Struktura i właściwości magnetyczne - Instytut Fizyki PAN

powierzchniowej Cr 2 O 3 . NaleŜy jednak zdawać sobie sprawę z tego, Ŝe nie obserwuje się tu
,,czystego” zjawiska superparamagnetyzmu, poniewaŜ pętle histerezy zmierzone dla próbki
w temperaturach powyŜej T max - wykazują niezerowe wartości koercji i remanencji. Widoczne
jest to równieŜ w temperaturowej zaleŜności termoremanencji TRM(T) – rys. 48 (b) - dla
której w T > ∼100 K obserwuje się słabo zaleŜną od temperatury, niezerową pozostałość
magnetyczną, aŜ do T = 300 K. MoŜna zatem przypuszczać, Ŝe nie wszystkie cząstki fazy
α 1 -FeCr ulegają fluktuacjom superparamagnetycznym – część z nich moŜe tworzyć bowiem
aglomeraty, w obrębie których pozostaje sprzęŜona oddziaływaniami magnetycznymi poprzez
antyferromagnetyczne warstwy Cr 2 O 3 .
2,0 FC
1,6
M (emu/g)
1,2
0,8
ZFC
H zewn
= 100 Oe
0,4
0,0
0 50 100 150 200 250 300
T (K)
Rys. 47. Temperaturowe zaleŜności magnetyzacji ZFC-FC zmierzone dla nanocząstek
Fe-Cr (83.03 at.% Cr) w polu magnetycznym 100 Oe.
Krzywą magnesowania badanej próbki, zmierzoną w temperaturze pokojowej, moŜna
zatem traktować jako superpozycję wkładu o charakterze ferromagnetycznym i krzywej
bezhisterezowej, pochodzącej od superparamagnetycznych cząstek fazy α 1 -FeCr (rys. 49).
Analiza tej ostatniej pozwoliła na oszacowanie ich średniego rozmiaru. Ściślej mówiąc,
rozmiar ten odnosi się głównie do ferromagnetycznych rdzeni tych cząstek, gdyŜ T = 300 K
jest bliska temperaturze, w której tlenek Cr 2 O 3 staje się paramagnetyczny. Procedura
dopasowania krzywej magnesowania superparamagnetycznych cząstek fazy α 1 -FeCr
do krzywej Langevina z funkcją rozkładu wielkości cząstek f(D) w roli czynnika wagowego
(patrz wzór (2.4.16) w podrozdziale 2.4.1) dała najbardziej prawdopodobną średnicę rdzenia
cząstki: D 0 ≈ 9 nm, z odchyleniem standardowym: w = 0.3 nm. Oba te parametry rozkładu
pozwoliły oszacować średni rozmiar ferromagnetycznego rdzenia cząstek α 1 -FeCr:
99