多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] 。早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在。从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展。直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] 。十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩。关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] 。
本文要讨论的弛豫多铁性材料与常规意义的多铁性材料有着明显的不同, 当材料的长程铁性有序被打破而表现出纳米尺度的短程铁性有序时, 材料将表现出弛豫特性[12 ] 。我们将至少存在一种铁性弛豫特性的多铁性材料称为弛豫多铁性材料。这里所指的铁性弛豫特性, 既包括铁电弛豫性和铁磁弛豫性, 也包括铁弹弛豫性, 但由于铁弹弛豫性的多铁性研究较少, 本文暂不讨论该方面的内容。从狭义上讲, 弛豫多铁性材料可分为铁电弛豫性和长程铁磁序(铁磁、亚铁磁、反磁)共存的材料、铁电性和铁磁弛豫性共存的材料、铁电弛豫性和铁磁弛豫性共存的材料。从相组成来看, 弛豫多铁性材料还包括单相弛豫多铁性材料和复合弛豫多铁性材料, 本文涉及的是单相弛豫多铁性材料。弛豫铁电和弛豫铁磁性的共存, 使得铁性有序参数在电场和磁场下的响应更加敏感, 具有重要的科学意义和实用价值。在这一领域, 英国、德国、日本、中国和斯洛文尼亚的科研工作者均做出了重要的贡献。本文将主要对弛豫多铁性材料基本理论及发展现状进行介绍, 并指出该领域可能的发展方向, 为相关研究工作者提供参考。
1 弛豫多铁性基本理论
1.1 弛豫铁电性和弛豫铁磁性
弛豫铁电性一般出现在复杂化合物和固溶体中, 在同一晶体学位置上, 不同类型离子的共存导致原子排列的无序性及化合价和键合(共价键、离子键)的混合, 从而引起化学和结构的不均匀性。在介电行为上, 弛豫铁电体表现出宽化的弥散介电相变异常峰, 介电常数峰值可以很大(>10,000), 介电常数峰值对应的温度与频率相关[13 ] (图1 )。值得注意的是, 弥散介电相变并不对应结构的相变。关于弛豫铁电体的介电相变存在几种解释, 包括微畴-宏畴转变理论[14 ] , 超顺电态理论[15 ] , 结构起伏理论以及有序-无序转变模型[16 ] 。近年来, 科学界倾向于认为弛豫铁电体的行为与极性纳米微区(PNR)相关[13 ] 。当弛豫铁电体处于热遍历态时, 在微区内可能存在扭曲的铁电结构, 但在宏观上表现为平均立方相, P -E 曲线为无滞后的非线性关系, 剩余极化强度为零, 压电系数为零。而随着温度降低, PNR可以被冷冻或者转变为铁电畴, 与之对应, 弛豫铁电体由弛豫态转变到非热遍历态或者铁电态。弛豫铁电体介电常数最大值的温度-频率关系可以通过Vogel- Fulcher(V-F)方程描述:
$f={{f}_{0}}\exp [-{{E}_{\text{a}}}/{{k}_{\text{B}}}({{T}_{\text{m}}}-{{T}_{\text{f}}})],$ (1)
其中, f 代表测量频率, T m 代表介电异常峰峰值对应的特征温度, k B 为玻尔兹曼常数, f 0 、E a 和T f 为拟合参数, E a 为激活能, T f 为冷冻温度, 代表由弛豫态转变到非热遍历态的温度[17 ] 。非热遍历态下的PNR在电场作用下可以转变为铁电畴, 因此, 弛豫铁电体在非热遍历态下表现出与正常铁电体相类似的电学性能, 例如, 方形电滞回线和大压电常数等。
图1 典型弛豫铁电体Pb(Nb2/3 Mg1/3 )O3 不同频率下介电常数与温度关系[13 ]
Fig. 1 Temperature dependence of dielectric constant for classical relaxor ferroelectrics Pb(Nb2/3 Mg1/3 )O3 at various frequencies[13 ] ε m could reach above 10,000. The relation between the T m and frequency could be described by V -F function
类似地, 还存在纳米尺度的短程磁有序(NMR)材料, 其磁性介于长程磁有序材料(铁磁体、亚铁磁体和反铁磁体)和顺磁材料之间。科学家把短程磁有序为主的材料称为弛豫铁磁体[18 -19 ] 。通常采用自旋玻璃态解释弛豫铁磁体的磁性。在弛豫铁磁体中, 电子的自旋不再统一排列, 而是随机取向, 这种随机取向不再随时间的改变而变化, 即存在空间坐标上的“无序”和时间坐标上的“有序”(图2 )。与之相应, 材料表现出一些新奇的物理效应。比如, 其交流磁化率与温度曲线在玻璃态转变温度T g 附近表现出异常峰, 并且该异常峰与频率明显相关, 可以通过V-F方程来描述; 在很低的外加直流磁场作用下, 该异常峰就可被抹平。再比如, 在带场冷却FC和零场冷却ZFC两种测量条件下, 磁化率在T g 以下表现出明显的背离。
图2 顺磁态、长程磁有序态(铁磁、亚铁磁和反铁磁)及自旋玻璃态示意图
Fig. 2 Schematic representation of paramagnetic state, long- ranged magnetic state (ferromagnetic, ferrimagnetic, antiferromagnetic) and spin glass state
1.2 短程电磁有序的耦合
弛豫多铁性材料的磁电耦合机制是极其复杂的。在这里, 我们仅讨论材料在铁电弛豫态(热遍历态)和铁磁弛豫态(自旋玻璃态)共存下的磁电耦合。铁电铁磁双弛豫态下, 电致应变与PNR-PNR的相互作用相关, 磁致应变与MNR-MNR的相互作用相关, 均为二次方效应, 不存在时空反演对称的破缺。宏观自发极化强度和自发磁化强度的缺失禁止线性磁电耦合效应的出现。在这种情况下, 磁电耦合效应与电致伸缩系数和磁致伸缩系数相关, 为间接的四次方效应[12 ] 。自由能表示如下:
$\begin{align} & {{F}_{0}}(P,M)=-{{E}_{i}}{{P}_{i}}-{{H}_{j}}{{M}_{j}}+\frac{1}{2}{{(\chi _{e}^{-1})}_{i}}_{j}{{P}_{i}}{{P}_{j}}+\frac{{{\mu }_{0}}}{2} \\ & \ \ \ \ {{(\chi _{m}^{-1})}_{i}}_{j}{{M}_{i}}{{M}_{j}}+\frac{1}{4}{{b}_{e}}{{P}^{4}}+\frac{1}{4}{{b}_{m}}{{M}^{4}} \\ \end{align}$ (2)
其中, ($X^{-1}_{e}$)ij ij P 和磁化强度M 的四次方的添加是为了确保系统的热力学稳定性。与长程磁电序共存的自由能表达式不同, 上式不包含直接磁电耦合效应项αij Ei Hj 。
2 弛豫多铁性材料及磁电性能研究
2.1 钙钛矿结构型
已报道的钙钛矿结构型弛豫多铁性材料基本可以分为两类: 一类是PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料(表1 ), 另一类是BiFeO3 基弛豫多铁性材料(表2 )。对于PbB1 B2 O3 基钙钛矿材料, B1 为铁磁活性离子, 如Fe3+ , Co3+ , Ni3+ 等; B2 通常为铁电或非铁电活性离子, 铁电活性离子主要包括Ti4+ , Nb5+ , Ta5+ 和W6+ 。B位不同性质离子的混合, 是其产生弛豫铁电磁性的基础。而BiFeO3 基钙钛矿材料指的是BiFeO3 与其他钙钛矿材料形成的固溶体, 在A晶格位和B晶格位都可能存在两种或以上离子的混合。
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料
B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响。PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] 。而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] 。在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变。近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] 。最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示。由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序。有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋。PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关。
图3 PbFe2/3 W1/3 O3 中Fe3+ 自旋排列示意图, 在反铁磁子晶格中存在挫败的Fe3+ 的自旋[31 ]
Fig. 3 Schematic representation of Fe3+ spins arrangement for PbFe2/3 W1/3 O3 , The frustrated Fe3+ spins appear in AFM sublattices[31 ]
2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象。在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合。该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展。此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] 。特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结。随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值。他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合。该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 )。但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] 。
图4 Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 在磁场作用下的(a)极化强度-电场曲线及(b)介电常数实部虚部与频率的关系[35 ]
Fig. 4 (a) The P -E loops and (b) the real and imaginary part of dielectric constant as a function of frequencies with various magnetic fields for Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 [35 ] H leads to decrease in P r . P r is nearly zero when H reaches 0.5 T. This effect disappears after magnetic field being removed. Correspondingly, the anomaly peak of the imaginary part for dielectric constant shifts to the low frequency side with H increasing, which reveals the increase of the relaxation time
图5 基于弛豫多铁性材料的多态存储器
Fig. 5 Relaxor multiferroics for multi-states memory device
2.1.2 BiFeO3 基弛豫多铁材料
BiFeO3 室温下具有长程有序的铁电三方结构, 空间群为R3c, Bi3+ 沿着[111 ]c 方向偏离理想立方钙钛矿中心, 理论自发极化强度为110 μC/cm2 。无论以单晶、薄膜还是块体的形式存在, BiFeO3 均表现出大的剩余极化强度[5 ,39 -43 ] 。在830~850℃, 铁电三方相转变为顺电正交相[44 ] 。此外, 它还具有G型反铁磁长程有序结构。通过在BiFeO3 中的A晶格位或B晶格位引入其他元素, 可能破坏其长程有序铁电或反铁磁结构, 获得弛豫多铁性材料。
2011年, 苗君研究组[45 ] 通过外延法成功生长了Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 薄膜, 其极化序和磁化序均是短程的, 通过Landau-Devonshire理论, 确定PNR的尺寸为7~11 nm。
在BiFeO3 中引入BaTiO3 , 可以形成BiFeO3 - BaTiO3 固溶体系。研究发现, 随着BiFeO3 含量增加, 该体系存在铁电-弛豫转变, 可以表现出弛豫铁电态和亚铁磁性的共存[46 -49 ] 。该体系三方-准立方相界附近的0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 以单晶形式存在时, 则表现出更加丰富的磁电性质, 通过中子漫散射实验, 日本研究者证实了该单晶在600 K附近存在8 nm左右的PNR(图6 )[50 ] 。随着温度上升, PNR变小, 在800 K附近PNR消失。此外, 该单晶表现出超顺磁性, 而超顺磁性和纳米磁畴相关, 尺寸也在8 nm左右。他们认为, 纳米磁畴是由PNR引起的, 也就是说该单晶的超顺磁性的来源与PNR密切相关。
图6 0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 单晶(a)(112)衍射面在600 K时的漫反射强度等高线和(b)在不同温度下的M -H 曲线[50 ]
Fig. 6 (a) Contour plots of the diffuse intensities at 600 K around the (112) reflection and (b) M-H loops at various temperatures for the single crystal of 0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 [50 ] The crystal shows the strong nuclear diffuse scattering, with a correlation length of 8 nm. It demonstrates the existence of the PNR. The M-H loops display the character of super-paramagnetism. The super-paramagnetism could be related to the short magnetic state. The fitting of Langevin function reveals the size of the short magnetic state is in the range of 8-9 nm
与BiFeO3 -BaTiO3 不同, BiFeO3 -PbTiO3 体系存在两种铁电相共存的准同型相界MPB, 特别在该体系的四方区域, 四方度c /a 随PbTiO3 含量减少而增加[51 -52 ] 。该体系表现出长程有序的铁电结构, 由于大的晶格畸变, 极化反转较困难, 矫顽场强很大[53 ] 。但是, 通过化学改性有可能压制该体系的晶格畸变, 继而表现出铁电-弛豫相变。例如, 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -0.5PbTiO3 陶瓷就表现出铁电弛豫性和亚铁磁性的共存[54 ] 。
BiFeO3 -Bi1/2 Na1/2 TiO3 和BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 固溶体系相似, 均在BiFeO3 含量减少到一定程度时表现出铁电弛豫行为[55 -59 ] 。近期, 德国科研工作者将Co引入BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 的Fe晶格位, 制备了0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -0.6Bi1/2 K1/2 TiO3 弛豫多铁性陶瓷[60 ] 。在室温下, 该陶瓷处于非热遍历态。结合压电力显微镜PFM和磁力显微镜MFM, 首次观察到了极性纳米有序和磁化序的共存区, 称之为多铁簇。最重要的是, MFM和PFM测试结果还证实多铁簇可以分别在电场和磁场作用下反转(图7 )。特别需要指出的是, 该陶瓷的逆磁电耦合系数α 为1.0×10-5 S/m, 是已知单相多铁材料中最高的。基于弛豫多铁性薄膜, 作者还设计了一种磁电耦合记忆器件, 信息可以储存在由电场控制的磁性单元里。
图7 磁场作用下的同步压力电显微镜实验[60 ]
Fig. 7 In situ PFM under magnetic field experiments[60 ]
除此之外, 德国Kleeman研究组还报道了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 陶瓷的弛豫多铁性能[61 ] 。SrTiO3 被称为先兆铁电体[62 ] , 其极化序被量子浮动所压制, 即使在0 K, SrTiO3 也保持在顺电态。随后的研究发现, 引入微量Ca就有可能使SrTiO3 发生量子顺电态到极化有序态的转变[63 ] 。葡萄牙研究者发现, 该转变也可通过微量Mn改性得到[64 -65 ] 。鉴于Mn的铁磁活性, Kleeman研究组[61 ] 展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存。
2.2 非钙钛矿结构型
和钙钛矿结构型材料相比, 非钙钛矿结构材料的弛豫多铁性的研究相对较少, 主要集中在Aurivillius结构材料和非正常铁电体上。已报道的Aurivillius结构单相多铁材料的通式大多可以表示为Bi4 Ti3 O12 ∙n BiMO3 , (M = Fe、Mn)[66 -68 ] 。其中,Bi5 Ti3 FeO15 (Bi4 Ti3 O12 ∙BiFeO3 )具有典型的Aurivillius结构, 其晶体结构如图8 (a)所示, 相邻两个[Bi2 O2 ]2- 层中的氧八面体层数为4。近期, 中国科学技术大学研究人员对Bi5 Ti3 FeO15 的多铁性能进行了系统的调查[69 ] 。扫描透射式电子显微镜STEM花样证明Ti/Fe沿[110]方向偏离理想位置中心, 是该材料铁电性的来源(图8 (b), (c))。能谱分析证实Bi5 Ti3 FeO15 中存在Fe的富集区域, 从而导致了短程磁性有序。此外, 由于Bi5 Ti3 FeO15 的极化序和磁化序都和同晶位离子相关, 使其极化强度和介电常数对磁场非常敏感。
图8 Bi5 Ti3 FeO15 (a)晶体结构(b)STEM图谱和(c)原子占位信息示意图[68 -69 ]
Fig. 8 (a) Crystal structure, (b) STEM pattern and (c) schematic illustration of atom position information of Bi5 Ti3 FeO15 [68 -69 ] 68 ]. Between the two [Bi2 O2 ]2- layers, there are four Ti(Fe)O6 octahedra. The STEM measurement demonstrates Ti/Fe atoms shift from ideal position along [110]
非正常铁电体的铁电性不是来源于铁电活性离子与氧离子轨道杂化产生的共价作用, 而是与特定自旋结构相关[7 ] 。2004年, Nature杂志报道了Hemberger研究组在铁磁材料CdCr2 S4 单晶方面的研究工作[70 ] , 他们通过CdCr2 S4 的极化强度-电场关系和介电性能-温度关系, 判断该材料存在弛豫铁电行为。Scott研究组[71 ] 对该工作进行了质疑: 该单晶的极化强度-电场关系可能并不能确认其铁电行为, 而与有较大损耗的介电材料类似。通过对介电数据的拟合, CdCr2 S4 的冷冻温度低达-175 K (不可能存在)。CdCr2 S4 表现出的介电异常行为, 更像是来源于与非均质半导体相关的Maxwell-Wagner效应。
Fe3 O4 是一种典型的磁性材料, 室温下具有反式尖晶石AB2 O4 结构, A晶位由Fe3+ 占据, B晶位由Fe3+ 和Fe2+ 共同占据, 其磁性来源于Fe2+ 和Fe3+ 的交换作用, 居里点为860 K。在120 K左右, Fe3 O4 由反式尖晶石相转变为电荷有序相, 其电荷有序与B晶位Fe2+ 和Fe3+ 的排列相关[72 -73 ] 。德国科研人员制备了150 nm厚度的Fe3 O4 薄膜, 发现Fe3 O4 在32~38 K表现出4~8 μC/cm2 的自发极化强度, 在介电常数与温度的关系中表现出与频率相关的介电异常, 他们认为与其本征的弛豫铁电行为相关[74 ] 。当施加平行于薄膜方向的磁场后, Fe3 O4 的介电常数发生较大改变。
大多数非正常铁电体绝缘性差, 在确定其介电行为时需要特别慎重。例如, 有研究者认为BiMn2 O5 存在PNR, 但给出的介电常数实部为200, 虚部却高达100,000[75 ] 。这里的介电行为已经不能反映本征的介电弛豫, 更有可能是Maxwell-Wagner效应的影响。
3 结束语
关于Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜和0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -0.6Bi1/2 K1/2 TiO3 陶瓷的研究工作, 为驰豫型多铁性材料的发展指明了方向。但是, 必须清醒地看到, 弛豫多铁性材料涉及到材料、物理、计算机、电子信息等多学科领域的交叉, 研究尚处于起步阶段, 还存在不少亟待解决的问题。
1) 弛豫多铁性研究的磁电效应包括长程铁电有序和短程铁磁有序的耦合、短程铁电有序和长程铁磁有序的耦合、短程电磁有序的耦合。特别对于短程铁电有序, 还存在热遍历态和非热遍历态。这些耦合效应, 从宏观上看, 涉及到不同的铁性序参量的耦合; 从微观上看, 涉及到自旋、声子、电荷或其它微观粒子或准粒子的相互作用, 不仅需要在唯象理论上取得突破, 更需要在量子理论上继续深入。
2) 尽管已有不少弛豫多铁性材料的研究工作, 但是主要集中在其铁电性和磁性的弛豫行为研究上, 对于极化序和磁化序相互耦合的研究还比较欠缺, 在纳米尺度磁电耦合效应的实验研究则更乏陈可举。对上述研究工作的推进将对弛豫多铁性材料的应用产生巨大的促进作用。
3) 对于已发现的铁电铁磁短程有序共存的材料, 弛豫态和自旋玻璃态大多不在同一温度。开发特定温度特别是室温下短程磁电弛豫态共存的弛豫多铁材料并研究其PNR和MNR的耦合效应, 具有重要的科学意义。
4) (Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜在室温下发现的三存储态效应涉及非热遍历态下的PNR与自旋的磁电耦合效应, 该效应是否可以在其他具有相似铁电磁特性的弛豫多铁性材料中重现, 还需要进一步的研究。
5) 基于无铅环保性的考量, BiFeO3 基无铅弛豫多铁材料具有极大的研究价值。但是, 这一领域的研究主要集中在陶瓷块体上, 而以薄膜和单晶形式存在的弛豫多铁性材料的研究相对较少, 亟待展开。
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Multiferroic and magnetoelectric materials
1
2006
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
Data storage. Multiferroic memories
0
2007
The renaissance of magnetoelectric multiferroics
0
2005
Research progress and future directions of multiferroic materials
3
2015
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
... [4 ]、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
... [4 ,7 -11 ]. ...
Epitaxial BiFeO3 multiferroic thin film heterostructures
2
2003
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
... BiFeO3 室温下具有长程有序的铁电三方结构, 空间群为R3c, Bi3+ 沿着[111 ]c 方向偏离理想立方钙钛矿中心, 理论自发极化强度为110 μC/cm2 .无论以单晶、薄膜还是块体的形式存在, BiFeO3 均表现出大的剩余极化强度[5 ,39 -43 ] .在830~850℃, 铁电三方相转变为顺电正交相[44 ] .此外, 它还具有G型反铁磁长程有序结构.通过在BiFeO3 中的A晶格位或B晶格位引入其他元素, 可能破坏其长程有序铁电或反铁磁结构, 获得弛豫多铁性材料. ...
Magnetic control of ferroelectric polarization
1
2003
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
Decade of multiferroic researches
3
2014
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
... ,7 -11 ]. ...
... 非正常铁电体的铁电性不是来源于铁电活性离子与氧离子轨道杂化产生的共价作用, 而是与特定自旋结构相关[7 ] .2004年, Nature杂志报道了Hemberger研究组在铁磁材料CdCr2 S4 单晶方面的研究工作[70 ] , 他们通过CdCr2 S4 的极化强度-电场关系和介电性能-温度关系, 判断该材料存在弛豫铁电行为.Scott研究组[71 ] 对该工作进行了质疑: 该单晶的极化强度-电场关系可能并不能确认其铁电行为, 而与有较大损耗的介电材料类似.通过对介电数据的拟合, CdCr2 S4 的冷冻温度低达-175 K (不可能存在).CdCr2 S4 表现出的介电异常行为, 更像是来源于与非均质半导体相关的Maxwell-Wagner效应. ...
Single phase multiferroic materials- coupling and adjusting between polar and magnetic order parameters
1
2008
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
Recent advances in single-phase magnetoelectric multiferroics
1
2007
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
Progress in the study of magnetoelectric effect
1
2009
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
Multiferroic materials: past, present and future
2
2010
... 多铁性材料是指同时存在两种或两种以上铁性有序(铁电序、铁磁序、铁弹性)的材料, 可以实现电信号和磁信号的交互控制, 在传感器、能量收集转换器、可调微波器件和新型存储器等领域具有巨大的应用前景[1 -4 ] .早在1894年, Curie就预言了磁电耦合效应的存在.从上个世纪末开始, 科研工作者就致力于多铁性材料磁电耦合的研究, 但是未取得突破性的进展.直到2003年, 美国Ramensh研究组和日本Kimura研究组分别在钙钛矿结构的BiFeO3 薄膜和正交结构的TbMnO3 上发现了大的磁电耦合效应, 从而掀起了多铁性材料的研究热潮[5 -6 ] .十几年来, 多铁性材料的理论和实验研究已取得了骄人的成绩.关于这一部分内容, 我国南京大学刘俊明[7 -8 ] 、清华大学南策文[4 ] 、中国科学院靳常青[9 ] 、华东师范大学段纯刚[10 ] 、东南大学董帅[11 ] 等教授率领的研究组均有很好的总结[4 ,7 -11 ] . ...
... -11 ]. ...
Mesoscopic model of a system possessing both relaxor ferroelectric and relaxor ferromagnetic properties
2
2009
... 本文要讨论的弛豫多铁性材料与常规意义的多铁性材料有着明显的不同, 当材料的长程铁性有序被打破而表现出纳米尺度的短程铁性有序时, 材料将表现出弛豫特性[12 ] .我们将至少存在一种铁性弛豫特性的多铁性材料称为弛豫多铁性材料.这里所指的铁性弛豫特性, 既包括铁电弛豫性和铁磁弛豫性, 也包括铁弹弛豫性, 但由于铁弹弛豫性的多铁性研究较少, 本文暂不讨论该方面的内容.从狭义上讲, 弛豫多铁性材料可分为铁电弛豫性和长程铁磁序(铁磁、亚铁磁、反磁)共存的材料、铁电性和铁磁弛豫性共存的材料、铁电弛豫性和铁磁弛豫性共存的材料.从相组成来看, 弛豫多铁性材料还包括单相弛豫多铁性材料和复合弛豫多铁性材料, 本文涉及的是单相弛豫多铁性材料.弛豫铁电和弛豫铁磁性的共存, 使得铁性有序参数在电场和磁场下的响应更加敏感, 具有重要的科学意义和实用价值.在这一领域, 英国、德国、日本、中国和斯洛文尼亚的科研工作者均做出了重要的贡献.本文将主要对弛豫多铁性材料基本理论及发展现状进行介绍, 并指出该领域可能的发展方向, 为相关研究工作者提供参考. ...
... 弛豫多铁性材料的磁电耦合机制是极其复杂的.在这里, 我们仅讨论材料在铁电弛豫态(热遍历态)和铁磁弛豫态(自旋玻璃态)共存下的磁电耦合.铁电铁磁双弛豫态下, 电致应变与PNR-PNR的相互作用相关, 磁致应变与MNR-MNR的相互作用相关, 均为二次方效应, 不存在时空反演对称的破缺.宏观自发极化强度和自发磁化强度的缺失禁止线性磁电耦合效应的出现.在这种情况下, 磁电耦合效应与电致伸缩系数和磁致伸缩系数相关, 为间接的四次方效应[12 ] .自由能表示如下: ...
Recent progress in relaxor ferroelectrics with perovskite structure
4
2006
... 弛豫铁电性一般出现在复杂化合物和固溶体中, 在同一晶体学位置上, 不同类型离子的共存导致原子排列的无序性及化合价和键合(共价键、离子键)的混合, 从而引起化学和结构的不均匀性.在介电行为上, 弛豫铁电体表现出宽化的弥散介电相变异常峰, 介电常数峰值可以很大(>10,000), 介电常数峰值对应的温度与频率相关[13 ] (图1 ).值得注意的是, 弥散介电相变并不对应结构的相变.关于弛豫铁电体的介电相变存在几种解释, 包括微畴-宏畴转变理论[14 ] , 超顺电态理论[15 ] , 结构起伏理论以及有序-无序转变模型[16 ] .近年来, 科学界倾向于认为弛豫铁电体的行为与极性纳米微区(PNR)相关[13 ] .当弛豫铁电体处于热遍历态时, 在微区内可能存在扭曲的铁电结构, 但在宏观上表现为平均立方相, P -E 曲线为无滞后的非线性关系, 剩余极化强度为零, 压电系数为零.而随着温度降低, PNR可以被冷冻或者转变为铁电畴, 与之对应, 弛豫铁电体由弛豫态转变到非热遍历态或者铁电态.弛豫铁电体介电常数最大值的温度-频率关系可以通过Vogel- Fulcher(V-F)方程描述: ...
... [13 ].当弛豫铁电体处于热遍历态时, 在微区内可能存在扭曲的铁电结构, 但在宏观上表现为平均立方相, P -E 曲线为无滞后的非线性关系, 剩余极化强度为零, 压电系数为零.而随着温度降低, PNR可以被冷冻或者转变为铁电畴, 与之对应, 弛豫铁电体由弛豫态转变到非热遍历态或者铁电态.弛豫铁电体介电常数最大值的温度-频率关系可以通过Vogel- Fulcher(V-F)方程描述: ...
... 典型弛豫铁电体Pb(Nb2/3 Mg1/3 )O3 不同频率下介电常数与温度关系[13 ] ...
... Temperature dependence of dielectric constant for classical relaxor ferroelectrics Pb(Nb2/3 Mg1/3 )O3 at various frequencies[13 ] ε m could reach above 10,000. The relation between the T m and frequency could be described by V -F function ...
Polarization and depolarization behavior of hot pressed lead lanthanum zirconate titanate ceramics
1
1983
... 弛豫铁电性一般出现在复杂化合物和固溶体中, 在同一晶体学位置上, 不同类型离子的共存导致原子排列的无序性及化合价和键合(共价键、离子键)的混合, 从而引起化学和结构的不均匀性.在介电行为上, 弛豫铁电体表现出宽化的弥散介电相变异常峰, 介电常数峰值可以很大(>10,000), 介电常数峰值对应的温度与频率相关[13 ] (图1 ).值得注意的是, 弥散介电相变并不对应结构的相变.关于弛豫铁电体的介电相变存在几种解释, 包括微畴-宏畴转变理论[14 ] , 超顺电态理论[15 ] , 结构起伏理论以及有序-无序转变模型[16 ] .近年来, 科学界倾向于认为弛豫铁电体的行为与极性纳米微区(PNR)相关[13 ] .当弛豫铁电体处于热遍历态时, 在微区内可能存在扭曲的铁电结构, 但在宏观上表现为平均立方相, P -E 曲线为无滞后的非线性关系, 剩余极化强度为零, 压电系数为零.而随着温度降低, PNR可以被冷冻或者转变为铁电畴, 与之对应, 弛豫铁电体由弛豫态转变到非热遍历态或者铁电态.弛豫铁电体介电常数最大值的温度-频率关系可以通过Vogel- Fulcher(V-F)方程描述: ...
Relaxor ferroelectrics
1
1987
... 弛豫铁电性一般出现在复杂化合物和固溶体中, 在同一晶体学位置上, 不同类型离子的共存导致原子排列的无序性及化合价和键合(共价键、离子键)的混合, 从而引起化学和结构的不均匀性.在介电行为上, 弛豫铁电体表现出宽化的弥散介电相变异常峰, 介电常数峰值可以很大(>10,000), 介电常数峰值对应的温度与频率相关[13 ] (图1 ).值得注意的是, 弥散介电相变并不对应结构的相变.关于弛豫铁电体的介电相变存在几种解释, 包括微畴-宏畴转变理论[14 ] , 超顺电态理论[15 ] , 结构起伏理论以及有序-无序转变模型[16 ] .近年来, 科学界倾向于认为弛豫铁电体的行为与极性纳米微区(PNR)相关[13 ] .当弛豫铁电体处于热遍历态时, 在微区内可能存在扭曲的铁电结构, 但在宏观上表现为平均立方相, P -E 曲线为无滞后的非线性关系, 剩余极化强度为零, 压电系数为零.而随着温度降低, PNR可以被冷冻或者转变为铁电畴, 与之对应, 弛豫铁电体由弛豫态转变到非热遍历态或者铁电态.弛豫铁电体介电常数最大值的温度-频率关系可以通过Vogel- Fulcher(V-F)方程描述: ...
The contribution of structural disorder to diffuse phase transitions in ferroelectrics
1
1980
... 弛豫铁电性一般出现在复杂化合物和固溶体中, 在同一晶体学位置上, 不同类型离子的共存导致原子排列的无序性及化合价和键合(共价键、离子键)的混合, 从而引起化学和结构的不均匀性.在介电行为上, 弛豫铁电体表现出宽化的弥散介电相变异常峰, 介电常数峰值可以很大(>10,000), 介电常数峰值对应的温度与频率相关[13 ] (图1 ).值得注意的是, 弥散介电相变并不对应结构的相变.关于弛豫铁电体的介电相变存在几种解释, 包括微畴-宏畴转变理论[14 ] , 超顺电态理论[15 ] , 结构起伏理论以及有序-无序转变模型[16 ] .近年来, 科学界倾向于认为弛豫铁电体的行为与极性纳米微区(PNR)相关[13 ] .当弛豫铁电体处于热遍历态时, 在微区内可能存在扭曲的铁电结构, 但在宏观上表现为平均立方相, P -E 曲线为无滞后的非线性关系, 剩余极化强度为零, 压电系数为零.而随着温度降低, PNR可以被冷冻或者转变为铁电畴, 与之对应, 弛豫铁电体由弛豫态转变到非热遍历态或者铁电态.弛豫铁电体介电常数最大值的温度-频率关系可以通过Vogel- Fulcher(V-F)方程描述: ...
Vogel-Fulcher relationship for the dielectric permittivity of relaxor ferroelectrics
1
1994
... 其中, f 代表测量频率, T m 代表介电异常峰峰值对应的特征温度, k B 为玻尔兹曼常数, f 0 、E a 和T f 为拟合参数, E a 为激活能, T f 为冷冻温度, 代表由弛豫态转变到非热遍历态的温度[17 ] .非热遍历态下的PNR在电场作用下可以转变为铁电畴, 因此, 弛豫铁电体在非热遍历态下表现出与正常铁电体相类似的电学性能, 例如, 方形电滞回线和大压电常数等. ...
Diffuse phase separation and phase transition in Cr-doped Nd1/2 Ca1/2 MnO3 : A relaxor ferromagnet
1
1999
... 类似地, 还存在纳米尺度的短程磁有序(NMR)材料, 其磁性介于长程磁有序材料(铁磁体、亚铁磁体和反铁磁体)和顺磁材料之间.科学家把短程磁有序为主的材料称为弛豫铁磁体[18 -19 ] .通常采用自旋玻璃态解释弛豫铁磁体的磁性.在弛豫铁磁体中, 电子的自旋不再统一排列, 而是随机取向, 这种随机取向不再随时间的改变而变化, 即存在空间坐标上的“无序”和时间坐标上的“有序”(图2 ).与之相应, 材料表现出一些新奇的物理效应.比如, 其交流磁化率与温度曲线在玻璃态转变温度T g 附近表现出异常峰, 并且该异常峰与频率明显相关, 可以通过V-F方程来描述; 在很低的外加直流磁场作用下, 该异常峰就可被抹平.再比如, 在带场冷却FC和零场冷却ZFC两种测量条件下, 磁化率在T g 以下表现出明显的背离. ...
Direct observation of photoinduced magnetization in a relaxor ferromagnet
1
2002
... 类似地, 还存在纳米尺度的短程磁有序(NMR)材料, 其磁性介于长程磁有序材料(铁磁体、亚铁磁体和反铁磁体)和顺磁材料之间.科学家把短程磁有序为主的材料称为弛豫铁磁体[18 -19 ] .通常采用自旋玻璃态解释弛豫铁磁体的磁性.在弛豫铁磁体中, 电子的自旋不再统一排列, 而是随机取向, 这种随机取向不再随时间的改变而变化, 即存在空间坐标上的“无序”和时间坐标上的“有序”(图2 ).与之相应, 材料表现出一些新奇的物理效应.比如, 其交流磁化率与温度曲线在玻璃态转变温度T g 附近表现出异常峰, 并且该异常峰与频率明显相关, 可以通过V-F方程来描述; 在很低的外加直流磁场作用下, 该异常峰就可被抹平.再比如, 在带场冷却FC和零场冷却ZFC两种测量条件下, 磁化率在T g 以下表现出明显的背离. ...
Mössbauer studies of PbFe2/3 W1/3 O3 multiferroics
1
2013
... B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响.PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] .而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] .在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变.近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] .最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
Evidence of the relaxor-paraelectric phase transition in Pb(Fe2/3 W1/3 )O3 ceramics
0
2002
Synthesis, structure and properties of the magnetic relaxor ferroelectric Pb(Fe2/3 W1/3 )O3 [PFW]
1
1998
... B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响.PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] .而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] .在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变.近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] .最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
Dielectric relaxation in the PbFe1/2 Nb1/2 O3 ceramics
2
2011
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响.PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] .而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] .在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变.近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] .最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
Elastic and magnetoelastic relaxation behaviour of multiferroic (ferromagnetic + ferroelectric + ferroelastic) Pb(Fe0.5 Nb0.5 )O3 perovskite
0
2015
Ferroelectric and magnetic properties of ferroelectromagnetic PbFe1/2 Nb1/2 O3 type ceramics
0
2011
Rietveld refinements of the paraelectric and ferroelectric structures of PbFe0.5 Ta0.5 O3
0
2000
Electric field dependences of Curie and Néel phase transition temperatures in magnetoelectric relaxor multiferroic Pb(Fe0.5 Ta0.5 )O3 crystals seen via acoustic emission
2
2016
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响.PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] .而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] .在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变.近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] .最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
Low- temperature magnetic behavior of perovskite compounds PbFe1/2 Ta1/2 O3 and PbFe1/2 Nb1/2 O3
1
2005
... B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响.PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] .而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] .在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变.近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] .最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
Coexistence of antiferromagnetic and spin cluster glass order in the magnetoelectric relaxor multiferroic PbFe0.5 Nb0.5 O3
1
2010
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
Magnetic short-and long-range order in PbFe0.5 Ta0.5 O3
1
2014
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
Magnetoelectric relaxor and reentrant behaviours in multiferroic Pb(Fe2/3 W1/3 )O3 crystal
5
2016
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... B晶格位离子的属性和比例对PbB1 B2 O3 型多铁性材料有着重要的影响.PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位铁磁活性离子Fe3+ 和铁电活性离子W6+ 比例为2 : 1, 表现出短程极化有序(极性纳米微区冷冻温度T f < 300 K)和长程反铁磁有序(反铁磁奈尔温度T N > 300 K)的共存[20 -22 ] .而对于B晶格位铁磁活性离子(Fe3+ )与铁电活性离子比例为1 : 1的PbFe1/2 Nb1/2 O3 和PbFe1/2 Ta1/2 O3 , 铁电序基本以长程有序为主, 铁电结构为四方(空间群 P4mm)相, 后者居里点低于室温[23 -27 ] .在低温下, 二者还存在从四方对称性到单斜对称性的相转变.近几年, 科研工作者对这三种材料进行了深入研究, 研究结果表明, 它们除了存在反铁磁有序外, 在极端低温下, 还存在自旋玻璃态[28 -31 ] .最近, Ye研究组[31 ] 对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
... [31 ]对PbFe2/3 W1/3 O3 出现的自旋玻璃态现象进行了解释, 如图3 所示.由于在PbFe2/3 W1/3 O3 的B晶格位同时存在铁磁性Fe3+ 离子和非铁磁性W6+ 离子, Fe3+ 的自旋不可能是完全的反铁磁有序.有一小部分Fe3+ 自旋不能与邻近的Fe3+ 自旋反平行排列, 称之为受挫的Fe3+ 自旋.PbFe2/3 W1/3 O3 的自旋玻璃态与受挫的Fe3+ 自旋相关. ...
... PbFe2/3 W1/3 O3 中Fe3+ 自旋排列示意图, 在反铁磁子晶格中存在挫败的Fe3+ 的自旋[31 ] ...
... Schematic representation of Fe3+ spins arrangement for PbFe2/3 W1/3 O3 , The frustrated Fe3+ spins appear in AFM sublattices[31 ] ...
Magnetoelectric relaxor
2
2007
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... 2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象.在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合.该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展.此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] .特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结.随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值.他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合.该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 ).但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] . ...
Multiferroic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.80 Ti0.20 O3 thin films: a room-temperature relaxor ferroelectric and weak ferromagnetic
2
2008
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... 2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象.在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合.该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展.此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] .特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结.随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值.他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合.该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 ).但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] . ...
Magnetic glassy behavior in ferroelectric relaxor type solid solutions: magnetoelectric relaxor
0
2009
Magnetic control of large room-temperature polarization
3
2009
... 2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象.在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合.该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展.此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] .特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结.随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值.他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合.该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 ).但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] . ...
... Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 在磁场作用下的(a)极化强度-电场曲线及(b)介电常数实部虚部与频率的关系[35 ] ...
... (a) The P -E loops and (b) the real and imaginary part of dielectric constant as a function of frequencies with various magnetic fields for Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 [35 ] H leads to decrease in P r . P r is nearly zero when H reaches 0.5 T. This effect disappears after magnetic field being removed. Correspondingly, the anomaly peak of the imaginary part for dielectric constant shifts to the low frequency side with H increasing, which reveals the increase of the relaxation time ...
Fabrication and characterization of the multiferroic birelaxor lead-iron-tungstate/ lead-zirconate-titanate
2
2010
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... 2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象.在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合.该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展.此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] .特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结.随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值.他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合.该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 ).但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] . ...
Near-room temperature relaxor multiferroic
2
2010
... Polar and magnetic orderings of the PbB
1 B
2 O
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering PbFe2/3 W1/3 O3 [31 ] Ferroelectric relaxorT m = 210 K @0.1 MHzT f = 164 K Anti-ferromagneticT N = 350 KT g = 10 K PbFe0.5 Nb0.5 O3 ceramics[23 , 29 ] FerroelectricT m =373 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g = 10.6 K PbFe0.5 Ta0.5 O3 ceramics[27 , 30 ] FerroelectricT m = 259 K Anti-ferromagneticT N = 153 KT g < 10 K 0.8PbFe1/2 Nb1/2 O3 -0.2PbMg1/2 W1/2 O3 ceramics[32 ] Ferroelectric relaxorT m = 280 K @0.1 MHzT f = 245 K Magnetic glass stateT g = 25K Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 0.2 O3 [33 ] Ferroelectric relaxorT m = 350 K T f = 238 K Ferrimagnetic Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 0.53 Ti0.47 )0.8 O3 thin film[36 ] Ferroelectric relaxorT m < 600 K Ferrimagnetic Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0 .5 )0.4 O3 [37 ] Ferroelectric relaxorT m = 390 KT f = 305 K Ferrimagnetic
表2 BiFeO3 基弛豫多铁材料磁电特性 ...
... 2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象.在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合.该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展.此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] .特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结.随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值.他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合.该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 ).但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] . ...
Bulk dielectric and magnetic properties of PFW? PZT ceramics: absence of magnetically switched-off polarization
1
2010
... 2007年, Levstik研究组[32 ] 发现, 在PbFe1/2 Nb1/2 O3 中引入20 mol%的PbMg1/2 W1/2 O3 , PbFe1/2 Nb1/2 O3 固有的长程铁电序和长程反铁磁序均被打破, 表现出铁电铁磁双弛豫现象.在极性冷冻温度附近, 还存在磁导率的异常, 这可能来自于纳米尺度的极性微区和磁性微区的耦合.该研究工作的发表, 带动了弛豫多铁材料研究的发展.此后, Pb(Zr0.53 Ti0.47 )0.60 (Fe0.5 Ta0.5 )0.4 O3 、Pb(Fe0.66 W0.33 )0.8 Ti0.2 O3 和Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 等固溶体系的弛豫多铁性陆续受到关注[33 -37 ] .特别是, Kumar等[35 -36 ] 在研究Pb(Fe0.66 W0.33 )0.2 (Zr0.53 Ti0.47 )0.8 O3 薄膜的磁电耦合效应时, 发现了一个有趣的现象: 该薄膜表现出弛豫铁电性, 在室温下PNR被冻结.随着外加磁场强度的增强, 薄膜的剩余极化强度减少, 当磁场强度施加到0.5 T时, 薄膜的剩余极化强度突降至0 (图4 ); 当撤去磁场时, 剩余极化强度接近初始值.他们认为, 这种磁致效应与相变无关, 而是源于自旋和极化弛豫的强烈耦合.该工作表明, 在磁场和电场的协同作用下, 弛豫多铁性材料可能存在三种存储态(Pr 态、-Pr 态和0态), 在新型的非挥发存储器领域具有巨大的应用前景(图5 ).但是, 当该材料以块体陶瓷的形式存在时, 表现出长程有序的铁电性能, 上述效应消失[38 ] . ...
Physics and application of bismuth ferrite
1
2009
... BiFeO3 室温下具有长程有序的铁电三方结构, 空间群为R3c, Bi3+ 沿着[111 ]c 方向偏离理想立方钙钛矿中心, 理论自发极化强度为110 μC/cm2 .无论以单晶、薄膜还是块体的形式存在, BiFeO3 均表现出大的剩余极化强度[5 ,39 -43 ] .在830~850℃, 铁电三方相转变为顺电正交相[44 ] .此外, 它还具有G型反铁磁长程有序结构.通过在BiFeO3 中的A晶格位或B晶格位引入其他元素, 可能破坏其长程有序铁电或反铁磁结构, 获得弛豫多铁性材料. ...
Atomic displacements in BiFeO3 as a function of temperature: neutron diffraction study
0
2007
First-principles study of spontaneous polarization in multiferroic BiFeO3
0
2005
Room-temperature coexistence of large electric polarization and magnetic order in BiFeO3 single crystals
0
2007
Larger polarization and weak ferromagnetism in quenched BiFeO3 ceramics with a distorted rhombohedral crystal structure
1
2005
... BiFeO3 室温下具有长程有序的铁电三方结构, 空间群为R3c, Bi3+ 沿着[111 ]c 方向偏离理想立方钙钛矿中心, 理论自发极化强度为110 μC/cm2 .无论以单晶、薄膜还是块体的形式存在, BiFeO3 均表现出大的剩余极化强度[5 ,39 -43 ] .在830~850℃, 铁电三方相转变为顺电正交相[44 ] .此外, 它还具有G型反铁磁长程有序结构.通过在BiFeO3 中的A晶格位或B晶格位引入其他元素, 可能破坏其长程有序铁电或反铁磁结构, 获得弛豫多铁性材料. ...
The β-to-γ transition in BiFeO3 : a powder neutron diffraction study
1
2010
... BiFeO3 室温下具有长程有序的铁电三方结构, 空间群为R3c, Bi3+ 沿着[111 ]c 方向偏离理想立方钙钛矿中心, 理论自发极化强度为110 μC/cm2 .无论以单晶、薄膜还是块体的形式存在, BiFeO3 均表现出大的剩余极化强度[5 ,39 -43 ] .在830~850℃, 铁电三方相转变为顺电正交相[44 ] .此外, 它还具有G型反铁磁长程有序结构.通过在BiFeO3 中的A晶格位或B晶格位引入其他元素, 可能破坏其长程有序铁电或反铁磁结构, 获得弛豫多铁性材料. ...
Bi-relaxation behaviors in epitaxial multiferroic double-perovskite BiFe0.5 Mn0.5 O3 /CaRuO3 heterostructures
2
2011
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
... 2011年, 苗君研究组[45 ] 通过外延法成功生长了Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 薄膜, 其极化序和磁化序均是短程的, 通过Landau-Devonshire理论, 确定PNR的尺寸为7~11 nm. ...
Dielectric, ferroelectric and piezoelectric properties of BiFeO3 -BaTiO3 ceramics
1
2013
... 在BiFeO3 中引入BaTiO3 , 可以形成BiFeO3 - BaTiO3 固溶体系.研究发现, 随着BiFeO3 含量增加, 该体系存在铁电-弛豫转变, 可以表现出弛豫铁电态和亚铁磁性的共存[46 -49 ] .该体系三方-准立方相界附近的0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 以单晶形式存在时, 则表现出更加丰富的磁电性质, 通过中子漫散射实验, 日本研究者证实了该单晶在600 K附近存在8 nm左右的PNR(图6 )[50 ] .随着温度上升, PNR变小, 在800 K附近PNR消失.此外, 该单晶表现出超顺磁性, 而超顺磁性和纳米磁畴相关, 尺寸也在8 nm左右.他们认为, 纳米磁畴是由PNR引起的, 也就是说该单晶的超顺磁性的来源与PNR密切相关. ...
Multiferroic and piezoelectric properties of 0.65BiFeO3 -0.35BaTiO3 ceramic with pseudo-cubic symmetry
1
2013
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
Multiferroic magnetoelectric coupling and relaxor ferroelectric behavior in 0.7BiFeO3 - 0.3BaTiO3 nanocrystals
0
2011
Ferroelectric properties and nano-scaled domain structures in (1-x)BiFeO3 - xBaTiO3 (0.33 < x < 0.50)
1
2009
... 在BiFeO3 中引入BaTiO3 , 可以形成BiFeO3 - BaTiO3 固溶体系.研究发现, 随着BiFeO3 含量增加, 该体系存在铁电-弛豫转变, 可以表现出弛豫铁电态和亚铁磁性的共存[46 -49 ] .该体系三方-准立方相界附近的0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 以单晶形式存在时, 则表现出更加丰富的磁电性质, 通过中子漫散射实验, 日本研究者证实了该单晶在600 K附近存在8 nm左右的PNR(图6 )[50 ] .随着温度上升, PNR变小, 在800 K附近PNR消失.此外, 该单晶表现出超顺磁性, 而超顺磁性和纳米磁畴相关, 尺寸也在8 nm左右.他们认为, 纳米磁畴是由PNR引起的, 也就是说该单晶的超顺磁性的来源与PNR密切相关. ...
Superparamagnetism induced by polar nanoregions in relaxor ferroelectric (1-x)BiFeO3 -xBaTiO3
4
2011
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
... 在BiFeO3 中引入BaTiO3 , 可以形成BiFeO3 - BaTiO3 固溶体系.研究发现, 随着BiFeO3 含量增加, 该体系存在铁电-弛豫转变, 可以表现出弛豫铁电态和亚铁磁性的共存[46 -49 ] .该体系三方-准立方相界附近的0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 以单晶形式存在时, 则表现出更加丰富的磁电性质, 通过中子漫散射实验, 日本研究者证实了该单晶在600 K附近存在8 nm左右的PNR(图6 )[50 ] .随着温度上升, PNR变小, 在800 K附近PNR消失.此外, 该单晶表现出超顺磁性, 而超顺磁性和纳米磁畴相关, 尺寸也在8 nm左右.他们认为, 纳米磁畴是由PNR引起的, 也就是说该单晶的超顺磁性的来源与PNR密切相关. ...
... 0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 单晶(a)(112)衍射面在600 K时的漫反射强度等高线和(b)在不同温度下的M -H 曲线[50 ] ...
... (a) Contour plots of the diffuse intensities at 600 K around the (112) reflection and (b) M-H loops at various temperatures for the single crystal of 0.67BiFeO3 -0.33BaTiO3 [50 ] The crystal shows the strong nuclear diffuse scattering, with a correlation length of 8 nm. It demonstrates the existence of the PNR. The M-H loops display the character of super-paramagnetism. The super-paramagnetism could be related to the short magnetic state. The fitting of Langevin function reveals the size of the short magnetic state is in the range of 8-9 nm ...
Morphotropic phase boundary in (1-x)BiFeO3 -xPbTiO3 : phase coexistence region and unusually large tetragonality
1
2007
... 与BiFeO3 -BaTiO3 不同, BiFeO3 -PbTiO3 体系存在两种铁电相共存的准同型相界MPB, 特别在该体系的四方区域, 四方度c /a 随PbTiO3 含量减少而增加[51 -52 ] .该体系表现出长程有序的铁电结构, 由于大的晶格畸变, 极化反转较困难, 矫顽场强很大[53 ] .但是, 通过化学改性有可能压制该体系的晶格畸变, 继而表现出铁电-弛豫相变.例如, 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -0.5PbTiO3 陶瓷就表现出铁电弛豫性和亚铁磁性的共存[54 ] . ...
Structural and magnetic characterization of multiferroic (BiFeO3 )(1 -x )(PbTiO3 )x solid solutions
1
2008
... 与BiFeO3 -BaTiO3 不同, BiFeO3 -PbTiO3 体系存在两种铁电相共存的准同型相界MPB, 特别在该体系的四方区域, 四方度c /a 随PbTiO3 含量减少而增加[51 -52 ] .该体系表现出长程有序的铁电结构, 由于大的晶格畸变, 极化反转较困难, 矫顽场强很大[53 ] .但是, 通过化学改性有可能压制该体系的晶格畸变, 继而表现出铁电-弛豫相变.例如, 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -0.5PbTiO3 陶瓷就表现出铁电弛豫性和亚铁磁性的共存[54 ] . ...
Very high remnant polarization and phase-change electromechanical response of BiFeO3 -PbTiO3 at the multiferroic morphotropic phase boundary
1
2012
... 与BiFeO3 -BaTiO3 不同, BiFeO3 -PbTiO3 体系存在两种铁电相共存的准同型相界MPB, 特别在该体系的四方区域, 四方度c /a 随PbTiO3 含量减少而增加[51 -52 ] .该体系表现出长程有序的铁电结构, 由于大的晶格畸变, 极化反转较困难, 矫顽场强很大[53 ] .但是, 通过化学改性有可能压制该体系的晶格畸变, 继而表现出铁电-弛豫相变.例如, 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -0.5PbTiO3 陶瓷就表现出铁电弛豫性和亚铁磁性的共存[54 ] . ...
Enhanced magnetoelectric coefficient(α) in the modified BiFeO3 -PbTiO3 system with large La substitution
2
2008
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
... 与BiFeO3 -BaTiO3 不同, BiFeO3 -PbTiO3 体系存在两种铁电相共存的准同型相界MPB, 特别在该体系的四方区域, 四方度c /a 随PbTiO3 含量减少而增加[51 -52 ] .该体系表现出长程有序的铁电结构, 由于大的晶格畸变, 极化反转较困难, 矫顽场强很大[53 ] .但是, 通过化学改性有可能压制该体系的晶格畸变, 继而表现出铁电-弛豫相变.例如, 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -0.5PbTiO3 陶瓷就表现出铁电弛豫性和亚铁磁性的共存[54 ] . ...
Structural and piezoelectric properties of high-density (Bi0.5 K0.5 )TiO3 -BiFeO3 ceramics
2
2010
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
... BiFeO3 -Bi1/2 Na1/2 TiO3 和BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 固溶体系相似, 均在BiFeO3 含量减少到一定程度时表现出铁电弛豫行为[55 -59 ] .近期, 德国科研工作者将Co引入BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 的Fe晶格位, 制备了0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -0.6Bi1/2 K1/2 TiO3 弛豫多铁性陶瓷[60 ] .在室温下, 该陶瓷处于非热遍历态.结合压电力显微镜PFM和磁力显微镜MFM, 首次观察到了极性纳米有序和磁化序的共存区, 称之为多铁簇.最重要的是, MFM和PFM测试结果还证实多铁簇可以分别在电场和磁场作用下反转(图7 ).特别需要指出的是, 该陶瓷的逆磁电耦合系数α 为1.0×10-5 S/m, 是已知单相多铁材料中最高的.基于弛豫多铁性薄膜, 作者还设计了一种磁电耦合记忆器件, 信息可以储存在由电场控制的磁性单元里. ...
Multiferroic properties of BiFeO3 -(K0.5 Bi0.5 )TiO3 ceramics
1
2013
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
Polarization and strain response in Bi0.5 K0.5 TiO3 -BiFeO3 ceramics
0
2012
Structural and dielectric studies of the Na0.5 Bi0.5 TiO3 -BiFeO3 system
0
2007
Synthesis and magnetoelectric studies on Na0.5 Bi0.5 TiO3 -BiFeO3 solid solution ceramics
2
2010
... Polar and magnetic orderings of the BiFeO
3 based multiferroic materials
Compositions Polar ordering Magnetic ordering Bi(Fe0.5 Mn0.5 )O3 thin films[45 ] Ferroelectric relaxorT m = 440 KT f = 314 K Magnetic glass stateT f2 =122 K 0.65BiFeO3 -3 ceramics[47 ] Ferroelectric relaxorT m = 687 K Ferrimagnetic 0.67BiFeO3 -3 [50 ] Ferroelectric relaxorT m = 650 K Magnetic glass state 0.5Bi(Fe0.5 La0.5 )O3 -3 [54 ] Ferroelectric relaxorT m = 520 K Ferrimagnetic 0.6BiFeO3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[55 -56 ] Ferroelectric relaxorT m = 703 K @0.1 MHz FerrimagneticT N < 500 K 0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -1/2 K1/2 TiO3 ceramics[59 ] Ferroelectric relaxorT m = 693 K f < 573 K FerrimagneticT N = 670 K
2.1.1 PbB1 B2 O3 基弛豫多铁性材料 ...
... BiFeO3 -Bi1/2 Na1/2 TiO3 和BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 固溶体系相似, 均在BiFeO3 含量减少到一定程度时表现出铁电弛豫行为[55 -59 ] .近期, 德国科研工作者将Co引入BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 的Fe晶格位, 制备了0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -0.6Bi1/2 K1/2 TiO3 弛豫多铁性陶瓷[60 ] .在室温下, 该陶瓷处于非热遍历态.结合压电力显微镜PFM和磁力显微镜MFM, 首次观察到了极性纳米有序和磁化序的共存区, 称之为多铁簇.最重要的是, MFM和PFM测试结果还证实多铁簇可以分别在电场和磁场作用下反转(图7 ).特别需要指出的是, 该陶瓷的逆磁电耦合系数α 为1.0×10-5 S/m, 是已知单相多铁材料中最高的.基于弛豫多铁性薄膜, 作者还设计了一种磁电耦合记忆器件, 信息可以储存在由电场控制的磁性单元里. ...
Multiferroic clusters: a new perspective for relaxor-type room-temperature multiferroics
3
2016
... BiFeO3 -Bi1/2 Na1/2 TiO3 和BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 固溶体系相似, 均在BiFeO3 含量减少到一定程度时表现出铁电弛豫行为[55 -59 ] .近期, 德国科研工作者将Co引入BiFeO3 -Bi1/2 K1/2 TiO3 的Fe晶格位, 制备了0.4BiFe0.9 Co0.1 O3 -0.6Bi1/2 K1/2 TiO3 弛豫多铁性陶瓷[60 ] .在室温下, 该陶瓷处于非热遍历态.结合压电力显微镜PFM和磁力显微镜MFM, 首次观察到了极性纳米有序和磁化序的共存区, 称之为多铁簇.最重要的是, MFM和PFM测试结果还证实多铁簇可以分别在电场和磁场作用下反转(图7 ).特别需要指出的是, 该陶瓷的逆磁电耦合系数α 为1.0×10-5 S/m, 是已知单相多铁材料中最高的.基于弛豫多铁性薄膜, 作者还设计了一种磁电耦合记忆器件, 信息可以储存在由电场控制的磁性单元里. ...
... 磁场作用下的同步压力电显微镜实验[60 ] ...
... In situ PFM under magnetic field experiments[60 ]
SrMnTiO3 : a magnetoelectric multiglass
2
2008
... 除此之外, 德国Kleeman研究组还报道了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 陶瓷的弛豫多铁性能[61 ] .SrTiO3 被称为先兆铁电体[62 ] , 其极化序被量子浮动所压制, 即使在0 K, SrTiO3 也保持在顺电态.随后的研究发现, 引入微量Ca就有可能使SrTiO3 发生量子顺电态到极化有序态的转变[63 ] .葡萄牙研究者发现, 该转变也可通过微量Mn改性得到[64 -65 ] .鉴于Mn的铁磁活性, Kleeman研究组[61 ] 展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存. ...
... [61 ]展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存. ...
SrTiO3 : an intrinsic quantum paraelectric below 4 K
1
1979
... 除此之外, 德国Kleeman研究组还报道了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 陶瓷的弛豫多铁性能[61 ] .SrTiO3 被称为先兆铁电体[62 ] , 其极化序被量子浮动所压制, 即使在0 K, SrTiO3 也保持在顺电态.随后的研究发现, 引入微量Ca就有可能使SrTiO3 发生量子顺电态到极化有序态的转变[63 ] .葡萄牙研究者发现, 该转变也可通过微量Mn改性得到[64 -65 ] .鉴于Mn的铁磁活性, Kleeman研究组[61 ] 展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存. ...
Sr1 -x Cax TiO3 : an XY quantum ferroelectric with transitions to randomness
1
1984
... 除此之外, 德国Kleeman研究组还报道了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 陶瓷的弛豫多铁性能[61 ] .SrTiO3 被称为先兆铁电体[62 ] , 其极化序被量子浮动所压制, 即使在0 K, SrTiO3 也保持在顺电态.随后的研究发现, 引入微量Ca就有可能使SrTiO3 发生量子顺电态到极化有序态的转变[63 ] .葡萄牙研究者发现, 该转变也可通过微量Mn改性得到[64 -65 ] .鉴于Mn的铁磁活性, Kleeman研究组[61 ] 展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存. ...
Polar behavior in Mn- doped SrTiO3 ceramics
1
2005
... 除此之外, 德国Kleeman研究组还报道了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 陶瓷的弛豫多铁性能[61 ] .SrTiO3 被称为先兆铁电体[62 ] , 其极化序被量子浮动所压制, 即使在0 K, SrTiO3 也保持在顺电态.随后的研究发现, 引入微量Ca就有可能使SrTiO3 发生量子顺电态到极化有序态的转变[63 ] .葡萄牙研究者发现, 该转变也可通过微量Mn改性得到[64 -65 ] .鉴于Mn的铁磁活性, Kleeman研究组[61 ] 展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存. ...
Structure- microstructure-dielectric tunability relationship in Mn-doped strontium titanate ceramics
1
2005
... 除此之外, 德国Kleeman研究组还报道了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 陶瓷的弛豫多铁性能[61 ] .SrTiO3 被称为先兆铁电体[62 ] , 其极化序被量子浮动所压制, 即使在0 K, SrTiO3 也保持在顺电态.随后的研究发现, 引入微量Ca就有可能使SrTiO3 发生量子顺电态到极化有序态的转变[63 ] .葡萄牙研究者发现, 该转变也可通过微量Mn改性得到[64 -65 ] .鉴于Mn的铁磁活性, Kleeman研究组[61 ] 展开了Sr0.98 Mn0.02 TiO3 的多铁性能的研究, 并发现该陶瓷弛豫铁电态和自旋玻璃态的共存. ...
Ferroelectric transition of Aurivillius compounds Bi5 Ti3 FeO15 and Bi6 Ti3 Fe2 O18
1
2010
... 和钙钛矿结构型材料相比, 非钙钛矿结构材料的弛豫多铁性的研究相对较少, 主要集中在Aurivillius结构材料和非正常铁电体上.已报道的Aurivillius结构单相多铁材料的通式大多可以表示为Bi4 Ti3 O12 ∙n BiMO3 , (M = Fe、Mn)[66 -68 ] .其中,Bi5 Ti3 FeO15 (Bi4 Ti3 O12 ∙BiFeO3 )具有典型的Aurivillius结构, 其晶体结构如图8 (a)所示, 相邻两个[Bi2 O2 ]2- 层中的氧八面体层数为4.近期, 中国科学技术大学研究人员对Bi5 Ti3 FeO15 的多铁性能进行了系统的调查[69 ] .扫描透射式电子显微镜STEM花样证明Ti/Fe沿[110]方向偏离理想位置中心, 是该材料铁电性的来源(图8 (b), (c)).能谱分析证实Bi5 Ti3 FeO15 中存在Fe的富集区域, 从而导致了短程磁性有序.此外, 由于Bi5 Ti3 FeO15 的极化序和磁化序都和同晶位离子相关, 使其极化强度和介电常数对磁场非常敏感. ...
Cryogenic temperature relaxor-like dielectric responses and magnetodielectric coupling in Aurivillius Bi5 Ti3 FeO15 multiferroic thin films
0
2014
Structural behavior of the four-layer Aurivillius-phase ferroelectrics SrBi4 Ti4 O15 and Bi5 T i3 FeO15
4
2002
... 和钙钛矿结构型材料相比, 非钙钛矿结构材料的弛豫多铁性的研究相对较少, 主要集中在Aurivillius结构材料和非正常铁电体上.已报道的Aurivillius结构单相多铁材料的通式大多可以表示为Bi4 Ti3 O12 ∙n BiMO3 , (M = Fe、Mn)[66 -68 ] .其中,Bi5 Ti3 FeO15 (Bi4 Ti3 O12 ∙BiFeO3 )具有典型的Aurivillius结构, 其晶体结构如图8 (a)所示, 相邻两个[Bi2 O2 ]2- 层中的氧八面体层数为4.近期, 中国科学技术大学研究人员对Bi5 Ti3 FeO15 的多铁性能进行了系统的调查[69 ] .扫描透射式电子显微镜STEM花样证明Ti/Fe沿[110]方向偏离理想位置中心, 是该材料铁电性的来源(图8 (b), (c)).能谱分析证实Bi5 Ti3 FeO15 中存在Fe的富集区域, 从而导致了短程磁性有序.此外, 由于Bi5 Ti3 FeO15 的极化序和磁化序都和同晶位离子相关, 使其极化强度和介电常数对磁场非常敏感. ...
... Bi5 Ti3 FeO15 (a)晶体结构(b)STEM图谱和(c)原子占位信息示意图[68 -69 ] ...
... (a) Crystal structure, (b) STEM pattern and (c) schematic illustration of atom position information of Bi5 Ti3 FeO15 [68 -69 ] 68 ]. Between the two [Bi2 O2 ]2- layers, there are four Ti(Fe)O6 octahedra. The STEM measurement demonstrates Ti/Fe atoms shift from ideal position along [110] ...
... The crystal structure is obtained from ref [68 ]. Between the two [Bi2 O2 ]2- layers, there are four Ti(Fe)O6 octahedra. The STEM measurement demonstrates Ti/Fe atoms shift from ideal position along [110] ...
Large magnetoelectric coupling in magnetically short-range ordered Bi5 Ti3 FeO15 film
3
2014
... 和钙钛矿结构型材料相比, 非钙钛矿结构材料的弛豫多铁性的研究相对较少, 主要集中在Aurivillius结构材料和非正常铁电体上.已报道的Aurivillius结构单相多铁材料的通式大多可以表示为Bi4 Ti3 O12 ∙n BiMO3 , (M = Fe、Mn)[66 -68 ] .其中,Bi5 Ti3 FeO15 (Bi4 Ti3 O12 ∙BiFeO3 )具有典型的Aurivillius结构, 其晶体结构如图8 (a)所示, 相邻两个[Bi2 O2 ]2- 层中的氧八面体层数为4.近期, 中国科学技术大学研究人员对Bi5 Ti3 FeO15 的多铁性能进行了系统的调查[69 ] .扫描透射式电子显微镜STEM花样证明Ti/Fe沿[110]方向偏离理想位置中心, 是该材料铁电性的来源(图8 (b), (c)).能谱分析证实Bi5 Ti3 FeO15 中存在Fe的富集区域, 从而导致了短程磁性有序.此外, 由于Bi5 Ti3 FeO15 的极化序和磁化序都和同晶位离子相关, 使其极化强度和介电常数对磁场非常敏感. ...
... Bi5 Ti3 FeO15 (a)晶体结构(b)STEM图谱和(c)原子占位信息示意图[68 -69 ] ...
... (a) Crystal structure, (b) STEM pattern and (c) schematic illustration of atom position information of Bi5 Ti3 FeO15 [68 -69 ] 68 ]. Between the two [Bi2 O2 ]2- layers, there are four Ti(Fe)O6 octahedra. The STEM measurement demonstrates Ti/Fe atoms shift from ideal position along [110] ...
Relaxor ferroelectricity and colossal magnetocapacitive coupling in ferromagnetic CdCr2 S4
1
2005
... 非正常铁电体的铁电性不是来源于铁电活性离子与氧离子轨道杂化产生的共价作用, 而是与特定自旋结构相关[7 ] .2004年, Nature杂志报道了Hemberger研究组在铁磁材料CdCr2 S4 单晶方面的研究工作[70 ] , 他们通过CdCr2 S4 的极化强度-电场关系和介电性能-温度关系, 判断该材料存在弛豫铁电行为.Scott研究组[71 ] 对该工作进行了质疑: 该单晶的极化强度-电场关系可能并不能确认其铁电行为, 而与有较大损耗的介电材料类似.通过对介电数据的拟合, CdCr2 S4 的冷冻温度低达-175 K (不可能存在).CdCr2 S4 表现出的介电异常行为, 更像是来源于与非均质半导体相关的Maxwell-Wagner效应. ...
Magnetoelectrics: is CdCr2 S4 a multiferroic relaxor?
1
2007
... 非正常铁电体的铁电性不是来源于铁电活性离子与氧离子轨道杂化产生的共价作用, 而是与特定自旋结构相关[7 ] .2004年, Nature杂志报道了Hemberger研究组在铁磁材料CdCr2 S4 单晶方面的研究工作[70 ] , 他们通过CdCr2 S4 的极化强度-电场关系和介电性能-温度关系, 判断该材料存在弛豫铁电行为.Scott研究组[71 ] 对该工作进行了质疑: 该单晶的极化强度-电场关系可能并不能确认其铁电行为, 而与有较大损耗的介电材料类似.通过对介电数据的拟合, CdCr2 S4 的冷冻温度低达-175 K (不可能存在).CdCr2 S4 表现出的介电异常行为, 更像是来源于与非均质半导体相关的Maxwell-Wagner效应. ...
The Verwey transition—a topical review
1
2002
... Fe3 O4 是一种典型的磁性材料, 室温下具有反式尖晶石AB2 O4 结构, A晶位由Fe3+ 占据, B晶位由Fe3+ 和Fe2+ 共同占据, 其磁性来源于Fe2+ 和Fe3+ 的交换作用, 居里点为860 K.在120 K左右, Fe3 O4 由反式尖晶石相转变为电荷有序相, 其电荷有序与B晶位Fe2+ 和Fe3+ 的排列相关[72 -73 ] .德国科研人员制备了150 nm厚度的Fe3 O4 薄膜, 发现Fe3 O4 在32~38 K表现出4~8 μC/cm2 的自发极化强度, 在介电常数与温度的关系中表现出与频率相关的介电异常, 他们认为与其本征的弛豫铁电行为相关[74 ] .当施加平行于薄膜方向的磁场后, Fe3 O4 的介电常数发生较大改变. ...
Ferrimagnetic ferroelectricity of Fe3 O4
1
1983
... Fe3 O4 是一种典型的磁性材料, 室温下具有反式尖晶石AB2 O4 结构, A晶位由Fe3+ 占据, B晶位由Fe3+ 和Fe2+ 共同占据, 其磁性来源于Fe2+ 和Fe3+ 的交换作用, 居里点为860 K.在120 K左右, Fe3 O4 由反式尖晶石相转变为电荷有序相, 其电荷有序与B晶位Fe2+ 和Fe3+ 的排列相关[72 -73 ] .德国科研人员制备了150 nm厚度的Fe3 O4 薄膜, 发现Fe3 O4 在32~38 K表现出4~8 μC/cm2 的自发极化强度, 在介电常数与温度的关系中表现出与频率相关的介电异常, 他们认为与其本征的弛豫铁电行为相关[74 ] .当施加平行于薄膜方向的磁场后, Fe3 O4 的介电常数发生较大改变. ...
Magnetite (Fe3 O4 ): a new variant of relaxor multiferroic?
1
2012
... Fe3 O4 是一种典型的磁性材料, 室温下具有反式尖晶石AB2 O4 结构, A晶位由Fe3+ 占据, B晶位由Fe3+ 和Fe2+ 共同占据, 其磁性来源于Fe2+ 和Fe3+ 的交换作用, 居里点为860 K.在120 K左右, Fe3 O4 由反式尖晶石相转变为电荷有序相, 其电荷有序与B晶位Fe2+ 和Fe3+ 的排列相关[72 -73 ] .德国科研人员制备了150 nm厚度的Fe3 O4 薄膜, 发现Fe3 O4 在32~38 K表现出4~8 μC/cm2 的自发极化强度, 在介电常数与温度的关系中表现出与频率相关的介电异常, 他们认为与其本征的弛豫铁电行为相关[74 ] .当施加平行于薄膜方向的磁场后, Fe3 O4 的介电常数发生较大改变. ...
Relaxor behavior in multiferroic BiMn2 O5 ceramics
1
2011
... 大多数非正常铁电体绝缘性差, 在确定其介电行为时需要特别慎重.例如, 有研究者认为BiMn2 O5 存在PNR, 但给出的介电常数实部为200, 虚部却高达100,000[75 ] .这里的介电行为已经不能反映本征的介电弛豫, 更有可能是Maxwell-Wagner效应的影响. ...
, 靳长清
