Магнитные свойства кластеров

Магнитные свойства кластеров переходных металлов значительно отличаются от свойств массивных материалов. Кластер предоставляет возможность проследить, как изменяется магнитный момент вещества [c.274]

Кластеры, содержащие три парамагнитных центра, можно подразделить на три геометрические группы. Предельными являются случаи, когда три атома металла расположены в вершинах равностороннего треугольника (симметрия Оз/ ) или на прямой линии (Сото), а промежуточная конфигурация представляет собой равнобедренный треугольник ( 2 ). При использовании процедуры, описанной выше для двухъядерных соединений, можно определить магнитные свойства и для систем, состоящих из трех атомов металла. Эффекты, обусловленные изотропным спин-спиновым взаимодействием между соседними атомами, можно найти путем обобщения гамильтониана (21) на случай трех атомов Ч [c.304]

По-видимому, в данном случае есть основание говорить о магнитных доменах в жидких кристаллах ПБА. Размер таких доменов, участвующих в перестроении под действием магнитного поля, соизмерим с размером доменов в ферромагнетиках (10 —10- см) [72]. И так же, как и в случае ферромагнетиков, границы доменов удается обнаружить только по магнитным свойствам материала. Кроме того, положение о кооперативном характере ориентации растворов ПБА качественно схоже с гипотезой существования кластеров при электрической и магнитной ориентации растворов ПБГ [56—58]. Предполагается, что существование в растворах ПБА магнитных доменов не противоречит известной теории роев [2, 59], основные уравнения которой содержат объем диамагнитной частицы, по-видимому, равный или кратный объему домена. [c.146]

Очевидно, что величина М/е постоянна при неизменных полях Я и F и соответствует определенной траектории движения, которая соответствует заданной щели. На рис. 1.8 приведена схема реального прибора для разделения и изучения свойств кластеров [4]. Прибор включает сверхзвуковое сопло в качестве источника кластеров, электронный пучок для ионизации кластеров, систему ускоряющих линз, систему щелей и два сектора — магнитный и электрический (конденсатор). [c.23]

Так, магнитные свойства кольцевых кластеров зависят как от концентрации железа, так и от соотношения Ре"/Ре". Увеличение концентрации железа ведет к увеличению магнитной восприимчивости [18]. [c.236]

Так, для кластеров Fe магнитный момент на атом возрастает до 3, 2//д, при этом наблюдаются скачки величины момента, например, скачок около п = 55, что вероятно связано с заполнением плотно упакованного ядра. Магнитный момент М = 2,2цв, характерный для массивного материала, достигается при п = 500. Для кластеров Ni наименьшие магнитные моменты наблюдались при п = 13 и 55, что опять соответствует магическим числам плотнейшей упаковки. Однако при изменении размера кластера следует принимать во внимание и электронные свойства кластера, и наличие блуждающего магнетизма. Так, уменьшение размера кластера приводит не только к увеличению магнитного момента, но и к возникновению магнитного момента у немагнитного кластера Rhn (рис. 7.296). [c.276]

Кластеры Fe с достаточным числом атомов интересны также с точки зрения другого магнитного свойства — суперпарамагнетизма, когда суммарный магнитный момент кластера меняет свое направление под действием тепловых флуктуаций. [c.276]

Важным следствием этой модели является то, что даже система невзаимодействующих кластеров обладает выраженными нелинейными магнитными свойствами наличием петель гистерезиса, остаточной намагниченностью, критическим полем, коэрцитивной силой и т. д. [c.537]

Магнитная упорядоченность кластера представляет собой коллективное явление. Так, единичные атомы железа, обладающие магнитным моментом и включенные с низкой концентрацией в немагнитную, например полимерную, матрицу, обладают парамагнитными свойствами при всех температурах. Несколько атомов железа обладают уже обменным взаимодействием, которое, однако, для небольшого числа атомов, например менее десятка, не приводит к самопроизвольной намагниченности из-за тепловых флуктуации и быстрой спин-спиновой релаксации. Число магнитных моментов, и, соответственно, размер кластера, должно быть таковым, чтобы суммарная обменная энергия превосходила энергию тепловых флуктуаций, которая всегда порядка кТ. Методы квантовой статистики позволяют, в принципе, задавая определенное расположение уровней кластера, вычислить его суммарную обменную энергию, сравнить ее с энергией тепловых флуктуаций, что позволяет определить критический размер кластера, менее которого он потеряет спонтанную намагниченность и магнитное упорядочение. Однако на характер обменных взаимодействий и, следовательно, на критический размер кластера будут влиять многочисленные причины, например химическое состояние его поверхности, межкластерное взаимодействие, форма кластера и т. д. Поэтому точное вычисление такого критического размера кластера представляет собой весьма сложную задачу. [c.552]

Это наводит на мысль попытаться использовать распределение дефектов в наноструктуре, имеющее максимум плотности дефектов в области размеров кластеров 30 -г 50 нм, для характеристики магнитных свойств наноструктур. Эти критические плотности дефектов должны соответство- [c.576]

Метод ЭПР позволяет идентифицировать некоторые многоядерные кластеры железа(И1). Традиционная область исследований методом ЭПР — молекулярные свойства комплексов переходных металлов, а не кооперативные свойства взаимодействующих систем. Часто для устранения даже слабых обменных взаимодействий в опытах по ЭПР используют магнитно разбавленные кристаллы или растворы. Из димерных систем методом ЭПР исследованы главным образом комплексы Си(И) [56, 57], однако имеется сообщение [c.342]

Таким образом, исследование литий-марганецсодержащей матрицы убедительно показывает, что на ее основе методом введения ионов скандия можно создать новое семейство ферритов с заданными уровнями коэрцитивной силы. Магнитные и электрические свойства этого семейства ферритов определи ются электронной структурой как ионов, образующих основную матрицу, так и ионов-активаторов. Существенное влияние на величину Не оказывают образования типа кластеров. [c.104]

Интереснейшая проблема рассматривается в главе шестой Исследование связи углерод—литий в литийорганических соединениях методом ядерного магнитного резонанса , написанной Деннисом Мак-Кивером. При усилении взаимодействия между ионами в пределах одной ионной пары характер связи может варьировать от чисто электростатического до существенно ковалентного. Литийорганические соединения, обладающие во многих отношениях уникальными свойствами, составляют предмет плодотворных исследований, охватывающих полный спектр различных типов связи. Кроме того, эти соединения способны агрегировать в кластеры различного типа, и данные ядерного магнитного резонанса на протонах, ядрах С и Ь] позволяют в значительной мере прояснить характер связи и структуру агрегатов, а также динамику их взаимодействия. [c.11]

Структура и свойства поверхности, включающей слой или более атомов металлов или их оксидов, значительно отличаются от отдельных атомов или атомных кластеров на поверхности. Поскольку появляется двумерная структура (а в действительности свойства поверхности распространяются вглубь твердого тела на десятки нанометров), то для характеристики свойств используются уже не отдельные атомные или молекулярные орбитали, их магнитные моменты и характеристические частоты, а электронные зоны, валентные зоны и зоны проводимости, фононные и маг-нонные возбуждения. Однако поверхностные состояния имеют энергии, отличные от массивных твердых тел. Одна из причин — это нарущение трехмерной периодичности на поверхности. В кристаллическом поле или поле лигандов пониженной симметрии для поверхности оксидов переходных металлов вырождение -уровней снимается и их энергия становится ниже энергии вырожденных d-электронов (орбитали вд и <23) массивного оксида. Качественные оценки энергии поверхностных уровней можно сделать, например, с помощью формулы АЕ, = (1 - Р)Ед/2 [12], которая характеризует расстояние пониженного одноэлектронного донорного уровня до зоны проводимости (или повыщенного акцепторного уровня до валентной зоны). [c.127]

Магнитные свойства кластеров определяются такими факторами, как электронная конфигурация металла, расстояние металл — металл, электронное строение анионов и других связанных с металлом лигандов, а также геометрическим расположением атомов металла и лигандов. Например, двухъядерный моногидрат ацетата хрома(П) (рис. 1) с конфигурацией металла й диамагнитен, тогда как аналогичный комплекс меди(И) с конфигурацией парамагнитен [1], несмотря на то, что оба соединения изоструктурны [2]. Очень небольшие отличия в стереохимии [3—5] димерных анионов [Сг2С19] и приводят к тому, что первый из них пара- [c.293]

Исследован магнетизм многих других димерных комплексов, хотя в ряде случаев температурная зависимость восприимчивости не изучалась. Подробный обзор, охватывающий комплексы меди (II) с необычными магнитными свойствами, содержится в работе [9], которая наряду с обзорами Фиггиса и Льюиса [26], Фокса [821 и Кёнига [83] может служить хорошим источником сведений о магнитных свойствах кластеров. [c.335]

Седьмая глава включает характеристики изолированных газовых без-лигандных кластеров и посвящена описанию структуры и свойств кластеров щелочных металлов, алюминия, ртути и кластеров переходных металлов. Для кластеров щелочных металлов, серебра и алюминия основное внимание уделяется изменению энергии ионизации, сродства к электрону, фрагментации и связи с магическими числами кластеров. Для кластеров ртути прослеживается существование критического размера с уменьщени-ем кластера и его переход из проводящего в диэлектрическое состояние. Включены данные по структуре, электронным и магнитным свойствам кластеров переходных металлов. В отличие от щелочных металлов, для которых сопоставление и систематизация свойств весьма эффективна на основе оболочечной модели и магических чисел атомов в кластере, здесь рассматривается весь спектр размеров кластеров, соответствующий часто непредсказуемым и необъяснимым результатам. [c.12]

Это различие связано с изолированностью кластеров ферригидрита в порах сополимера и доказывает слабость взаимодействия кластеров со стенками поры и межкластерное взаимодействие по сравнению с поликристаллическим ферригидритом. Действительно, концентрация с = 1,2 10 М соответствует примерно одному кластеру ферригидрита размером 1 -г 2 нм в поре 10 Ч-10 м и магнитные свойства кластера будут зависеть от взаимодействия кластера с поверхностью матрицы. В связи с этим целесообразно выделить кроме парамагнитного дублета две компоненты магнитной СТС близких по размерам, но различных по силе взаимодействия кластера с поверхностью поры (СТС типа 1 и СТС типа 2). Для кластеров типа 1 предполагается слабое взаимодействие, например, за счет уменьшения контактов с поверхностью, для кластеров типа 2 — сильное взаимодействие с поверхностью. Для кластеров типа 1 часть магнитной СТС переходит в парамагнитный дублет уже при [c.557]

МОЖНО судить о характере дефекта. Так, изучение /-центров в кристаллах галогенидов щелочных металлов методом ЭПР показывает, что их электронная волновая функция является линейной комбинацией 5- и р-орбиталей электронов иона натрия при некотором перекрывании с волновой функцией иона галогена. Подобные исследования были проведены на простых полупроводниках при изучении различных дефектов, в частности кластеров, образующихся при взаимодействии дефектов (см. гл. 7). Было показано, что ЭПР —это уникальный метод идентификации структуры сложных дефектных центров. Например, при облучении кремния частицами с высокой энергией образуются дефекты, одним из которых, как показал анализ спектров ЭПР, оказался атом примеси кислорода, расположенный рядом с вакансией. Метод ЭПР применяется для детального исследования электронной структуры центров, например парамагнитного иона Мп + в инертной матрице А12О3, и позволяет объяснить некоторые важные оптические и магнитные свойства твердого тела. [c.84]

Главы, взятые из книги под редакцией Эбсуорта, Меддока и Шарпа, несколько отличаются от рассмотренных выше. Они посвящены не каким-либо физическим методам исследования, а обсуждению свойств, исследуемых с помощью таких методов. Так, в статье Мартина рассматривается вопрос, связанный с исследованием магнитных свойств определенного класса неорганических соединений, в молекулах которых содержится несколько атомов переходного металла — димеров или кластеров. Сейчас выясняется, что системы такого типа весьма распространены. Анализ их [c.9]

В настоящем обзоре рассматривается в основном качественная сторона взаимодействий металл — металл, важных с точки зрения неорганической химии. Особое внимание будет уделено кластерам, поскольку в таких системах нет необходимости рассматри. вать более сложные проблемы, связанные с кооперативными магнитными явлениями (ферромагнетизмом, антиферромагнетизмом, ферримагнетизмом и т. д.), происходящими во всей кристаллической решетке. В качестве теоретической основы для обсуждения избрана модель Гейзенберга — Дирака — Ван Флека (ГДВФ), которая несмотря на то, что она является слишком упрощенной, сохраняет свое значение для проблемы взаимодействия металл — металл и сегодня. Данный обзор ни в коей мере не претендует на полноту освещения этой обширной области рассматриваются лишь такие кластеры, для которых имеются достаточно подробные экспериментальные данные о магнитных свойствах. Здесь следует указать на подробный обзор методов расчета обменных взаимодействий по экспериментальным данным, приведенный в книге Смарта [19]. [c.295]

Магнитные свойства тетраэдрического [27] кластера Си40С1б [ОР(СвНб)з]4 во многом напоминают свойства Со(асас)2-Эффективный момент возрастает от 1,87р.в при 295° К до 2,12[лв при 54° К, а затем быстро уменьшается до 0,76 лв при 1,5° К. Винтер-вале температур 60—300° К выполняется закон Кюри — Вейсса (6 15° К). Однако ниже 60° К наблюдаются заметные отклонения. По-видимому, и в этом случае антиферромагнитное взаимодействие становится главным фактором при низких температурах, тогда как при высоких температурах большее значение имеет ферромагнетизм [99]. [c.345]

Эта теория кластеров с антиффромагнитным взаимодействием была с успехом использована для описания магнитных свойств тримерных [43] и тетрамерных [44,45] систем. Имеются работы, обобщающие теорию на случай линейной цепи, содержащей до 10 одинаковых ионов, и на случай бесконечной цепи [46]. Ограничения модели спин-спинового взаимодействия проявляются, когда число взаимодействующих ионов достигает пяти и более [37, 47]. Точное определение энергетических уровней системы становится невозможным из-за наложения взаимодействий различных частиц, за исключением агрегатов высокой симметрии. [c.340]

Зависящий от температуры магнитный момент (Лэфф/не, равный 1,56 магнетона Бора при 330 К и 1,18 магнетона Бора при 85 К, ниже для этого белка по сравнению с высокоспиновым мономерным Fe(III) и многоядерным Fe(III) зеленого железо(1П)фос-витина. Коричневый фосвитин дает еще более широкий сигнал ЭПР (около 80 мТ), чем зеленый фосвитин. Совокупность магнитных свойств указывает на то, что Fe(III) в коричневом желе-зо(П1)фосвитине также образует многоядерные кластеры [87]. Единственная полоса поглощения в видимой и ближней ИК-области спектра, обусловленная полем лигандов, находится при 12 200 см 1 и отнесена за счет перехода октаэдриче- [c.358]

Анализ температурной зависимости магнитной восприимчивости свидетельствует о ферримагнимных свойствах кластера при большом содержании железа. При малом содержании железа или полной замене его на ванадий наблюдается антиферромагнитное поведение нанокластера. Интересной особенностью появления антиферромагнетизма является влияние двухвалентного железа, приводящего к усилению эффекта. Поскольку измерение намагниченности требует макроскопического количества вешества и может быть результатом конкуренции влияния соседних кластеров, доказывается, что суммирование по спинам отдельных блоков идет в одном кластере. [c.236]

Безлигандные металлические кластеры ведут свое происхождение из атомных и молекулярных пучков, когда металл испаряется в вакуум или какой-нибудь инертный газ (см. гл. 1). Их размер может варьироваться от нескольких атомов металла до сотен и тысяч, однако линейный размер составляет, как и для молекулярных кластеров, 1 2 нм и в расчет берется только металлическое ядро. Условия образования таких кластеров определяются газовой фазой и уже не зависят от лигандов, а стабильность и свойства определяются магическими числами образующих кластер атомов. Читатель вправе задать вопросы на что похожи такие кластеры, какие модели годятся для характеристики их свойств, какова их электронная структура и как она связана с размерными эффектами, какие основные свойства кластеров можно отслеживать с помощью эксперимента и как зависят эти свойства от характера металла. Целесообразно выделить простые щелочные металлы, например натрий и калий, которые обладают одним электроном поверх заполненной оболочки, и благородные металлы, например серебро, которые имеют один практически свободный -электрон, что доказывается их замечательной электропроводностью. Далее больщой интерес представляет алюминий, как проводящий металл с тремя электронами, которые можно считать также свободными. И наконец, переходные металлы проявляющие как электропроводящие, так и магнитные свойства. Все эти группы металлов и будут выделены в виде отдельных пунктов главы с учетом их персональных особенностей. [c.241]

Под действием пластической деформации исследовались металлы и оксиды металлов, магнитные свойства которых будут рассмотрены в заключительной главе. Здесь же стоит упомянуть влияние первоначальной структуры металла на конечный размер кластера при наноструктурировании. Так, действие одинаковой пластической деформации на N1 приводило к образованию кластеров около 100 нм, в то время как для Си этот размер оставлял от 5 до 100 нм, при этом наноструктура меди содержала больше дефектов, чем никеля [8]. Этот результат показывает различие процессов релаксации напряжений и исчезновения дефектов для этих двух металлов и наводит на размышление о том, что, с одной стороны, на сложность процессов давления со сдвигом, с другой стороны, на широкие возможности применения этой методики для варьирования свойств материалов. [c.412]

Магнитные свойства наноструктур облацают большим разнообразием и значительно отличаются от массивного материала. Основной вклад здесь вносят размерные эффекты, влияние поверхности, образующих наноструктуру кластеров, межкластерные взаимодействия или взаимодействия кластера с матрицей и межкластерная организация. Особенности формирования наноструктур и их свойства позволяют синтезировать новые магнитные наноматериалы и магнитные наноустройства на их основе. К числу наиболее характерных и впечатляющих свойств нанокластеров и наноструктур следует отнести прежде всего суперпарамагнетизм, который проявляется при размерах магнитных кластеров 1-10 нм, магнитную однодомен ность нанокластеров и наноструктур вплоть до 20 нм, процессы намагничивания, которые чувствительны не только к характеру магнитного упорядочения кластера, но и к его размеру, форме, магнитной анизотропии, эффекты магнитного квантового туннелирования, при которых намагниченность меняется скачками, подобно эффектам одноэлектронной проводимости, и эффекты гигантского магнетосопротивления. Представляют большой интерес магнитные фазовые переходы первого рода в нанокластерах и наноструктурах, когда магнитное упорядочение в наносистеме исчезает скачком и наносистема переходит в парамагнитное состояние, минуя суперпарамагнитное состояние, для которого характерно сохранение магнитного упорядочения ниже точки Кюри. [c.522]

Нанокластерные металлические материалы ГМС получаются путем растворения нанокластеров одного металла, например Ре или Со, в матрице другого металла, обладающего хорошей электропроводностью, например Си и А , причем эти две компоненты должны плохо растворяться друг в друге. В наносистеме, состоящей из проводящей металлической матрицы и магнитных кластеров, происходит рассеяние электронов проводимости металлической матрицы на магнитных моментах кластеров. Такие кластеры достаточно малы и могут обладать суперпарамагнитным поведением. Однако для электронов проводимости со скоростью Ферми магнитные моменты кластеров заблокированы, поскольку время измерения намагниченности ( 100 с) намного больше времени электронного прохождения через образец ( 10 с). Даже для температур, для которых нет остаточной намагниченности или остаточного магнитного момента, эффекты ГМС наблюдаются. Отмечено, что электронная структура металлической матрицы существенно не влияет на магнитные свойства магнитных кластеров [17]. [c.545]

С повышением температуры наблюдаются магнитные фазовые переходы из упорядоченного магнитного состояния наноструктуры, которому соответствует магнитная СТС, в парамагнитное (суперпарамагнитное) состояние. При 77 К спектры состоят из двух систем магнитной СТС, соответствующих а-РезОз (магнитная индукция на ядре В, = 52 Тл, квадрупольное расщепление АЕд = -0,29 мм/с) и 7-Ре20з ( п = 47,2 Тл, АЕд = О мм/с), а также некоторого вклада размытой СТС в виде монолинии (около 10 %). С повышением температуры вплоть до Т = 120 К в спектрах появляется квадрупольный дублет с АЕд = 0,78 мм/с и изомерным сдвигом относительно металлического железа д = 0,42 мм/с, однако общий характер спектров не меняется. Начиная с Г = 120 К происходит трансформация спектров, которые теперь могут быть представлены всего одной системой магнитной СТС (Б,п = 51,3 Тл, АЕд = О мм/с). Природу этой трансформации мы обсудим в других пунктах, здесь же сосредоточимся на характеристиках магнитного фазового перехода первого рода. Мессбауэровские спектры в диапазоне Т = 120 -г 300 К характеризуются обратимыми превращениями магнитной СТС в парамагнитный дублет без заметного смещения или уширения линий, характерных для магнитных фазовых переходов второго рода или суперпарамагнетизма, что свидетельствует о наличии магнитных фазовых переходов второго рода, когда намагниченность материала исчезает скачком. Эти переходы происходят при перераспределении критических температур Тсо = 120 4- 300 К, пониженных по сравнению с Го для массивных образцов а- и 7-Рс20з (856 и 965 К соответственно). Отсутствие суперпарамагнетизма для таких больших кластеров становится очевидным из оценки с помощью формулы (16.4). Если принять константу магнитной анизотропии К к 10 Дж/м и Го = 10 -г 10 с, то время релаксации магнитного момента т будет на несколько порядков величины превышать время измерения (период ларморовой прецессии ядра Ре 10 с). Таким образом, суперпарамагнетизм для подобных наноструктур не оказывает воздействия на их магнитные свойства и не может привести к понижению Гсо. В наноструктуре а- и 7-РегОз намагниченность и магнитное упорядочение исчезают за счет магнитного фазового перехода первого рода, т.е. скачком от величины В-, и 50 Тл до В-, =0. Необходимо отметить. [c.567]

Коллоидные кластеры — наиболее изученные и распространенные нанообъекты — приобретают все большую популярность в связи с возможностью конструирования из них кластерных кристаллов с изменяющимися электронными, оптическими и магнитными свойствами за счет разнообразных супрамолекулярных сочленений — спейсеров. [c.587]

В связи с большим практическим значением комбинированных материалов рядом авторов выполнены теоретические расчеты, посвященные установлению количественной взаимосвязи между строением и составом композиций, а также свойствами компонентов, с одной стороны, и свойствами композиций, с другой стороны [50, гл. 1]. Оделевским предложен метод расчета обобщенной проводимости гетерогенных композиций [51]. Полученные этим автором соотношения для обобщенной проводимости можно использовать для расчета электрической ироводимости, теплопроводности, магнитной и диэлектрической проницаемости композиции. Однако эти соотношения имеют ограниченную применимость, так как не могут предсказать изменение проводимости композиции во всем диапазоне составов и справедливы лишь при сравнительно небольшом различнии значений проводимости полимера и наполнителя. Наиболее перспективна для разработки моделей проводимости таких систем теория протекания (перколяции) [52, гл. 3 53, гл. 5] Эта теория, учитывающая возникновение агрегатов частиц (кластеров), позволяет описать зависимость электрической проводимости наполненной системы во всем диапазоне составов. [c.74]

О природе указанных магнитных неоднородностей имеются различные мнения [135, 169, 174—185]. В марганец- и медьсодержащих ферритах такими неоднородностями, по мнению [175—177], являются кластеры, образующиеся в результате сегрегации ионов Яна—Теллера. Для ферритов с избытком окиси железа роль магнитных неоднородностей, по-видимому, могут играть кластеры, возникающие в результате сегрегации ионов Ре + и катионных вакансий с образованием микрообластей, структурно подобных -Ре20з, с отношением с/а = 3. Именно такой механизм был предложен Мацкевичем [173] для объяснения свойств магниевых ферритов с избытком железа. [c.139]

Трехъядерный кластер другого типа (рнс. 25.10,6) характерен для соединений типа галогенидов рения(П1), где на молекулярных орбиталях кластера располагаются двенадцать электронов. Метод МО позволяет установить, что здесь имеется шесть связывающих молекулярных орбиталей, целиком заполненных двенадцатью электронами этот вывод хорошо согласуется с диамагнетизмом соединений, содержащих кластеры такого типа. Приближенно можно сказать, что порядок связи Re—Re равен двум, так как на связывающих МО находится шесть пар электронов, а в состав кластера входят три связанных между собой атома металла. На основании магнитных и некоторых химических свойств было также высказано предположение [9], что в хлоридах рения(1У) содержатся кластеры Reo со структурой, аналогичной структуре кластеров Re . Если отнять три электрона от иона Reg l T, то должна получиться молекула Re lij (=Re" l4), в которой один иеспаренный электрон рас-п >еделен в системе R g. Экспериментальные данные согласуются с этим предположением. [c.45]

Гидрат окиси железа(1П) состава Ре20з-1,2Нг0 был получен [15] из 1 М раствора нитрата железа(П1) при гидролизе раствором аммиака. Образующийся при этом гель, который на электронных микрофотографиях выглядит в виде кластеров, образованных шариками диаметром 3 нм с молекулярным весом около 10 и содержащими около 1000 атомов железа, имеет достаточно отчетливо выраженную кристаллическую структуру, которая обнаруживается рентгенографическим методом и близка к структуре ферритина и гидролизата нитрата железа(П1). Предполагается, что элементарная ячейка имеет кубическую симметрию с а = 837 пм. Магнитная восприимчивость не подчиняется закону Кюри—Вейсса и зависит от напряженности магнитного поля. В спектрах Мессбауэра при 140 К наблюдается только квадрупольное расщепление, однако при температуре жидкого гелия наблюдается сверхтонкая структура из шести линий, обусловленная суперпарамагнетизмом. При дегидратации при 250—350 К размеры частиц увеличиваются по крайней мере до Ю нм и образуется фаза а-РегОд, а суперпарамагнитные свойства исчезают [150]. [c.367]

Что касается химической природы кластеров, то в настоящее время можно лишь утверждать, что ни одно из известных соединений в бинарных системах Fe—Sb и Fe—In не обладает отмеченными свойствами. Нельзя исключить полностью возможность образования какого-либо соединения в тройной системе Fe—Sb—In, обладающего магнитным порядком. Более правдоподобным, однако, представляется модель молекулярного кластера, образованного совокупностью ячеек кристаллохимической решетки InSb, содержащих атомы железа в качестве примеси замещения при наличии обменного магнитного взаимодействия между ними. В этом случае возможна ситуация, как это вытекает, например, из формулы Ван-Флека [6] [c.160]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология