Использованные в работе методики измерения константы НМА, намагниченности насыщения, параметров и формы петли гистерезиса, магнитной проницаемости и температуры Кюри описаны во второй главе.

Научная новизна. В диссертации впервые получены сведения о влиянии облучения электронами, ^-квантами и быстрыми нейтронами на свойства ферритов в намагниченном состоянии. Характер изменения некоторых магнитных свойств (проницаемости, остаточной индукции, прямоугольности петли гистерезиса) после РМО качественно отличается от имеющихся литературных данныхпо радиационной стойкости ферритов.новыеПолуч еныГэкспериментальные данные по изменению основной кривой намагничивания, магнитной проницаемости (J4 ), остаточной индукции ( А-)» коэрцитивной силы (Нс), намагниченности насыщения ( Ms ), температуры Кюри (Тс) и формы петли гистерезиса (ПГ) при облучении феррошпинелей в магнитном поле, достаточном для достижения технического насыщения.

Если облучение в размагниченном состоянии и в состоянии остаточной намагниченности приводит к уменьшению Вг, начальной (J40 ) и максимальной проницаемости (J4M), росту Нс, Тс и появлению перетянутых петель гистерезиса, облучение в магнитном поле приводит к росту и J4M а ПГ становится более прямоугольной, что показано впервые.

Эффект РМО зависит от температуры во время облучения и растет с увеличением флюенса. Максимальная цроницаемость растет с увеличением температуры, достигая максимума при температуре ниже температуры Кюри, а при приближении к Тс уменьшается.

Проведен анализ влияния магнито-активных ионов и радиационных дефектов на процесс создания НМА в Mn-Zn ферритах с примесью кобальта в условиях облучения.

Теоретические модели НМА были разработаны Неелем, Таяи-гучи и Слончевским. В нашей стране основные результаты по изучению анизотропии /ё-М- и fc-Ni-Co ферритов получены Пахомовой и др. Ими, в частности, изучены вклады и природа энергетических констант высоких порядков магнитокристалличес-кой анизотропии, которых следует учесть в ферритах, а также уточнено влияние орбитального состояния магнитных ионов на изменения свойств ферритов.

Значительно меньше изучена НМА в поликристаллических Мп -2/7 ферритах с добавками кобальта. Во многих случаях, создавая в ферритах наведенную магнитную анизотропию (НМА), можно улучшить параметры петли гистерезиса, повысить их магнитную проницаемость.

Перетянутая форма ПГ может появляться, если соотношение между величинами НМА и кристаллографической анизотропии изменяется в пользу первой. Зависимость флюенса, при котором появляется перетянутая ПГ, от концентрации Со, зависимость константы НМА от содержания Со после облучения в магнитном полето р3,2 кЭ при Т=313 К флюенсом 4.10хосм и эффективных констант (КЭф|,) после облучения без магнитного поля, а также сравнение с определенных методом ФМР /1 / для этих ферритов,дает основание считать, что в процессе облучения происходит направленное упорядочение магнитоактивных ионов Со2+.

Как следует из экспериментальных результатов по изменению и нс при периодическом облучении в магнитном поле и без него, соотношение эффектов упорядочения (радщаци-онно-стимулированные процессы) и разупорядочения (простые и сложные радиационные дефекты) меняется при увеличении флкь енса быстрых нейтронов и зависит от концентрации ионов Со2+.

Таким образом показано, что НМА. возникает,в основному результате упорядочения ионов Со^+. Энергия активации этого диффузионного процесса составляет 1,2*1,4 эВ. Некоторое уменьшение времени релаксации и энергии активации облученных образцов вероятно связано с радиационными дефектами (дополнительными катионными вакансиями), способствующими миграции ионов.

Исследуемые Mti-2/i ферриты содержат небольшое количество ионов Со2+(менее 0,02$), что позволяет применить одноион-ную модель для объяснения НМА при облучении. Во внешнем -магнитном поле энергетическое состояние ионов Со2+, находящихся в октаэдрических позициях с различным направлением триго-нального поля, различно.

Локальная тригональная ось таким образом является направлением легкого намагничивания для кавдого отдельного иона При произвольном направлении намагниченности некоторые октапозиции для иона Со2+ оказываются энергетически более выгодными. Такие позиции, очевидно, занимают ионы Со^+ при ТМО во время облучения. В этих позициях направление тригонального поля (т.е. соответствующее направление [ill] ) ближе к направлению намагниченности.

Полученные экспериментальные данные подтверждают идею, что облучение материалов в условиях, соответствующих их функциональному назначению (магнитные материалы в намагниченном состоянии, металлы в напряженном состоянии), могут дать совсем другие результаты,[чем]обычные испытания до и после облучения.

Изменением магнитного состояния Mtl- 2п ферритов с примесью кобальта в полях ионизирующего излучения можно значительно повысить устойчивость изделий к облучению.

Практическая ценность работы. Исследования влияния радиационных дефектов на магнитные свойства ферритов с разными составами и концентрацией примесей расширит наш знания о протекании физических процессов, помогут получить научно обоснованные рекомендации по составу, добавкам, окончательной обработке ферритовых изделий для успешного применения их в условиях облучения.

Проведенный анализ влияния магнитного поля, температуры во время облучения и состава ферритов на их магнитные свойства, позволяет прогнозировать эксплуатационные свойства ферритовых изделий, работающих в полях ионизирующего излучения.

Ддя улучшения характеристик магнитных сплавов и ферритов применяют термообработку и термомагнитную обработку (ТМО). Во многих случаях из-за состава феррита и низкой температуры Кюри ТМО не дает желаемого эффекта. Ярким примером являются Mft- 27? ферриты, ТМО которых является неэффективной.

Получены рекомендации по РМО Мп- Zn ферритов с добавками Со с низкой температурой Кюри. Показана значительная эффективность РМО по сравнению с обычной ТМО.

Показано, что периодическое нахождение Мп - 2п ферритов с добавками кобальта до определенных концентраций, в магнитном поле во время облучения, стабилизируют параметры петли гистерезиса.

В первой главе обсуждаются вопросы, связанные со структурой ферритов, локализацией и стабильностью дефектов рещетки шпинели.

Даны представления о роли кристаллического поля при возникновении кристаллографической магнитной анизотропии в ферритах содержащих магнитные ионы re и Со.

Рассматриваются воздействие кристаллического поля на состояние ионов и их энергетический спектр, зависимость расщепления энергетических уровней от симметрии кристаллического поля, предпочтительное распределение катионов Со2+ по октаэдрическим позициям, учитывая стабилизирующее действие этого поля.

Рассматриваются теоретические модели для объяснения наведения магнитной анизотропии в ферритах и вклады отдельных ионов, ионных пар и более сложных конфигураций в создании НМА.

Рассмотрена кинетика процессов образования НМА, её диффузионный характер, роль вакансий при миграций ионов.

Обсуждается влияние НМА на процессы намагничивания.

Во второй главе приводятся сведения об исследуемых образцах, критерии выбора систем Mh- 7п и Ni ферритов.

Приведены характеристики использованных источников ядерного излучения: реактор ИРТ, гамма-контур РК-ЛМ, электронный ускоритель. Описана методика измерения флюенсов нейтронов и определения энергетического спектра нейтронов. Приведены полученные зависимости распределения величины флюенса нейтронов по высоте и длине экспериментальных каналов.

Описана методика облучения, измерения и поддержания необходимой температуры от 90 К до 650 К и создания магнитного поля во время облучения.

Описаны экспериментальные установки для измерения магнитных свойств ферритов: анизометр, баллистическая установка, установки для исследования параметров петли гистерезиса и формы петли гистерезиса (дифференциальная петля гистерезиса), вибрационный магнитометр.

Рассмотрены особенности создания радиационных дефектов в ферритах электронами, ^ -квантами и нейтронами. Приведены соотношения для рассчета числа смещенных атомов, учитывая поперечное сечение столкновений, создающих смещение атомов.

Учитывая природу радиационных нарушений, сравнивается эффективность радиационно-стимулированной диффузии с обычной термической диффузией.-13В третьей главе изложены экспериментальные результаты измерения магнитных свойств ферритов при облучении в размагниченном состоянии. Показано, что происходит ТМО в каждом домене, приводящая к стабилизации доменов и их границ. Стабилизация обусловлена наведением одноосной анизотропии.

В четвертой главе отражена роль магнитного поля во время облучения. Показана значительная эффективность PMQ ферритов с низкой Тс по сравнению с обычной ТМО. Эффект создания НМА ионизирующим излучением объясняется направленным упорядочением магнитоактивных ионов в цроцессе радиационно-стимулированной диффузии.

В заключение изложены основные результаты и выводы.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на Всесоюзном совещании по физическим свойствам монокристаллов, г. Красноярск 1969 г., Всесоюзной конферении "Радиационные эффекты в твердом теле", г. Ашхабад, 1977 г., IУ Всесоюзном совещании РФ и ХИК г. Рига, 1978 г., У Всесоюзной конференции "Термодинамика и технология ферритов", г. Ивано-Франковск, 1981 г., Выездных сессияхЬомиссии по термодинамике и технологии ферритов НС "Неорганическая химия" АН СССР 1983 г. Ивано-Франковск, 1984 г. Рига.

По материалам диссертации опубликовано и основное содержание диссертации отражено в 10 печатных работах. В работах, написанных в соавторстве, соискателю принадлежат результаты и выводы.I МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ ФЕРРОШПИНЕЛЕЙ I.I. Структура ферритов типа пшинели. I.I.I. Элементарная ячейка структуры.

Общая химическая формула ферритов, обладающих структурой шпинели, записывается в видегде Me -ион металла или комбинация этих ионов, средняя валентность которых равна двум.

Относительно большие ионы кислорода (ионный радиус ^0,14 нм) образуют гранецентрированную кубическую решетку. В такой плотно упакованной кубической решетке существуют два вида пустот: тетраэдрических (А) и октаэдрических (В), окружение которых состоит из 4 и 6 ионов кислорода. Элементарная ячейка содержит 8 молекул (октантов) Me Fez О^ с длиной ребра кубической элементарной ячейки 0,80+0,89 нм. Из имеющихся в элементарной ячейке шпинели 64 А и 32 В узлов заняты ионами металла 8 А и 16 В узлов, остальные 56 А и 16 В узлы свободны. Окружение иона кислорода тремя соседними ионами металла в В узлах и одним в А узле (рис.I-I)'можно считать как основную компоненту решетки шпинели. Ионы металлов могут быть разновалентными, но соединение должно быть ль-, электронейтральным.

В зависимости от заяолнения А- и В- узлов, принято называть шпинельную структуру нормальной, обращенной или смешанной. Такое катионное распределение, при котором ионы одинакового сорта расположены в кристаллографически эквивалентных позициях, является нормальным. Чтобы указать тип шпинельной структуры, вводится степень обращенности S » и катионноераспределение тогда имеет видMesFeig[Me^Fe31J0^ где член перед скобками характеризует заполнение А-узлов, а член в квадратных скобках - заполнение В-узлов. Для структуры нормального типа <f =1, а для обращенного типа S =Ю. Переходными между обращенной и нормальной шпинелью являются смешанные структуры.

Вопрос, почему некоторые шпинели являются обращенными, а другие - нормальными или смешанными, тесно связан с энергией стабилизации £s кристалла, характеризующей склонность ионов к определенной координации.

Таблица I.IЭкспериментальные значения силы кристаллического поля Do для 3 cfh -ионов в кубическом поле и соответствующие энергии стабилизации /Z/Ион 1 D1 (окта) Ог Е^(окта) (тетра) ккал/моль Е^(тетра) ккал/моль Е^(окта)-Bs (тетра)77 3+ 2030 900 23,1 15,4 7,72100 930 35,9 10,6 25,3Mr, 2+ 750 330 0 0 0Fe 3+ 1400 620 0 0 0/— 2+ re 1000 440 11,4 7,5 3,9Со3+ 1000 780 45 26 19Сои 1000 440 17,1 15,0 2,1М'2+ 860 380 29,3 6,5 22,8с«2+ 1300 580 22,2 6,6 15,6Чтобы в тетраэдрических узлах могли поместиться ионы металла, объем узлов увеличивается за счет октаэдрических пустот смещением четырех ионов кислорода наружу вдоль пространственной диагонали куба (рис.1). Мерой смещения является кислородный параметр /х. Его значение зависит от величины катионов, от их распределения по А и В позициям решетки и от вида химической связи. Величина сдвига однозначно определяет положение всех ионов кислорода. В идеальном случае М- =3/8. Для описания взаимодействия, приводящего к установлению упорядочения магнитных моментов ионов в А- и В- узлах, использует гамильтониан обменного взаимодействиягде St- и - операторы спинов соответствующих ионов, ач/J;j -обменный интеграл, который резко уменьшается с расстоянием (уменьшается степень перекрытия волновых функций), и практически отличен от нуля лишь для ионов, являющихся ближайшими соседями. Однако, поскольку расстояние между соседними катионами велико, для ферритов более выражено не прямое, а косвенное обменное взаимодействие, которое осуществляется через ионы кислорода, функция анионов состоит в наведении связи, благодаря которой их магнитные электроны могут приближаться к электронам соседних катионов и взаимодействовать с ними. Величину обменного взаимодействия определяет суперпозиция электронных состояний лигандов и орбит d -электронов катионов.

Цутем введения подрешеток с взаимно антипараллельной ориентацией магнитных моментов, Неелю удалось объяснить спонтанную намагниченность феррошпинелей. В ферритах намаг—>ниченности подрешеток не скомпенсированы и суммарная намагниченность отлична от нуля.

Подрешетка должна обладать следующими свойствами: а) периодичностью, т.е. обнаруживает определенную трансляционную симметрию; б) эквивалентностью всех узлов, т.е. окружение всех составляющих ее атомов или ионов должно быть одинаковым. На практике часто встречаются подрешетки, узлы которых эквивалентны только с точки зрения геометрии решетки и не эквивалентны по сорту заполняющих их ионов.

Если ионы подрешетки характеризуются спином vS и фактором спектроскопического расщепления у тогда намагниченность насыщения Ms подрешетки можно записать в видеMs-N^3fiB, fwгде Nf -число ионов ^'-й подрешетки, приходящихся на I см3; уЧ6-магнетон Бора; J4B «О, Э27.1020эрг/Гс.

В области температур вблизи Тс, где исчезает упорядочение на далеких расстояниях (а вместе с ним и спонтанная намагниченность) существует только спиновое упорядочение (ближний порядок), которое связано с обменными силами, действующими между парами соседних спинов.

Факторы, влияющие на распределение ионов: I)ионный радиус - А- узлы имеют меньший размер, чем В- узлы. Трехвалентные ионы обычно меньше двухвалентных. Поэтому наиболее вероятно распределение катионов, при котором ионы сменьшим положительным зарядом распологаются в тетраузлах,а ионы с более положительным зарядом - в октаузлах.

2) Электронная конфигурация - некоторые ионы предпочитают определенное окружение: и занимают А узлы, гдеих 4 srp или 5 <s}p -электроны могут образовывать ковалентную связь с шестью 2j>-электронами иона кислорода. В результате возникают четыре связи, ориентированные в направлении углов тетраэдра./Ус и Сг предпочитают В узлы, где, по сравнению с А узшом, энергетически более выгодное распределение заряда этих ионов во внутрикристаллическом поле.

3) Электростатическая энергия, которая обусловлена сближением ионов при образовании шинельной структуры.

Выгодно такое распределение ионов металлов, когда ионы с наименьшим положительных зарядом окружены четырьмя ионами кислорода, а ионы с наибольшим положительным зарядом - шестью ионами кислорода.

Рис.1.1. Окружение иона кислорода тремя ионами металла в В узлах и одним в А узле.I.I.2. Дефекты структуры в ферритах.

В ферритах мы встречаемся как с дефектами, обусловленными тепловым движением ионов, так и с отклонением от стехиометрии в результате разупорядочения и -взаимодействия фаз при образовании ферритов.

Нестехиометрия феррита возникает как за счет избыточного (недостаточного) растворения одного или обоих окислов металла, так и из-за избытка или дефицита кислорода или другой летучей компонетны.

Дефицит кислорода (0), приводящий к созданию анионных вакансий или внедренных катионов, увеличивает концентрацию ионов Fe. Сильно возрастает вероятность перескока электронов между ионамиFe^-ь- Рев октаэдрических узлах и, соответственно, растет электроцроводность ферритов / 3 /Увеличение |А-^уч>д]Ьвязано с возникновением катионных ва»кансий в В -подрешетке. Поэтому магнитные свойства такжечувствительны к отклонению состава феррита от стехиометрии.

С увеличением j^- растет температура Кюри, что объясняетсяусилением сверхобменного взаимодействия, когда часть ионов г 3+Гв из В- узлов переходит в А- узлы и одновременно уменьшается постоянная решетки и намагниченность насыщения,например, для Д/t ферритов [ 4/.-21В результате тепловых колебаний ионов их энергия может стать достаточно большой для перехода иона из узла в междоузлие, т.е. для образования дефекта Френкеля.

Путем электронного или атомного разупорядочения может происходить взаимный обмен катионами между подрешетками. Сухаревский и др. / ^ / считают равновероятным образование как катионных, так и анионных вакансий, однако в зависимости от температуры и энергии разупорядочения всегда преобладают определенные виды дефектов.

Так, например, преобладающим типом точечных дефектов являются: внедренные в. тетраузлы ионы Me* (цинковый феррит), вакансии в октаузлах (магнетит) и анионные вакансии (марганец-цинковый феррит). Следует, однако, заметить, что ни величина, ни знак отклонения от стехиометрии ещё однозначно не определяют тип дефекта в кристалле. Во всех случаях остается неясным вопрос о локализации и стабильности дефектов решетки шпинели.

1.2. Кристаллическое поле в ферритах.

Кристаллита еское поле, воздействуя на орбитальное движение электронов, частично или полностью снимает орбитальное вырождение энергетических состояний 3^/ ионов. В отсутствие спин-ррбитального взаимодействия кратность вырождения невозмущенного терма равна (2L+I).(2S+I). Так как кристаллическое поле влияет лишь на орбитальное движение электронов, (2S+I) -кратное спиновое вырождение сохраняется.

От симметрии кристаллического поля зависит расщепление энергетических уровней. Первоначально пятикратно вырожденный d -уровень расщепляется в октаэдричвеком поле на триплет я^и дублет причем триплет соответствует меньшей энергии.

Положение уровней cf^ и cf^ определяется параметром расщепления Д. Величина А обозначает полное расщепление в кубическом поле. Для ионов группы железа действие кристаллического поля обычно сильнее спин-орбитальной связи, но слабее сил, определяющих основной терм иона / 6 /. При таком соотношении сил 1фисталлическое поле разрывает спин-орбитальную связь и движение электронов должно согласовываться с симметрией кристаллического поля, что приводит к так называемому замораживанию орбитального момента, когда кристаллическое поле воздействует лишь на орбитальное движение электронов, а спиновый момент £ может ориентиро—-->ваться независимо от JL в результате чего магнитные свойства кристалла будут обусловлены в основном спиновыми моментами.

Если симметрия поля ниже кубической, то происходит дальнейшее расщепление cf€ и с^д уровней. В случае тригональной симметрии низший триплет расщепляется на два уровня: дублет и синглет.

Возникновение тригонального поля может быть связано с искажением октаэдра.

Тригональное поле может возникнуть и при условии, еслирассматривать не только ближайшие соседи." Окружение катиона может обладать тригональной симметрией, которая обусловлена действием зарядов атомов, следующих за ближайшими.

В случае тетрагональной симметрии расщепляются оба: de и dy.

В этих работах описываются два возможных механизма, обуславливающих магнитную анизотропию ферритов;1) анизотропное магнитное взаимодействие между ионами- ;2) анизотропное взаимодействие одного иона с кристаллическим полем Z/ls.

Рассчеты, проведенные Танигучи / /2 / и Иосидой / /3 /, позволяют сделать вывод, что парное взаимодействие не является основным механизмом, отвечающим за возникновение кристаллической анизотропии. Для ионов с остаточным орбитальным моментом преобладающим источником магнитокристаллографической анизотропии в первую очередь следует считать спин-орбитальное взаимодействие. Спин через посредство орбит чувствует кристаллическое поле: во первых кристаллическое поле непосредственно влияет на состояние и энергетический спектр иона; во вторых под влиянием L-S связи энергия обменного взаимодействия пар магнитных ионов начинает зависеть оториентации их спинов относительно кристаллографических осей.

При вычислении одноионной анизотропии следует по отдельности рассматривать разные ионы и позиции в решетке. На одинаковые ионы будут действовать разные кристаллические поля, если ионы расположены в неравноценных позициях (в октаэдри-ческих или тетраэдрических). Вольф / / вычисляет свободную энергию и получает зависимость анизотропной части энергии от температуры ионов /£3+ (6 =5/2).здесь ус- f^-ajtffHxfi* А?у К/ £(у/ и ZV^» функции эффективных магнитных пол.ей; зависящие от спина S ;«4/9 если искажение направлено вдоль осей [ш] У4 =^2/3 если искажение направлено вдоль осей [jEOOj; параметр «Э > определяет расщепление в кристаллическом поле аксиальной симметрии.

Для окислов характерны значения: /3/ ^0,2 см""*, и для кубического параметра /л/рг 0,02 см-1.

Кубическое поле полностью снимает вырождение орбитальных состояний в тех случаях, когда каждый из уровней с^, cfy либо свободен, либо заполнен наполовину или полностью. В этом случае основным состоянием иона является орбитальный синглет.

Если основным состоянием иона Со^+ является орбитальный дублет, «нкнни то эти ионы обладают остаточным орбитальным моментом и их вклад в Kj > О, К^О.

Если основное состояние есть орбитальный триплет, орбитальный момент отличен от нуля, и спин-орбитальное взаимодействие проявляется в более низком приближении. В этом случае член Щ играет важную роль в окончательном расщеплении энергетических уровней, относительно малое расстояние между которыми и сильная зависимость от ориентации поля обменного взаимодействия могут быть причиной сильной магнитокристаллической анизотропии. На рис.1.2. приведена схема энергетических уровней ионов Со^+ и в том случае, когда поле более низкой симметрии (тригональное) действует таким образом, что орбитальный синглет становится состоянием с наинизшей энергией. \Тригональное поле расщепляет орбитальный триплет на синглетf /Ь+ • Рис.1.2. Схема энергетических уровней ионов Со2+ и Fe?+ /15/.

Ф0 и дублет причем от знака тригонального поля зависит какой из двух уровней обладает более низкой энергией.

Пахомовой Н.Л. /14/ исследовано влияние орбитального состояния ионов на их вклад в магнитокристаллическую анизотропию. Эксперимент показал, что появление ионов в В узлах феррита вносит положительный вклад в Kj. Величина вклада зависит от состава феррита и распределения катионов/по межузлиям, т.е. от действующего на ион локального крисг 2.+таллического поля. Вклад ионов /е в Kg был как положительным, так и отрицательным, что указывало на присутствие в этихсферритах ионов /в, в различных орбитальных состояниях. Если более низкой энергией обладает Л? ф + 4 с оста.точным орбитальным моментом, то > Ot а д/С^ О. Еслиболеенизкой энергией обладает синглет ф0 иона Fe*^, то вклады в анизотропию д /Cf >0 и также больше 0.

Взаимодействие иона с кристаллическим полем не влияет на спины электронов. Каждое орбитальное состояние обладает еще (ZS+/ ) - кратным вырождением, обусловленным простран-ственныфвантованием спина. Это вырождение снимается обменным.j: взаимодействием, из-за которого энергия зависит от ориентации спина по отношению к направлению эффективного поля обменного взаимодействия в месте расположения иона. Схема расщепления энергетических уровней иона Со^+ при дублетном основном состоянии г с показана на рис. 1.3. При незамороженном орбитальном моменте спин-орбитальное взаимодействие Л 13 снимает первоначальное двухкратное орбитальное вырождение основного состояния.

Рассмотрим спиновой гамильтониан и возмуще-ние, зависящее01 ошшаиона ^Z-J^firj ^Компонента спина в направлении, задаваемом вектор—> —>ной суммой полей Н0(5м и (рис. 1.4), определяет суммарную энергию возмущения <£ :/15/' 10*OAU,)=-ciСбододн.Кибач.Трагон.Ul. u ион + пме+гюлеРис.1.3.Схема расщепления энергетических уровней иона Со2+ в дублетном основном состоянии.

Рис.1.4.Энергия спина иона в эффективном поле (по Тачики /13/).

Рис.1.5.Анизотропия энергии низшего дублета б (M4=»-S) иона в тригональном поле /15/.гО5 ю"л»4£^ 5 оII"Рис.1.6.Зависимость констант ША Fx 6 от концентрации ионов Со2+ /19/.

005 0,1 0,15 *где Ms * -Sj-S-tf,.Kt -единичный вектор в направлении тригональной оси [illj.

П Поскольку поле Н0(3м совпадает по направлению с намагниченностью, угловая зависимость энергии с определяет магнитную анизотропию иона (рисЛ.5).

Энергия достигает минимума при & =0 или Т ( 6> -угол между Нобм и тригональной осью). Локальная тригональная ось таким образом является направлением легкого намагничивания для каждого отдельного иона Со2+. При произвольном направлении намагниченности некоторые позиции иона Со^+ оказываются энергетически более выгодными. Такие позиции, очевидно, занимают ионы Со^+ и F& при термомагнитной обработке и во время облучения. В этих позициях направление тригонального поля (т.е. соответствующее направление [пф ближе к направлению намагниченности.

1.4. Наведенная магнитная анизотропия в ферритах.

1.4.1. Феноменологическое описание НМД.

Внешним магнитным полем воздействуя на кристалл, путем внутреннего перераспределения ионов, которые стремятся занять энергетически наиболее выгодные позиции, можно уменьшить свободную энергию кристалла.

Изменения в локальном распределении ионов могут существенно повлиять на величину магнитокристаллографической анизотропии и,создать условия для возникновения дополнительной анизотропии.

В результате движения ионов по кристаллу, т.е. в результате диффузионного процесса, вероятность которого характеризуется температурной зависимостью типа еу>(£»/кТ), уетанавливается равновесное состояние. Путем быстрого охлаждения до достаточно низкой температуры можно стабилизировать полученное распределение ионов. Стабилизированное направление намагниченности становится преимущественным направлением и проявляет себя в виде дополнительной одноосной анизотропии. Так как эту анизотропию в кристалле создают дополнительным намагничиванием в определенном направлении, её называют наведенной магнитным полем анизотропией (НМА).

Наведение одноосной анизотропии отжигом в магнитном поле, как технологический процесс на первых порах опиралось на опыт, пока оно нашло теоретическое обоснование в работах Нееля //£/, Танигучи /9, /2, Слончевского //г/ и др.

Коэффициенты f О Кн являются неизвестными функциями состава, температур Т и Та и др. параметров, характеризующих механизм образования НМД. Для поликристалла после отжига в магнитном поле ОЛН образца совпадает с направлением намагниченности во время отжига. Для монокристалла положение ОЛН и величина константы наведенной анизотропии Кц зависят от направления намагниченности во время магнитного отжига.

Конкретный вид зависимостей Кц и положения ОЛН от углов, определяющих направление намагниченности и положение ОЛН относительно направления [lOO] определяется параметрам, F и G в которых скрыта вся информация о механизме образования анизотропии.

Образование НМА. связано с выполнением условии:I) для создания НМА необходимо, чтобы образец был намагничен,II) наведение анизотропии осуществляется диффузионным путем,III) кинетика образования НМА характеризуется определенным набором времен релаксации и энергий активации,IV) релаксационные процессы, приводящие к образованию анизотропии jзависят от исходной структуры образца и условий магнитного отжига.

Из первого и второго условия следует, что образования НМА не может происходить ни при температурах, превышающих температуру Кюри, ни при температурах слишком низких для протекания диффузии при направленном упорядочении ионов.

Для наведения анизотропии чаще всего используется магнитное поле, которое создает во всем образце намагниченность, имеющую определенное направление. Наведенную анизотропию можно получить и без внешнего магнитного поля, если стабилизировать любое состояние с остаточной намагниченностью или размагниченное состояние образца, а затем его заморозить. В последнем случае из-за наличия доменной структуры вектор намагниченности почти всегда имеет различное направление в разных частях образца. Следовательно, направление наведенной анизотропии также меняется от участка к участку. Описанным способом осуществляется стабилизация доменных границ, которая приводит, в частности, к возникновению перетянутых и прямоугольных петель гистерезиса и обуславливает ряд других явлений так называемого магнитного последействия.

1.4.2. Модельные теории НМД.

Создание количественной теории НМА требует знания физической природы процесса наведения анизотропии и выяснения причины понижения свободной энергии ферромагнетика при термомагнитной обработке. В настоящее время предполагается, что таких причин может быть три: направленное упорядочение магнитных ионов в ферритах и сплавах; перераспределение дефектов в решетке, приводящее к снижению обусловленной ими магнитоста-тической энергии; релаксация магнитострикционных напряжений в тонких пленках.

В начале 50 годов Неель /л?/ обращает внимание на то, что природа НМА аналогична природе магнитной кристаллографической анизотропии /Н/.

Для объяснения НМА в настоящее время пользуются различными моделями. Одной из наиболее популярных моделей является одноионная модель, которая впервые предложена в работах Слон-чевского ////. Позже было показано, что часть наведеннойанизотрошш своим происхождением обязана наличию ионных пар или более сложных конфигураций ионов ////.

Одноионная модель.

Рассмотрим шпинель в которой незначительнаячасть катионов в В узлах замещена ионами Со^+. Согласно этой модели вклады отдельных магнитных ионов в энергию анизотропии аддитивны. При этом существенным является энергетический спектр иона в кристалле, отличающийся от спектра свободного иона.

Перегруппировка ионов влияет на взаимодействия, ответственные за создание НМА и на изменение вкладов отдельных ионов в энергию анизотропии. Такие изменения могут происходить двумя путями: во-первых в результате перегруппировки окружающих ионов может произойти изменение величины кристаллического поля непосредственно в позиции, где расположен ион. Во-вторых, соответствующий ион может перейти в позицию, в которой кристаллическое поле имеет наиболее выгодную при существующем магнитном состоянии ориентацию и величину.

При произвольном направлении намагниченности энергетически наиболее выгодными будут те позиции, в которых направление тригонального поля (т.е. соответствующее направление [ill] ) ближе всего к направлению намагниченности.

При малой концентрации ионов Со^+ они перемещаются независимо друг от друга.

Слончевским /15/ рассчитаны вклады ионов Со в магнитную анизотропию для магнетита, а также других частично замещенных кобальтом ферритов и на рис.1.7 сравниваются с экспериментальными кривыми. Одноионная модель достаточно хорошо объясняет НМА широкого класса ферритов ( шпинелей, содержащих Со + и Ы ) после термомагнитной обработки.

Анизотропия, обусловленная направленным упорядочениемионных пар и сложных конфигураций.

Добавление другого иона Со в соседнюю октаэдрическую позицию изменяет локальную симметрию и свойства кристаллического поля. В этом случае анизотропия связана с ориентацией рассмотренной ионной пары Со2+-Со2+ относительно осей кристалла. Та-чики/ /3 /таким образом объяснил магнитную анизотропиюСо феррита.

В работах Нееля и Танигучи /16, 24 / рассматриваютсявклады в анизотропию, обусловленные анизотропном характером обменных взаимодействий пары ионов.

Принимается, что энергия магнитной.анизотропии феррита равна сумме элементарных энергий, каждая из которых относится к взаимодействию магнитных моментов соседних атомов. Величина этого взаимодействия различна для различных атомных пар и зависит от угла между направлением суммарной намагниченности и осью, соединяющей пары атомов. Таким образом, в феррите имеется энергетический стимул для анизотропного распределения атомных пар относительно вектора 7$.

Смит и Вейн /25/ указывают на необходимость учесть косвенное обменное взаимодействие, которое осуществляется через посредство ионов кислорода, находящихся в одной плоскости с рассматриваемой парой Со2+-Со2+.

Крупичка. /23/ рассматривает прямые обменные взаимодействия для двух соседних ионов Со2+. Поскольку орбитальный момент иона Со2+ ориентирован в направлении локальной тригональ-ной оси, для двух соседних ионов Со2+ выделенной будет также направление £lOC)J делящее пополам угол между обеими триго-нальными осями.

Пахомова и Козлов / 26 - 28 / исследовав монокристалл0,26 ^0/6 &0fi0t, ' на основе предположенияоб одновременном упорядочении ионных пар и отдельных ионов Со2+, показали, что в NL -ферритах с примесью кобальта НМА связана с упорядочением отдельных ионов Со2+ вдоль соответствующих осей [ill] тригональной симметрии и направленным упорядочением пар вдоль кристаллографических осей |l00jтетрагональной. симметрии.

Вклад, вносимый в анизотропию большими ионными группами,формаяьно определить можно, выбрав определенную часть кристалла и исследовав все возможные ионные конфигурации в этой области /Z 9/. Эти конфигурации определяют локальные микросостояния рассматриваемого кристалла. Фактически вычисления так сложны, что обычно не удается выйти из рамки феноменологической теории. Исключение составляют лишь простейшие случаи, когда вклады в наведенную анизотропию носят одноионный характер. На примере магнетита, в котором часть ионов железа замещена ионами кобальта, можно оценить, сколько ионов Со^+ из общего числа являются изолированными, какая часть образует пары Со^+-Со^+ и т.д. Но, так как вычислить анизотропию отдельных конфигураций пока не удалось, за исключением одноионных вкладов, то в лучшем случае можно лишь разделить отдельные вклады в анизотропию на основании их концентрационной или температурной зависимости и оценить весовой множитель для различных вкладов, что важно с точки зрения возможности некоторого упрощения.

Анизотропия, связанная с магнитостатической энергиейграниц кристаллитов.

А.Г.Лесник / 30 / считает, что причиной анизотропии может быть магнитостатическая энергия, возникающая в области границ кристаллитов в результате скачка нормальной составляющей намагниченности. Согласно магнитостатической теории, анизотропия формируется в процессе диффузии точечных дефектов (вакансий или примесных атомов) по границам кристаллитов (зерен или кристаллических блоков).

Шпинели, содержащие небольшое количество ионов Со^+ воктаэдрических позщиях удобны для исследования. Вклад ионов Со2+ в анизотропию превосходит другие вклады. Величина НМД., вызванная ионами io2+, определила выбор систем Мп-2п и /\Л" ферритов с добавками кобальта для изучения в полях ионизирующего излучения.

Если выполняются условия для образования анизотропного локального упорядочения, вклад в магнитную анизотропию могут вносить и другие ионы, например /g2?1.4.3. Кинетика процессов образования магнитной наведенной анизотропии.

Для возникновения или изменения наведенной анизотропии необходимо определенное упорядочение или перегруппировка ионов в кристаллической решетке. Процессы, обуславливающие эти изменения, протекают с конечной скоростью, и имеют диффузионный характер.

Наличие вакансий в значительной мере ускоряет и облегчает движение ионов по кристаллу. Обмен местами катиона и вакансии энергетически более выгоден, чем процесс диффузии без непосредственного участия вакансий (диффузия через междоузлия).

Если ион Со^+ в шпинели меняет свое местоположение путем перескока в незанятую октаэдрическую позицию, то сначала должна возникнуть конфигурация, в которой вакансия занимает ближайшую соседнюю к этому иону позицию. Основные типы конфигураций с вакансиями изображены на рис.1.8. Ионы Со2+ могут быть либо изолироваными, либо образовывать пары или более сложные группы. Согласно оценке Ииды / 321 миграция изоливакансия щ co2+nwfe2+Рис.I.8. Типы конфигураций, в которых вакансия занимает ближайшую соседнюю к ионам или Со2+ позицию.рованного иона Со^+ осуществляется всегда с участием конфигурации Kg которая возникает при обмене местами соседнего иона Fe** с вакансией. Для пар ионов имеются две возможности: вакансия может приближаться к иону так, что возникает либо конфигурация Kg, либо Kg. Первый механизм по расчетам Ииды, должен быть более эффективным и быстрым.

О различном характере кинетики магнитного отжига в случае направленного упорядочения отдельных ионов и парного упорядочения свидетельствует различие времен релаксации в направлениях [xooj и [iioj в монокристаллических Fe- М - Со ферритах / 27 /.

Проблема релаксации НМД. была сформулирована Мидой / 3//, а количественное описание явления на основе магнитостатичес-кой теории анизотропии приведено в работе / /3 /.

Обычно релаксация наведенной анизотропии изучается приисследовании уменьшения со временем вращающего момента образца.—>Если образец был намагничен в направлении уЗ и пришел в равновесное состояние при температуре Т<ТС, магнитное поле, а вместе с ним и вектор намагниченности можно быстро поворачивать в новое направление <>г?. После изменения направления поля образец оказывается в термодинамически неравновесном состоянии и с течением времени релакеирует в состояние равновесия, соответствующее новому направлению поля. Изменению во времени вращающего момента будет соответствовать разрушение одноосной наведенной анизотропии, созданной в исходном положении J?, Временной спад НМА, который определяет величину вращающего момента, можно представить выражением£н (t) - 4 (о/ t/tj, /vгде Вн(о) -значение энергии НМА при t =0; -время релаксации.

Анализ, цроведенный Иидой / 3/ /, показал, что процесс переориентации изолированных ионов Со2+ характеризуется одним временем релаксации, пары ионов двумя различными значениями времени релаксации, а при участии в процессе релаксации больших групп ионов Со2+ (в случае высоких концентраций Со) возникает значительный разброс постоянных времени. Этот вывод подтверждается результатами экспериментов / 20f 3/^ 2>*f /. Переход от одной конфигурации к другой осуществляется в результате того, что катион и вакансия, находящаяся в соседних позициях, обмениваются местами. Для этого катион должен цреодолеть определенный энергетический барьер Е«,. • Преодоление энергетических барьеров можно рассматривать кактермически активированный процесс, вероятность которого пропорциональна ехр( -Е^/кТ).

Используя выражение, которое определяет время релаксации Т системы:. Иида и Ицука / / подставили вместо 1Л> значение, независимо найденное из анализа релаксации наведенной анизотро-« 2+пии ионов Со в магнетите и вычислили для чистого магнетита с малой концентрацией вакансий энергию активации Е^ =0,941эВ, которая очень хорошо согласуется с непосредственно определенные ми из эксперимента значениями / 3S /.

Если при анализе процесса релаксации расширить основную область и увеличить число рассматриваемых группировок ионов и их конфигураций, получается большое число времен релаксации. Можно предположить, что благодаря влиянию различных дефектов кристалла, в том числе созданных облучением, его в сущности дискретный, спектр характеризуется определенным разбросом времени релаксации.

Величина НМА. в области более высоких температур не зависит от J>. При комнатных температурах катионные вакансии играют активную роль в возникновении НМА, а в высокотемпературном процессе их роль является пассивной, в этом случае вакансии лишь ускоряют упорядочение катионов в решетке.

Таким образом можно отметить основные процессы, в результате которых устанавливается НМА: I)упорядочение катионов (и пар катионов) посредством диффузии вакансий: 2)упорядочение путем изменения валентности ионов при электронной диффузии1.4.4. Влияние наведенной анизотропии на процессы намагничивания.

Стабилизация доменной структуры.

Наведенная анизотропия стабилизирует магнитное состояние кристалла, стабилизируется пространственное i распределениенамагниченности в образце независимо от того, является ли оно однородным (состояние магнитного насыщения) или неоднородным (некоторая доменная структура). Энергия, необходимая для изменения стабилизированного магнитного состояния, возрастает на величину так называемой энергии стабилизации, которая находится в црямой связи с НМА. Отсюда следует, что НМА определенным образом влияет на процесс намагничивания.

НМА, благодаря образованию локального упорядочения, стабилизирует доменную структуру. Стабилизация затрагивает как сами домены, так и доменные границы. В размагниченном состоянии ориентация вектора намагниченности внутри доменов совпадает с одним из направлений легкого намагничивания. Эти направления определяются магнитной анизотропией кристалла. Обычно при Kj<0 это бывает направление £lllj или эквивалентные ему, а при Kj>0 - направление [100Д и эквивалентные ему. Отсюда следует, что стабилизация внутри доменов зависит от кристаллографического направления легкого намагничивания.

В окрестности дефектов направление намагниченности может существенно отличаться от направления легкого намагничивания. В таких областях стабилизация возникает и в том случае, когда стабилизация доменов отсутствует. Стабилизируется неоднородности намагниченности, а не их результирующее направление в доменах совпадающее с кристаллографическим нацравлением легкого намагничивания. Стабилизация таких неоднородностей может оказывать большое влияние на определяемые ими процессы намагничивания.

Петли гистерезиса.

Стабилизация границы означает, что увеличивается критическое поле Нцр, цри котором граница высвобождается из потенциальной ямы. Занимаемые границами минимумы становятся глубже,. Статистическое распределение Н^, связанное с увеличением глубины потенциальных ям, сохраняется, но происходит сдвиг на величину поля стабилизации. Если поле стабилизации сравнимо с коэрцитивной силой, петля гистерезиса становится перетянутой (ПГ такой формы называют перминварной петлей). Нс возрастает с увеличением кристаллографической анизотропии. Соотношение мевду величинами НМД. и кристаллографической анизотропии оказывает влияние цри возникновении как перминварной, так и прямоугольной ПГ. Как будет показано в главах III и 1У, в зависимости от магнитного состояния во время облучения меняется форма ПГ Мп-2п ферритов, содержащих небольшое количество ионов Со^+.

Если стабилизация доменной структуры возникает в результате диффузии ионов шш вакансий, стабильный перминварэффект существует при комнатной температуре и выше.

Исчезновение перминварной петли в ферритах после охлаждения ниже определенной критической температуры обычно связывают с изменением знака константы анизотропии при изменении доменной структуры.

Михайловский / ^«2 / объясняет нарушение стабилизации при понижении температуры сильным изменением величины анизотропии, влияющей на распределение магнитных моментов в границе, что вызывает изменение ее толщины. Если поликристаллический феррит выдерживать в магнитном полегдостигающем технического насыщения при температуре, при которой возникает НМА, то состояние насыщения стабилизируется. Образец оказывается магнитно-анизотропным, а свойства после охлаждения сходны со свойствами монокристалла. При намагничивании вдоль стабилизированного направления, которое теперь является направлением легкого намагничивания, феррит обладает прямоугольной петлей гистерезиса. При наличии стабилизации на намагниченность в отдельных кристаллитах действует момент, вызываемый НМА и направленный против вращающего момента, обусловленного кристаллографической анизотропией. Разброс направлений намагниченности в состоянии остаточной намагниченности оказывается меньше, чем в нестабилизированном состоянии. Если НМА много сильнее магнитокристаллической, то состояние остаточной намагниченности лишь незначительно отличается от состояния насыщения, образование зародышей перемагничивания сильно затруднено и ПГ приобретает прямоугольную форму. При этом перемаг-ничиваяие происходит внезапно в результате одного скачка Баркгаузена, поскольку состояние насыщения является практически единственным устойчивым состоянием образца в течение всегоцикла намагничивания.

Выводы.

Наведение магнитной анизотропии осуществляется диффузионным путем. Релаксационные процессы, приводящие к индуцированию анизотропии, зависят от исходной структуры ферритов и условий магнитного отжига. Кинетика образования НМА. характеризуется определенным набором времен релаксации и энергий активации. Наличие вакансий в значительной мере облегчает процесс диффузии ионов по кристаллу и способствует направленному упорядочению магнитоактивных ионов.

НМА стабилизирует пространственное распределение намагниченности в ферритах, независимо от того, является ли оно однородным или неоднородным и таким образом влияет на процесс намагничивания.

Учитывая роль ионов Со2+ при создании НМА, а также экспериментальные результаты по ТМО Со содержащих ферритов, можно предполагать, что при облучении Mt\-Zn ферритов с примесью Со должна индуцироваться значительная магнитная анизотропия. Характер и величина НМА должны быть обусловлены магнитным состоянием ферритов во время облучения и условиями облучения.II РАДИАЦИОННЫЕ ДЕФЕКТЫ В ФЕРРИТАХ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА2.1. Образцы.

Рентгеновский анализ свидетельствует об их однофазности. Параметры решетки меняется в пределах (8,47*8,49)^0,01 А.

К группе высокопроницаемых ферритов относится 3000 НМ -6000 НМ, которые используются в виде магнитопроводов. По величине проницаемости исследованная система u2h Со • /> £7соответствует ферритам этих марок.

Образцы этих марок исследовались с целью определения эффективности РМО для получения стабильных магнитных параметров.

На системе никелевых ферритов исследовалась также эффективность ТМО без предварительного облучения по сравнению с эффективностью ТМО после облучения электронами.

Исследования изменений магнитной проницаемости A/t ферритов с высокой Тс после ТМО и РМО сравнивались с Mft-2h ферритами с низкой TQ.

Хотя катионное распределение исследуемых образцов не известно, можно предполагать, что все ферриты, имея избыток f=e Q3 содержат ионы he. и также катионные вакансии.

2.2. Источники излучения, дозиметрия и техника облучения.

Облучение является способом регулируемого введения в вещество различного вида дефектов, вносящих изменения как в структуру твердого тела, так и в комплекс его свойств. Таким образом ядерные излучения можно использовать как мощное средство при изучении свойств твердого тела.

Реактор ИРТ. Интенсивным источником излучения является ядерный реактор, который создает смешанное нейтронное и шамма-излучение. Реактор ИРТ отличается от других реакторов на тепловых нейтронах сравнительно большим отношением потока быстрых нейтронов к потоку тепловых нейтронов в активной зоне реактора.

Основным источником излучения в реакторе является активная зона, испускающая нейтроны разных энергий, осколки деления, бета- и гамма-излучение. На практике при облучении объектов в экспериментальных каналах преобладает смешанное гамма-нейтронное излучение.

Во время работы реактора нейтроны создаются в процессе деления ядер энергетическое распределение нейтроновдано в / средняя энергия быстрых нейтронов 2 МэВ.

Гамма-излучение реактора - это в основном мгновенноеросгамма-излучение, возникающее при делении ядер . Средняя энергия гамма-излучения работающего реактора ИРТ ^1,1 МэВ.

На реакторе ИРТ Института физики Академии наук Латвийской ССР интенсивным источником гамма-излучения служит радиационный гамма-контур РК-Л. С помощью электромагнитного насосаактивирующееся вещество (носитель гамма-активности), в качестве которого используется тройной сплав индия, галлия и олова,^иркулйруёт]между активной зоной реактора и облучателем, расположенным вне нейтронного поля (в горячей камере). Основной компонентой в сплаве, создающей активность, является ко-роткоживущий изотоп с периодом полураспада Т^у2=54мин.

Средняя энергия гамма излучения радиационного контура 14 МэВ / ?20 /.

Около активной зоны реактора размещаются радиальные горизонтальные и вертикальные экспериментальные каналы. Вертикальные экспериментальные каналы (ВЭК) представляют собой алюминиевые трубы, проходящие через водяную защиту вдоль активной зоны или заходят в зону. Двойной изгиб ВЭК исключает прямой выход излучения для обеспечения биологической защиты. Они закрыты пробками с продольными спиральными пазами. ВЭКи могут быть сухими или заполненными водой. Для увеличения относительной доли быстрых нейтронов два ВЭКа отделены от активной зоны воздушными вытеснителями и Cot фильтрами.

На выходе горизонтальных экспериментальных каналов (ГЭК) находятся защитные тамбура, в которых размещена конструкция для установки транспортировки и охлаждения образцов. Охлаждение парами азота позволяет во время облучения поддерживать температуру образцов до 80 К / /• Как в ВЭКах, так и в ГЗКах можно проводить измерения свойств во время облучения, используя кабеля и обмотки для образцов, которые выполнены цроводом с радиационно стойкой изоляцией. Для уменьшения гамма-фона один из горизонтальных каналов был оборудован свинцовым фильтром / /,Электронный ускоритель. Линейный электронный ускориjтель является резонансным ускорителем с бегущей электромагнитной волной. Ускорение электронов происходит путем передачи энергии высокочастотного электромагнитного поля электронам, эмитируемым из катода инжектора. Диаметр пучка ускоренных электронов непосредственно у выходного окна вакууми-рованного волновода мм. Средняя энергия электронов 3,8*0,8 МэВ. Пробег таких электронов в: у меди «3 мм. Плотность тока по оси пучка электронов на расстоянии 10 см от выходного окна 10 мка/см^=6,24.Ю^эл/см^сек. Плотность тока в плоскости перпендикулярной к оси ускорителя неравномерна. ■Для дозиметрии гамма-излучения использовался ионизационный метод. Мощность дозы гамма-излучения пропорциональна ионизационному току в наперстковой камере.

Для разделения дозы от нейтронов и гамма-облучения в смещанном потоке ИРТ применялся дифференциальный метод разделения доз при помощи тканеэквивалентной (полистирол) и не содержащей водород (графитовая) камер. Ha. рис. 2.1 дано распределение мощности дозы нейтронного и гамма-излучения по длине горизонтального канала ГЗК-8 / /.

Для исследования радиационного воздействия на ферриты данные о поглощенной дозе получают после обработки ионизационных измерений с учетом плотности и атомного номера исследуемого вещества.

Для измерения флюенса нейтронов использовался актива-ционный метод. Он пригоден также для определения спектра нейтронов. Вводим понятие интеграла активации А50 100 150 I,cm Рис.2.1. Распределение мощности дозы нейтронного /I/ и f-излучения /2/ по длине ГБК-а.t?<=>20 40 60 t,c m Рис. 2.2. Распределение плотности нейтронов по высоте ВЭК-а. 1-медленные, 2-быстрые нейтроны.который представляет вероятность взаимодействия нейтронов плотности потока fifej с энергией £ в одну секунду с одним ядром вещества., обладающего сечением активацииВеличина Св широком интервале энегии следует закону ^ ( ^-скорость нейтрона). Для определенных энергий нейтронов имеет резонанс, т.е. СГ(£) сильно возрастает.

В реакторе при упругих столкновениях с ядрами замедлителя нейтроны уменьшают свою энергий. Можно принимать, что в интервале £ ? 0,1 эВ до 0,5 МэВ плотность потока замедляющихся нейтронов следует закону I/E:хотя можно наблюдать также отклонения. Абсолютные измерения плотности потока тепловых нейтронов проведены методом активации золотых фольг с последующим измерением наведенной активности на схеме у?-^ совпадений / 46 /. Для расчета используют формулугде Д^—активность золота, облученного в кадмиевом фильтре; СТ -эффективное сечение активации для тепловых нейтронов; М- массовое число; No -число Авогадро. Ошибка в определении плотности потока тепловых нейтронов не превышает ±10%. На рис. 2.2' показано распределение плотности нейтронов по высоте активной зоны/ 46 /.

Восстановление спектра быстрых нейтронов состоит в определении коэффициентов при такой степени полинома, когда теоретические расчеты лучше всего совпадают с экспериментом.

По рассчитанным спектральным коэффициентам имеется возможность перевода на интегральные плотности потоков быстрых нейтронов с энергией ^-0,1 МэВ. Величина 0,1 МэВ является пороговой энергией нейтронов для создания дефектов Френкеля ударным механизмом.

Для РК-Л, ВЭК и ГЖ размеры образцов лимитируется лишь внутренним диаметром облучателя или экспериментального канала.

Магнитное поле во время облучения создавалось цри помощи намагничивающей обмотки с необходимым числом витков (циркулярное поле), В зависимости от тока, протекающего по обмотке, прикладываемое во время облучения магнитное поле было постоянным или переменным.

Для создания НМА в ф'ерритовых дисках во время облучения в плоскости диска создавалось постоянное магнитное поле. На электронном ускорителе использовался электромагнит, через катушки которого пропускался постоянный ток. В ВЭК- и ГЭКах диски облучались в контейнере, в котором находился постоянный магнит, изготовленный из St»Go.

При радиационной магнитной обработке необходимо менять температуру образца как во время облучения, так и во время измерения, когда образцы находятся в поле облучения или вне его. Во время облучения, вследствие радиационного нагрева, температура образца растет в зависимости от плотности излучения, вида излучения и массы образца. Для получения необходимой температуры образец надо подогревать или охлаждать. Для подогрева использовалась нагревательная обмотка. Схема для поддержания необходимой температуры во время облучения дана на рис. £.3 и описана, в работе / 4 7 /. Для понижения радиационного нагрева использовалось охлаждение образцов воздухом или низкотемпературная петля (НТП) на парах азота / 4 в /. На рис. показано простое приспособление, позволягащее охлаждать образцы массой 8г. (1,3 см ) от 535 К до 335 К. Поток воздуха от входа в ГЖ по тонкостенной М труб1 ске, которая обеспечивает циркуляцию, охлаждает образец и выходит в спецвентиляцию.

ГО. магазин сопротивлений, 12.измеритель температуры.

Рис.2.3. Схема поддержания температуры образца.

2.испаритель,3.хладопровод,4.нагреватель,5.термосопротивление, 7.терморегулятор,8.образец,9.,II. термопара,С5 XоCR С5 X JQ Г7Еа:оОбразецЬозду:Рис.2.4. Охлаждение образцов в ГЭК-е воздушным потоком-572.3. Методы исследования магнитных свойств.

2.3.1. Анизометр.

Дня непосредственного измерения константы наведенной магнитной анизотропии, нами был изготовлен автоматический анизометр, изменяющий механический вращающий момент.

Поместим ферритовый диск во внешнем магнитном поле. Если вектор напряженности поля лежит в плоскости диска, но не совпадает с ОЛН, на образец будет действовать вращающий момент

ВЫВОДЫ

1.Впервые проведены комплексные исследования влияния ионизирующего излучения на магнитные свойства магнитомягких ферритов со структурой шпинели внамагнич енном состоянии.

2.Показано, что характер изменения магнитных свойств ферритов зависит от магнитного состояния во время облучения. Радиационная магнитная обработка эффективно повышает остаточную индукцию, максимальную проницаемость и отношение остаточной индукции к индукции насыщения ферритов с низкой температурой Кюри по сравнению с уменьшением этих параметров при облучении без магнитного поля.

3.Установлено, что возникновение в марганец-цинковых ферритах перминварного эффекта зависит от концентрации радиационных дефектов и примесей ионов кобальта.

4.Установлено, что радиационная магнитная обработка является радиационно-стимулированным диффузионным процессом, представляющим собой направленное упорядочение магнито-ак-тивных ионов (прямое и посредством радиационных дефектов) и приводящим к созданию наведенной магнитной анизотропии. Рада ационная магнитная обработка позволяет создать наведенную магнитную анизотропию при более низких температурах по сравнению с термомагнитной обработкой.

5.Величина наведенной магнитной анизотропии в процессе радиационной магнитной обработки определяется концентрацией магнито-активных ионов, радиационных дефектов и температурой облучения.

6.Показано, что периодическое изменение магнитного состояния во время облучения феррошпинели, содержащей ионы кобальта, приводит к стабилизации магнитных свойств.Радиационная магнитная обработка небольшим флюенсом повышеет начальную магнитную проницаемость Mft -2/7 ферритов.

В заключение! выражаю благодарность научному руководителю кандидату технических наук Улманису У.А. за постоянное внимание и интерес к работе; кандидату физико-математических наук Петрову А.Е. за ценные советы и обсуждение результатов ряда экспериментов; руководству Института физики Академи Наук Латвийской ССР за предоставленную возможность использовать источники ионизирующего излучения.

Заключение.

Полученные экспериментальные результаты по облучению магнитомягких феррошпинелей нейтронами, электронами и ^-квантами указывают на существенное влияние магнитного состояния образца во время облучения, на характер изменения магнитных свойств. Облучение в размагниченном состоянии и в состоянии если S^ast остаточной намагниченности^приводит к уменьшению магнитной проницаемости, остаточной индукции, искажению формы петли гистерезиса, росту коэрцитивной силы и температуры Кюри. Такой эффект облучения на магнитные свойства ферритов наряду с нами также наблюдали авторы работ /Cf-C3; 3, 4(6/.

В настоящей, работе впервые получены экспериментальные данные по изменению проницаемости, температуры Кюри, намагниченности насыщения и параметров петли гистерезиса при облучении в магнитном поле, достаточном для достижения технического насыщения (рис.4.13 , 4.18, 4.19 ). Видно, что облучение в магнитном поле приводит к росту максимальной, проницаемости J4M и остаточной индукции бг, а петля гистерезиса ПГ становится прямоугольной. Величина намагничивающего магнитного поля, при котором магнитная проницаемость достигает максимума, уменьшается с ростом флюенса нейтронного облучения. Эти изменения магнитных свойстфротивоположны изменениям при облучении без магнитного поля (рис.3.12-3.18,4.18).

Измеренные константы наведенной магнитной анизотропии (НМА) Кц после облучения в магнитном поле т.е. радиационной магнитной обработки (РМО) и эффективных констант КЭфф после облучения без магнитного поля Mh -Z/7 ферритов с примесью Со (табл.4.6), а также сравнение КЭфф с Kj, определенной для этих ферритов методом ФМР /I/, позволяет предположить, что в процессе облучения происходит направленное упорядочение маг-нито-активных ионов Со2+. В случае РМО магнитное поле ориентирует намагниченность по единой для всего образца оси, которая становится осью легкого намагничивания. Зависимость Кц и Jif/y от содержания кобальта (табл. 4.4), Указывает на исключительную роль магнито-активных ионов Со2+ в процессе создания НМА.

Появление перминварного эффекта при облучении без магнитного поля (причем величина флюенса быстрых нейтронов, при котсь ром ПГ становится перетянутой, тем менвше.чем выше концентрация ионов Со (рис.3.8)) подтверждает факт создания НМА. Только в этом случае направленное упорядочение происходит в направлении спонтанной намагниченности в каждом домене.

На рис.3.19;4.12 показана основная кривая намагничивания до и после облучения. В малых полях после облучения как

-176в магнитном поле, так и без него рост индукции происходит медленнее. Критическое поле Н^, при котором начинается резкое возрастание индукции после РМО имеет ярко выраженный порог, который смещен в область меньших полей, а после облучения в отсутствии поля, в сторону больших полей по сравнению с необлученным образцом. рост Не

Уменьшение магнитной индукций^Шадетельствует о роли радиационных дефектов, влияющих на смещение доменных границ, и, возможно , на ориентацию локальной намагниченности. После РМО перемагничивание для ///;-//7 ферритов осуществляется подобно материалам с црямоугольной ПГ.

Зффект РМО зависит от температуры во время облучения (рис. 4.17) и растет с увеличением флюенса быстрых нейтронов. С увеличением температуры эффект РМО растет, достигая максимума при температуре # 25% ниже Тс, а при приближении к Тс уменьшается. Хотя скорость диффузии растет с температурой, намагниченность при приближении к Тс падает, и поэтому ось легкого намагничивания не создается. Около Тс процессы направленного упорядочения подавлены термическими флуктуациями величины намагниченности. Существует тоько спиновое упорядочение на близких расстояниях, обусловленное обменными силами.

На рис.4.24 были показаны измененияуу/^ после ТМО и РМО в течении 20 часов при температурах 623 К и 423 К соответственно для никелевого феррита с Тс?^850 К. Эффективность РМО формально выражается в снижении температуры, при которой изменение максимальной проницаемости после РМО и ТМО достигает ' одинаковой величины.

-177В экспериментах, проведенных с целью выяснения эффективности РМО по сравнению с ТМО для системы Мп^сг-х^о^Со^Ге^ое Q и промышленных ферритов типа НМ, обнаружено (табл.4.4); а) более

PMOfэффективна для ферритов типа НМ, содержащих ионы Со, по сравнению с ферритами не содержащих ионов кобальта; б) Эффективность РМО меньше для системы М(г-х^аг? с более высоким уровнем магнитных свойств по сравнению с промышленными ферритами типа. НМ; в) Увеличение у*^ после РМОУферритов, содержащих ионы Со, более. чем на порядок превышает рост J4M после ТМО; г) РМО небольшими флюенсами повышает начальную магнитную проницаемость Мп - Z/1 ферритов.

При РМО высокопроницаемых : /ё -АЛ' сплавов нами было обнаружено, что от исходного уровня свойств зависит величина критического значения флюенса, начиная с которого свойства ухудшаются /117, 118/. В случае ферритов 2000HMI даже величи

TQ О на 1,4.10 см еще не является критическим флюенсом, при котором рост JiM и достигает максимума, но ферриты

Mn06Z^xZno2:? 0*f с высокой проницаемостью также, как и сплавы с более высокими исходными свойствами, менее чувствительны к РМО по сравнению с ферритами 2000HMI.

Об участии ионов Со в создании НМА свидетельствует изменение Нс и fis при периодическом наложении магнитного поля во время облучения (рис.4.21 и 4.22). Экспериментальные данные по изменению Нс и 4 указывают на стабилизацию магнитных свойств. Величина амплитуды периодического изменения HQ и /Ss для ферритов

СоА с х 0,006 по отношению к исходным значениям не превышает 10$ и 20% соответственно. С ростом х до 0,02 эта величина амшштуды для Нс и &r-//3s растет до 30$ и 100$ соответстен-но. При уменьшении временного периода приложения магнитного поля изменения сглаживаются. Небольшие колебания Нс и Д* /ft при РМО с временным периодом, за который ферриты облучаются тс р флюенсом быстрых нейтронов 8,4.10 см (по сравнению с 1,4. то р

10х см в предыдущем случае), указывает на возможность поддержания этих параметров ферритов типа НМ на исходном уровне до больших флюенсов быстрых нейтронов ( 8.10*8см"2).

Из сравнения эффекта РМО от ^ -квантов, электронов и быстрых нейтронов следует, что РМО эффективнее при нейтронном облучении. Следует отметить и эффект РМО поел,® электронного облучения 0 Рис;. 4. II). Возможно также предварительное создание радиационных дефектов облучением ферритов электронами с целью увеличения эффективности последующей ТМО. Как было показано на рис.4.II., таким образом можно создать большую НМА. Так как после облучения электронами ферриты не становится радиоактивными, то использование такой комбинированной обработки имеет практический интерес для целенаправленного изменения свойств.

Возврат магнитных свойств Mft-7n ферритов, облученных флюенсом I0*8 см"2, после выдержки в течение 125 дней при комнатной температуре не превышал 10-20$. Отжиг J14M Mh-2n ферритов начинается при 380 К, а отжиг и Кц при температуре выше 500 К.

Уменьшение времени релаксации и энергии активациии для облученных ферритов вероятно связано с радиационными дефектами (дополнительными вакансиями) способствующими миграции ионов.

Характер изменения магнитных свойств Мh -7ft ферритов с добавками Со зависит от магнитного состояния во время облучения. Под влиянием облучения происходит стабилизация магнитных свойств, обусловленная наведением магнтной анизотропии. Эффективность РМО обусловлена радиационно-стимулированной диффузией магнито-активных ионов Со с участием катионных вакансий. Особенно большой эффект РМО оказывает на Mh-7ti ферриты с добавками Со и низкой Тс, Облучение повышает эффективную температуру и таким образом облегчает процесс ТМО.

Соотношение эффектов упорядочения (радиационно-стиму-лированные процессы) и разупорядочения (простые и сложные радиационные дефекты) меняется при увеличении флюенса быст1 рых нейтронов и зависит от концентрации ионов Со2+.

Исследуемые Мft-2ft ферриты содержат небольшое количество ионов по1золяет применить одноион-ную модель для обяснения НМА при облучении. При наличии маг-:нитного поля! энергетическое состояние ионов Со2+, находящихся в октаэдрических позициях с различными направлениями триголального поля, различны. Слончевский /15/ рассмотрел схему расщепления энергетических уровней Со2+ и положения не полностью их в тригональном поле, когда орбитальный моментvзаморожен.

Локальная тригональная ось в таком случае является направлением легкого намагничивания для каждого отдельного иона Со2+. При произвольном направлении намагниченности некоторые октапозиции для иона Со2+ оказывается более выгодными. Такие позиции, очевидно, занимают ионы Со2+ при ТМО во время облучения. В этих позициях нацравление тригонального поля (т.е. соответствующее направление jjllj) ближе к направлению намагниченности.

Эксперименты подтверждают идею, что облучение материалов в условиях, соответствующих их функциональному назначению ( магнитные материалы в намагниченном состоянии, металлы в напряженном состоянии) могут дать совсем другие результаты, как обычные испытания до и после облучения.

Регулировкой магнитного состояния Мft ферритов с примесью кобальта в полях ионизирующего излучения, можно значительно повысить их устойчивость к облучению.

На основании совокупности проведенных исследований можно сделать следующие основные выводы:

1.Брезгунов M.M., Петров А.Е. Ферромагнитный резонанс в марганец цинковых ферритах с добавками кобальта. Изв.АН Латв.ССР. Сер.физ. и техн. наук, 1980, 13, с.57-62.

2. Miller A.Distribution of Cations in Spinels. J.Appl.Phys. 1959,vol.30S, n4, p.24S-25S.

3. Рабкин Л.И., Новикова 3.M.- В кн. Труды ЛОНШС. Вып.15, Л.:1965, с.19-57.

4. Подсекин А.К., Лапидус Ч.В. и др.- Радиационный сдвиг точки Кюри ферритов 600НМ и М450ННЧ. Физика и химия обработки материалов. 5, 1979, с.7-10.

5. Сухаревский Б.Я., Агалин Б.Г., Аксельрод Е.И. О структурных вакансиях в двухкомпонентных ферритах-шпинелях. ДАН СССР,1966, т.171, №2, с.359-362.

6. Гортер К. в кн.: Электронный парамагнитный резонанс авторов Альтшулер С.А., Козырев Б.М., изд. Наука, м.,1972, с.69.

7. Киттель Ч. Физическая теория ферромагнитных областей.-В кн.: Физика ферромагнитных областей, М., ИЛ, 1951, с.31, с.46.

8. Yosida К, The Status of the Theories of Magnetic Anisotropy. J.Appl.Phys.1968,v.39» n2, p.511-518.

9. Taniguchi S. A Theory of the Uniaxial Ferromagnetic Anisotropy Induced Ъу magnetic Annealing in Cubic Solid Solutions. Sci.Rep.Tohoku Univ.,1955, ser.A, 7, p.269.

10. Wolf W.P. Effect of Crystalline Electric Fields of Ferromagnetic Anisotropy ,Phys.Rev.,1957,1o8,p.1152-1157.

11. Heel L. Anisotropic magnetique superficielle et surstructures d'orientation., J.Phys. Radium, 1954t v. 15,225.239.

12. Taniguchi S. A Sheory of Uniaxial Anisotropy Induced by Magnetic Annealing in Ferrites. Sci.Rep.Res.Inst.

13. Sohoku Univ., 1957, vol.9A,n3, p.196-214. I8.Iida S., Miwa H. Theory of the Relaxation Uniaxial Anisotropy Induced by Ionic Migration in Iron-Cobalt Perrites. -J.Phys.Soc.Jap.,1966, vol.21,n12, p.25o5-2539.

14. Penoyer R.P.,Bickford L.R. Magnetic Annealing Effect in Cobalt-Substituted Magnetite Single Crystals, Phys.Rev., 1957, 1o8, n.2, p.271-277.

15. Palmer W. Kinetics of Magnetic Annealing in Cobalt Substituted Magnetite. Phys.Rev.,196o, 12o,n2,p.342--352.2i Perthel R. Magnetocrystalline and Anneal- Induced

16. Anisotropy in Spinel Perrites., J.Phys.Soc.Japan, 1962, 17S, B-1, p.288-291.22Дее1 L. L'Anisotropic superficielle des substances ferro-magnetique. C.R.Acad.Sci.,1953,237, 1468-1473»

17. Смит Я., Вейн X. Ферриты, М, 1962, с.250.

18. Bryukhatov H.L., Pakhomova N.L., Kozlov V.A., Potakova V.A. Magnetic Anisotropy of Pe-Ni-Co Perrites. Phys.Stat.Sol.(a),1969,v.31,n1, p.407-412.

19. Козлов B.A., Пахомова Н.Л., в сб.: "Физические и физико-химические свойства ферритов," Минск, 1975, C.-I05.

20. Козлов В.А. Воздействие термомагнитной обработки на магнитные свойства кобальт-замещенных железоникелевых ферритов. Автореферат канд.дисс., Москва, 1975.

21. Bozorth R.M., lilden E.F., Williams A.J., Anisotropy and Magnetostriction of some Perrites. Phys.Rev., 99, n6, 1955, p.1788-1798.

22. Iida S., Iizuka T. Cobalt Impurity , Cation Vacancies and the Magnetic Relaxation of Magnetite. J.Phys.Soc. Japan, 1967, 23, n2, p.185-188.36. iida S. Cation Vacancy and Ferrites. Proc. of Intern. Conf., July 197o, Japan, p.17-23.

23. Braginski A. Magnetic After-Effects in Iron-Rich Ferrites Containing Vacancies. Phys.Stat.Sol., 1965, 11, p.6o3-6l6.

24. Marais A., Merceron Т., Porte M. Elementary Coupling2+

25. Energy of Co ion to the Lattice in Mixed Hickel-Zinc Ferrites Doped with Co. Magn. Magn. Mater.-1975, 21st Anner.Conf.Philadelphia, p.558-559.

26. Motzke K. Einflu|b von Kationenleerstellen auf die magnetfeldinducierte Anisotropic bei Hi-Fe-Ferritenim Temperaturbereich von 2oo°C bis 3oo°C. Phys.Stat.1. Sol.,1962, n2, K3o7-31o.

27. Брюхатов Н.Л., Пахомова Н.Л., Козлов В.А., Термомагнитнаяобработка железоникелевых ферритов.- Czech. J. Phys.voli7B, М, 1967. 347-351. '

28. Лаленас A.A. Измерение спектров нейтронов активационнымметодом. Рига, Зинатне. 1975" с.III.

29. Райтмая Э.А., Диндун С.С., в кн.: Радиационная физика, т.УШ. Магнитные материалы. Рига. Зинатне, 1975, с.75-89.

30. Брегадзе Ю.И. ,Брейкш Й.В., 1^убатова Д.Я., Кемер Р.Я., Ла-пенас А.А.Оборудование и дозиметрические исследования на биологическом канале реактора ИРТ-2000. в кн.: Радиационная физика, II, Рига, 1964, с.3-11.

31. Балтмугур К.К., 1^батова Д.Я., Кемерс Р.Я. Измерение потоков нейтронов реактора ИРТ-2000. Радиационная физика -Дозиметрия, П, 1964, Рига, с.65-70.

32. Тринклер Э.Й., Кемер Р.Я., Буте А.А. Методика низкотемпературных исследований на радиационном контуре. Радиационная физика ферритов, Рига, Зинатне, 1967, с.30-33.

33. Диндун С.С., Лапенас А.А., Улманис У.А. Горизонтальные экспериментальные каналы реактора ИРТ для исследований по радиационной физике. Препринт Института физики АН Латв.ССР, ЛАФЙ-056, Саласпилс.1983.

34. Maxim Gh» A Sensitive Torque Magnetometer for the Measurement of Small Magnetic Anisotropies. J.Sci. Instr.,1969,y.2,n2, p.319-32o.

35. Чечерников В,И. Определение основной кривой индукции и петли гистерезиса, "в кн.: Магнитные измерения, Москва, 1969, с.74-81.•Foner S. Versatile and Sensitive Vibrating-Sample Magnetometer, Rev.Sci.Instr.*1959» 3o,n7, p.548-557*

36. Кемерс Р.Я., Петров A.E., Улманис У.А. Измерение статических магнитных свойств ферритов во время облучения. Тезисы 15.6, «Пщтровград, 1977, с.58-60.53*Brinkman J.A. On the nature of Radiation Damage in Metals. J.Appl.Phys.1954,25,n8, p.961-969.

37. Seitz P.,Koehler J.S. Displacement of Atoms during Irradiation .Sol.St.Phys.,1956, 2, n.4, p.3o7-442.

38. Кинчин Г.Х. ,Пиз P.O. Смещение атомов в твердых талах под действием излучения. УФН, 1956, 60, вып.4, с.590-615.

39. Snyder W.S., Neufeld J.P. Disordering of Solids Ъу Neutron Radiation, Phys.Rev.,1955,97,n6, p.1636-1646.

40. Виньярд Д. Динамика радиационного повреждения, УФН, 1961, 74, вып.З, с.435-459.

41. Harrison W., Seitz P., Theory of Radiation Damage. Phys.Rev.,1955, 98, p.153o-1533.

42. Lindhard J., Schurff M. Energy Dissipation Ъу Ions in the Kev Region.Phys.Rev.,1961,v124,n1, p.128-13o.

43. Stein H.J. Energy Dependence of Neutron Bamage in Silicon, J.Appl.Phys.,1967, v.38,n1, p.204-210.

44. Chukalkin Yu.G., Goshchitskii B.N., Dubinin S.P. e.a. Radiation Effects in Oxide Ferrimagnets. Phys.St.Sol., (a), 1975,28,n2, p. 345-354.

45. Parkhomenko V.D., Dubinin S.P., Goshchitskii B.N. et.al. Peculiarities of Radiation Damage in Perrites with Spinel Structure. Phys.St.Sol. (a), 1976, 38, n1, p.57-66.-18863. Labusca E., Andreescu П., Motoc C. -In: Radiation

46. Мс Kinley V/.А., Feshbach Н. The Coulomb Scattering of Rela-tivistic Electrons by Nuclei, Phys.Rev.,1948,74,p.1759-1763»

47. Улманис У.А. В кн.: Радиационная физика ферритов. Рига, Зинатне, 1967, с.ПО-125.

48. Ле Клер А.Д. Теоретическое описание диффузии в металлах с о.ц.к.-решеткой.- В кн.: Диффузия в металлах с объемноцентрированной решеткой. М., Металургия, 1969, с.II.

49. Diens G.J.,Damask А.С. Radiation Enhanced Diffusion in Solids,

50. J.Appl.Phys.,1958,v.29,n12, p.1713-1721.

51. Moss R.W. , Kooi C.P., Baldwin M.E. Neutron and Gamma Irradiation of some Square Loop and Microwave Perrites. IEEE Trans. Commun. and Electron., 1961» n56, p.362-367.

52. Низаметдинова M.A. Действие ядерных излучений на магнитныеи электрические свойства ферритов, Автореферат канд. диссертации, Ташкент, 1961.

53. Андрееску Н., Мотоц К. Влияние облучения в ядерном реакторе ИАФ на магнитные свойства некоторых ферритов используемыхв автоматических устройствах.- Rev. Roum. Phys. ,1962, у. 7, ЖГ, с.183-191.

54. Physique, Acad.R.P.R., 1962, vol.7, 1-9.-19082* Taimuty I.S., Mills J.S. The Effects of Radiation on Ferrites. IEEE Trans.Comrun. and Electron. 1963, v.82,n.5, p.3o5-3o8. f •

55. Демьянов В.В., Подсекин A.K. Влияние реакторного излученияна некоторые магнитные свойства щ- zn феррита.-Неорг. материалы, т.II, №7, 1975, с.1340-1341.

56. Kittel С., Hesbitt Е., Shockley W. Theory of Magnetic Properties and Kucleation in Alnico. Phys.Rev., 195o, 77, n.6, p.839-84o.

57. Paulus M., Simonet W. Effect of the Formation of Stabilized and Movable Domain Walls on the Shape of Hysteresis Loops. Phys.St#Sol.(a), 1971, v.7, p.459-468.

58. Salkovitz E.I., Bailey G.C., Schindler A.I, Effect of Heutron Irradiation on the Curie Temperature of a Variety of Ferrites.J.Appl.Phys.,1958,v.29,n12, p.1747-1748.

59. Грицына В.Т., Ковтун Е.Ф., Сизова З.И., Коновалов В.И., Синьков Ю.А. Влияние электронного облучения на магнитные и электрические свойства замещенных ферритов- гранатов иттрия. Неорг.материалы, т.14,№2, 1978, с.309-311.

60. Чукалкин Ю.Г., Гощицкий Б.Н., Дубинин С.Ф., Сидоров С.К., Пархоменко В,Д., Петров В.В., Вологин В.Г. Магнитные свойства и радиационные повреждения никель-цинковых ферритов.-Неорг.материалы, т.12, №8, 1976, с.1453-1456.

61. Демьянов В.В., Подсекин А.К. Влияние реакторного излучения на некоторые свойства Hi Zn феррита.-Сб.Физика и химия твердого тела, вып.6, 1975, с.63-73.

62. Slonczewski J.С. Origin of Magnetic Anisotropy in Co^Fe^^ -J*Appl.Phys.,vol.29»n.3, 1958, p.448-449#

63. Ранкис Г.Ж. Динамика намагничивания поликристаллических ферритов. Рига, Зинатне, 1981, с.18-22.

64. Hoistein Ш.» Primakoff Н», Magnetization near Saturation in

65. Polycristalline Ferromagnets*- Phys.Rev., 1941, v.59, p.388-394.

66. Чукалкин.Ю.Г. Гощицкий Б.Н., Дубинин С.Ф., Сидоров С.К., ■ Петров В.В., Пархоменко В.Д., Вологин В.Г. Радиационные эффекты в никель-цинковых и марганец-цинковых ферритах.

67. Труды ИФМ УНЦ, вып.34, Радиационная физика кристаллов,-1921977, с,37-48.

68. Бржатов Н.Л., Пахомова Н.Л., Козлов В.А. Термомагнитная обработка железоникелевых ферритов. Czech, J. Phys. , 1967, BI7, с.347-354.

69. Понкратьева Р.Н., Преснова Л.А. К вопросу о ТМО магнито-спектральных ферритов. Акустический журнал, 1971, т. 17, вып.2, с.263-267.100. .jeei L. Iheorie de trainage magnetique de diffusion.-J»

70. Phys.et Rad., t.13, n5, 1952, 249-264.

71. Соколов Д.А. К вопросу о термомагнитной обработке никельцинк-кобальтовых ферритов.-сб.Физические и физико-химические свойства ферритов. Минск, изд."Наука и техника", 1966, c.I08-III.

72. Брюхатов Н.Л., Пахомова Н.Л., 0 роли ионов ре2+ Б процессе термомагнитной обработки Fe ферритов. ФТТ, т.19, №5, 1965, с.790-791.

73. Брюхатов Н.Л., Пахомова Н.Л. 0; заведенной анизотропии в кристаллах железо-никелевых ферритов с избытком железа. Кристаллография , т.9, №4, 1964, с.521-526.

74. Брюхатов Н.Л., Пахомова Н.Л., Потакова В.А. В влиянии термомагнитной обработки на анизотропию и электросопротивление железо-никелевых ферритов. ФТТ, т.6, №8, 1964, с.2510-2514

75. БрзэхатовН.Л., Козлов В.А., Пахомова Н.Л, Деева Н.Т., Русакова Н.В. Влияние термомагнитной обработки на физическиесвойства Fe Hi ферритов.-Электронная техника, сер.7, вып.З, 1968, с.362.

76. Брихатов Н.Л., Пахомова Н.Л., Козлов В.А. Об угловой зависимости константы наведенной магнитной анизотропии.- ФТТ, МО, т, 1968, с.1879-1880.

77. Ю8.Пахомова Н.Л., Потакова В.А. Козлов В.А. Влияние ионов замещения на кинетику магнитного отжига феррита никеля.-ФТТ, т.12, Ш, 1971, с.2488-2490.

78. Maxim Gh. On the Anisotropy Induced in the Temperature Range 1oo-3oo°C in Iron-Rich Ferrites. Rev.Roum.Phys., 197o, v.18, n7, p.749-756.

79. Szydlowsky H. Magnetic Annealing Effect on the Magnetic Anisotropy of Cobalt Ferrite.- Acta Phys.Polon., vol.25, n3» 1964» р.4о1~41б.

80. Ш.Кобря H.B., Косарев А.А. Влияние ТМО на параметры технического намагничивания ферритов группы ВЧ., Электронная техника, сер.5, вып.З(40),с.42-46.

81. П2.Дзержкович Н.Б., Кобря Н.В., Козлов В.А. и др. Механизмы ТМО ферритов -шпинелей промышленных марок. Электр.техн., сер.5, 1981, вып.4(45), с.38-43.

82. ИЗ.Пахомова Н.Л., Козлов В.А., Кобря Н.В. и др. . Магнитное состояние поликристаллических марганец-цинковых ферритов. Электр.техн.,Сер.5, 1976, вып.6(19), с.125-133.

83. Пб.Подсекин А.К. Радиационно-физическое исследование некоторых ферри- и ферромагнетиков со структурой типа перовскита, шпинели и граната. -Автореферат кандидатской диссертации, М., 1977.

84. П7.Арцишевский М.А., Зусман А.И., Кемерс Р.Я., Селисский Я.П., Улманис У. А. Изменение магнитных свойств молибденового пермаллоя при облучении нейтронами. Изд-во "Металлургия", сб.: трудов ЦНИИЧМ Прецизионные сплавы, 1971, вып.78, с.33-39.

85. П8.Арцишевский М.А., Зусиан А.И., Сизов Е.А., Улманис Ж.к. Радиационная стойкость магнитомягких железо-никелевых сплавов.-Сб."Прецизионные сплавы",М.,"Металлургия",№2, 1975, с.177-184.

86. Улманис У.А., Зусман А.И., Арцишевский М.А. Влияние радиации на магнитные свойства железоникелевых сплавов. Изв.АН Латв.ССР, 1980, Й8, с.89-107.

87. Диндун А.С., Гавар В.В., Томсон Э.Я. Радиационные контуры -источники у- -излучения. Рига, Зинатне, 1969, с.204.

88. Манлецов А.А., Улманис У.А., Шлихта Г.А. Расчеты эффективного сечения образования смещенных атомов ударным механизмом цри электронном, нейтронном и гамма облучении. Препринт, ЛАФИ-065, Саласпилс, 1984, с.31.

89. Томпсон М. Дефекты и радиационные повреждения в металлах.

90. Пер.с англ.,М., Мир, 367 с.-195123. Кемерс Р.Я., Улманис У.А. Влияние реакторного излучения на магнитные свойства, некоторых марганец и никель-цинковых ферритов. Изв. АН ЛССР, сер.физ. и техн.н.,1969, №2, с.15-20.

91. Кемерс Р.Я., Улманис У.А. Воздействие ядерного излучения на параметры ПГМк-7п ферритов. Тезисы с.7 Всесоюзн.совещ.по физич.св-вам монокристал.ф. 1969, Красноярск,24,с.6-21.7,АН СССЕ

92. Кемерс Р.Я., Петров А.Е., Улманис У.А. Измерение статических магнитных характеристик в ферритах во время облучения. Материалы У11 Бакурианской школы по радиационной физике металлов и сплавов. Тбилиси, 1979, с.66-67.

93. Кемерс Р.Я., Петров А.Е., Улманис У.А. Изменение статических магнитных характеристик в ферритах под действием быстрых нейтронов.-Изв.АН Латв.ССР, сер.физ. и техн.н., 1982, №6,с.18-24.

94. Кемерс Р.Я., Петров А.Е. Улманис У.А. Наведенная магнитная анизотропия ферритов типа шпинелей под действием электронного облучения. Тез.докл.Всесоюзн.конф. "Радиац. эффекты в твердом теле", 1977, Ашхабад, с.46.

95. Кемерс Р.Я., Улманис У.А., Грингут М.Г. Влияние ядерного излучения на параметры петли гистерезиса /М-iVj ферритов. Изв.АН СССР, с.ф.-т., 1970, 34, 6, с.1217-1220.

96. Кемерс Р.Я., Петров А.Е., Улманис У.А. Влияние структурных дефектов на перемагничивание Со-содержащей феррошпинели. Тезисы докл. У Всесоюзной конф. "Термодинамика и технология ферритов", Ивано-Франковск, 1981, сЛ14.