CC BY
39
Е.В. Стукова', С.В. Барышников2, Е.Ю. Королева3, А.Ю. Милинский2
'Амурский государственный университет, 2Благовещенский государственный педагогический университет, 3Санкт-Петербургский государственный политехнический университет.
ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ КОМПОЗИТОВ НА ОСНОВЕ ТИОМОЧЕВИНЫ
Методом диэлектрической спектроскопии исследованы композиты тиомо-чевины с ниобатом лития, а также с титанатами свинца и бария (во всех случаях доля тиомочевины составляла 0,90) вблизи структурных фазовых переходов в тиомочевине. Обнаружено увеличение гистерезиса и понижение температуры сегнетоэлектрического фазового перехода из фазы I в фазу II для всех исследованных составов, по сравнению с аналогичными свойствами поликристаллической тиомочевины. Наибольшее понижение температуры перехода наблюдалось для композита тиомочевины с титанатом бария. Результаты анализируются в рамках теории Ландау — Гинзбурга.
СЕГНЕТОЭЛЕКТРИК, ДИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ПРОНИЦАЕМОСТЬ, КОМПОЗИТ, ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД, СПОНТАННАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ.
DOI: 10.5862/JPM.213.2 УДК 537.226
Введение
Композитами называют многокомпонентные материалы, сочетающие в своем составе разнородные вещества. Создание композитных материалов на основе сег-нетоэлектриков относится к одному из приоритетных направлений исследований последнего времени. Подобные структуры рассматриваются как «интеллектуальные» материалы, свойства которых могут зависеть от внешних условий.
Сегнетоэлектрические композиты могут иметь различную структуру, которую формируют полярные частицы в матрицах разного рода: в слабо и сильно поляризуемых, в полярной и т. п. Варьирование состава матрицы и наполнителя, их весовых соотношений, а также степени дисперсности наполнителя позволяет получать широкий спектр материалов с требуемым набором свойств. В ряде работ [1 — 7] было обнаружено, что для таких систем возможно взаимное влияние компонент на свойства друг друга. Так, было показано, что для сег-нетоэлектрических композитов (КМ03)1— /
(Ватю^ (^Д-Д^^х, (^ал-/
(РЬТЮ3)я , (КК0з)1-х/(ЫКЬ0з)х наблюдает-
ся расширение области существования сег-нетофазы для нитрата калия [1 — 4]. Для композитов (№К02)1—у(ВаТЮ3)х эффект взаимодействия приводит к значительному росту как действительной, так и мнимой частей диэлектрической проницаемости, а также увеличению температурной области существования несоразмерной фазы. Действительная часть диэлектрической проницаемости е' при охлаждении от парафазы до 27з К оказывается меньше, чем при нагреве, в то время как для тангенса угла диэлектрических потерь наблюдается обратная зависимость [5]. Проведенные в работах [6, 7] исследования диэлектрической проницаемости и третьей гармоники для композитов (ТОБ)!—х/(ВаТЮз)х и (ТОБ)^/(РЬТЮ^ показали, что включения малых частиц ВаТЮ3 и РЬТЮ3 в указанных объектах приводят к повышению температуры фазового перехода ТОБ, причем добавка титаната бария приводит к повышению максимума е'( Т) на 5 К, в то время как добавка такого же количества титаната свинца только на з К.
В данной работе исследуется влияние включений частиц ВаТЮ3, РЬТЮ3 и ЫКЬ03 (размер частиц 5 — 30 мкм) на диэлектрические свойства и температуры фазовых
переходов в поликристаллических образцах тиомочевины SC(NH2)2.
Образцы и методика эксперимента
Кристаллы тиомочевины SC(NH2)2 обнаруживают сложную последовательность структурных фазовых переходов. При комнатной температуре кристалл принадлежит к центросимметричной группе Рпта (D16) с параметрами ячейки а = 7,65 Ä, b = 8,53 Ä, с = 5,52 Ä (фаза V). При понижении температуры, в области между 202 и 180 K появляется неполярная фаза (фаза IV); между 180 и 176 K формируется полярная фаза (фаза III) со значением спонтанной поляризации Ps = 2,5 мкКл/см2; между 176 и 169 K — неполярная фаза (фаза II ) и ниже 169 K — полярная фаза (фаза I) со спонтанной поляризацией вдоль оси а, равной Ps = 3 мкКл/см2. Диэлектрические проницаемости eb и гс от температуры практически не зависят, в то время как га при низких температурах обнаруживает целый ряд аномалий [8].
В кристаллах BaTiO3 наблюдаются три фазовых перехода типа смещения, сопровождающихся изменением структуры и свойств. Титанат бария имеет несколько равноправных направлений поляризации и являет пример многоосного сегнетоэлек-трика. При температурах выше 293 K ти-танат бария имеет кубическую кристаллическую структуру типа перовскита. Такая параэлектрическая модификация относится к пространственной группе Pm3m. Ниже температуры перехода Т0 = 293 K происходит фазовый переход, и до температуры 278 K BaTiO3 является сегнетоэлектриком, имеющим тетрагональную симметрию класса P4mm. При искажении формы кубической ячейки ниже 293 K скачком возникает спонтанная поляризация P, величина которой плавно нарастает от 18 мкКл/см2 вблизи Т0 до примерно 26 мкКл/см2 при комнатной температуре. При температурах ниже 278 K происходит второй фазовый переход, кристалл становится ромбическим. В интервале температур от 203 до 183 K титанат бария испытывает третий фазовый переход и ниже этих температур имеет ромбоэдрическую структуру. При
всех переходах имеет место температурный гистерезис [9].
Титанат свинца служит классическим примером сегнетоэлектрика типа смещения. В параэлектрической фазе кристалл относится к пространственной группе Рт3т. При температуре 763 К РЬТЮ3 претерпевает переход первого рода из кубической перовскитной фазы в тетрагональную сегнетоэлектрическую, изоморфную тетрагональной фазе БаТЮ3. Качественно свойства РЪТЮ3 в кубической и тетрагональной фазах подобны свойствам БаТЮ3. Параметры ячейки РЪТЮ3 при комнатной температуре следующие: а = 3,904 А, с = 4,150 А, с/а = 1,063, что говорит о большем тетрагональном искажении, чем в случае БаТЮ3, где с/а = 1,01. Такое сильное искажение обусловливает существенное изменение кристаллической решетки при сегнетоэлек-трическом переходе. Спонтанная поляризация РЪТЮ3 при комнатной температуре составляет примерно 70 мкКл/см2, что почти в три раза превышает соответствующую величину для БаТЮ3. Но значение диэлектрической проницаемости, измеренной вдоль полярной оси, для БаТЮ3 при комнатной температуре лежит в пределах (2 — 4)*103, в то время как для РЪТЮ3, по разным источникам, она составляет (1,5 — 2,2) * 102 [10, 11].
Ниобат лития ЫКЪ03 является одноосным сегнетоэлектриком с ромбоэдрической структурой (а = 5,47 А, а = 53,72°, пространственная группа К3с) и температурой Кюри около 1483 К. Хотя кристаллы ЫКЪ03 не обладают структурой перовскита, они имеют решетку АВ03 с кислородными октаэдрами. Для структуры кристаллов при комнатной температуре характерна последовательность искаженных кислородных октаэдров, соединенных своими гранями вдоль полярной оси с третьего порядка. В отличие от перовскитовых сегнетоэлек-триков, относительный сдвиг катионов от возможных неполярных положений очень велик, что приводит к большим значениям спонтанной поляризации (приблизительно 70 мкКл/см2 при комнатной температуре [12, 13]).
Для приготовления образцов использовались порошки тиомочевины, титаната бария, титаната свинца и ниобата лития. Порошки, взятые в соответствующих объемных процентах, тщательно перемешивались, и из приготовленной смеси под давлением 6 т/см2 прессовались образцы в виде таблеток диаметром 12 мм и толщиной около 1 мм. Для нанесения электродов использовалась серебряная паста. Диэлектрические измерения выполнялись при нагреве и охлаждении со скоростью 1 К/мин в температурном интервале от 77 до 300 К в диапазоне частот от 0,1 Гц до 10 МГц с помощью широкополосного диэлектрического спектрометра коуосоп1;го1 ВБ8-80.
Экспериментальные данные
На рис. 1 представлены температурные зависимости диэлектрической проницаемости для монокристалла и поликристаллического образца тиомочевины. Из графиков следует, что для монокристалла наблюдаются три фазовых перехода: два из них, при 169 и 176 К, — сегнетоэлектрические, а третий, при 202 К, — структурный. Для поликристаллического образца наблюдаются
только два перехода. Максимум при 176 К, соответствующий сегнетоэлектрическому фазовому переходу, на температурной зависимости диэлектрической проницаемости отсутствует. Значения диэлектрической проницаемости е' в максимуме кривой существенно различны для исследуемых образцов: для монокристалла она составляет вдоль полярной оси около 6 000, тогда как для поликристаллического образца — около 20, что обусловлено одноосностью кристалла 8С(КИ2)2.
На рис. 2 представлена трехмерная температурно-частотная зависимость
действительной части диэлектрической проницаемости для образца композита (8С(КН2)2)0,90/(ВаТЮ3)0Д0 при охлаждении. Как следует из графика температурно-частотной зависимости, присутствие частиц титаната бария приводит к возрастанию диэлектрической проницаемости на низких частотах при температурах выше 230 К, что обусловлено наличием межслоевой поляризации.
Температурные зависимости действительной части диэлектрической проницаемости исследуемых композитов и по-
Рис. 1. Температурные зависимости действительной части диэлектрической проницаемости моно- (1) и поликристаллического (2) образцов тиомочевины на частоте 10 кГц
Рис. 2. Температурно-частотная зависимость действительной части диэлектрической проницаемости для образца композита (8С(КН2)2)0 90/(ВаТЮ3)010 при охлаждении
ликристаллического образца тиомочевины представлены на рис. 3. Из графиков следует, что для всех композитов, так же как и для поликристаллической тиомочевины, наблюдаются только две аномалии е'(7), соответствующие первому сегнетоэлектри-ческому и структурному фазовым пере-
ходам. Температура структурного фазового перехода практически не меняется для всех композитов и составляет 202 — 203 К, в то время как для сегнетоэлектрического температура перехода при нагреве и охлаждении различна и зависит от типа частиц включений.
Рис. 3. Температурные зависимости действительной части диэлектрической проницаемости при нагреве и охлаждении на частоте 1 МГц для образцов: (8С(КН2)2)0 90/(ВаТЮ3)010 — ромбы; (БС^НМ.иЛРЪТЮз^ю - треугольники; (БС^НМ.иЛиКЬОз^ю - квадраты; БССЪШ^ - круги (заполненные маркеры — нагрев, пустые маркеры — охлаждение)
Обсуждение результатов
Основные результаты экспериментальных исследований сводятся к следующему:
добавление частиц ВаТЮ3, РЪТЮ3 и ЫМЬ03 к 8С(КН2)2 приводит к дополнительному размытию сегнетоэлектрического и несегнетоэлектрического фазовых переходов, по сравнению с поликристаллической тиомочевиной;
наибольшие значения диэлектрической проницаемости наблюдаются для композита (8С(КН2)2)0>90/(ВаТЮ3)0>10; для композита (8С(КН2)2)0 90/(РЪТЮ3)010 эти значения меньше, а для композита (8С(КН2)2)0 90/ (ЫКЪ03)010 значения диэлектрической проницаемости практически совпадают с соответствующими значениями для прессованного образца 8С(КН2)2;
температурный гистерезис сегнето-электрического фазового перехода составляет 2 К для 8С(КН2)2, тогда как для композитов эта величина увеличивается до 3 К для (8С(КН2)2)0 90/(ЫМЬ03)0 10, 4 К для (8С(КН2)2)0,90/(РЪТЮ3)0Д0 и 5 К для (8С(КН2)2)090/(ВаТЮ3)0Д0, причем с ростом величины гистерезиса наблюдается постепенное понижение температуры сегнето-электрического фазового перехода.
Рассмотрим приведенные выше экспериментальные результаты в рамках теории Ландау — Гинзбурга. Сразу оговоримся, что это рассмотрение будет иметь оценочный характер, поскольку в настоящее время отсутствует теория, описывающая свойства сегнетоэлектрических композитов.
Одной из причин размытия фазового перехода является наличие внутренних электрических и механических полей [14], что приводит к нарушению инвариантности поляризации по отношению к направлению и требует учета нечетных степеней Р. Возможность нарушения инвариантности Р отмечалась в работах [1 5]. Для размытых фазовых переходов характерно то, что переход растянут в определенном интервале температур. Это обусловливает соответствующее поведение физических характеристик кристалла, которое не описывается обычной термодинамической теорией фазовых переходов. Такое поведение, однако,
может быть достаточно наглядно объяснено на основе модели фазовых флуктуаций Френкеля [16], получившей свое дальнейшее развитие в работах [14, 17]. В предложенной модели предполагается, что при температурах, близких к точке фазового перехода, кристалл разбивается на области Кенцига, число которых постепенно уменьшается [14].
Возрастание диэлектрической проницаемости в композитах пропорционально значениям диэлектрической проницаемости частиц внедрения, однако значения эффективной диэлектрической проницаемости не могут быть описаны ни одной из формул для смесей, в том числе и полученных для сегнетоэлектрических композитов [18 — 20]. Такое положение можно объяснить тем, что подобные формулы не учитывают межслоевую поляризацию, возникающую на границах зерен.
Для понимания причины снижения температуры Кюри и увеличения температурного гистерезиса сегнетоэлектрического фазового перехода тиомочевины в присутствии поляризованных частиц включений разберем возможные механизмы происходящих процессов. Для этого рассмотрим массив микрочастиц, находящихся в матрице на некотором расстоянии друг от друга. В этом случае плотность свободной энергии Гиббса системы из микрочастиц может быть записана в виде суммы энергии частиц и энергии их связи. Для описания фазового перехода тиомочевины используем разложение свободной энергии в соответствии с теорией Ландау — Гинзбурга [21], где величина поляризации играет роль параметра порядка. Кроме этого, необходимо учесть дополнительный вклад, обусловленный электрическим взаимодействием дипольных частиц ВаТЮ3, РЪТЮ3 или ЫКЪ03 с окружающей матрицей 8С(КН2)2.
Разложение Ландау — Гинзбурга для плотности свободной энергии должно содержать энергию матрицы (тиомочевина), энергию частиц включений (ВаТЮ3, РЪ-ТЮ3 или ЫКЪ03) и энергию их взаимодействия с матрицей. Так как мы рассматриваем влияние различных полярных частиц включений на свойства тиомочевины, то в
первом приближении можем пренебречь энергией малых частиц, а разложение Ландау — Гинзбурга для 8С(КИ2)2 записать как потенциал неоднородной системы [21] и энергии взаимодействия ¥а^
¥ = 1 -0(Т - Т)Р2(г) + -4вР4(г) +
+1УР6 (г) + 1 ЦУР(г))2 + ¥ 6 2
(1)
Коэффициент X имеет непосредственное отношение к виду неоднородности, а электрическое взаимодействие компонент будет учитываться как энергия диполь-дипольного взаимодействия
¥аа =-! р* Е* =
ЕЯ
р*р* 3(г;/Р*)(г^/Р*)
Г.
Г.
(2)
где V,, V и р., р.. — объемы и поляризация частиц 8С(КИ2)2 и частиц включений соответственно; г.. — экстраполяционная длина, которая определяется распределением частиц в образце.
При рассмотрении электрического взаимодействия дипольных частиц в поляризуемой среде необходимо учитывать отличие поля, действующего на диполь, от макроскопического поля. Это отличие приводит к тому, что в энергии диполь-дипольного взаимодействия фигурируют эффективные дипольные моменты р* и некоторое эффективное поле Е*, действующее на /-й диполь со стороны ближайших частиц [22, 23]. В ряде работ было показано, что в сильно поляризуемых матрицах появляются особенности, связанные с пространственной дисперсией диэлектрической проницаемости, которая существенна в средах с большой поляризуемостью (см. работу [24] и ссылки в ней). При этом локальное поле будет определяться соотношением
Е*( г) = Е е*
4п ¿Р - 4Лт(4Р,)(1 -8,о)
,(3)
где Р, — фурье-компоненты поляризации, Ь — фактор локального поля в месте нахождения диполя.
Первое слагаемое в соотношении (3)
учитывает отличие действующего на диполь внутреннего поля от макроскопического и взято в лоренцевом виде. Второе слагаемое в (3) соответствует макроскопическому полю, усредненному по некоторому элементарному объему. Символ Кроне-кера учитывает, что при возникновении однородной поляризации в образце макроскопическое поле равно нулю. Зависимость фактора Ь от величины дипольного момента частиц в модели точечных диполей качественно проанализирована в статье [25].
Исследуемые композиты имеют одинаковые размеры частиц включений, одинаковый процентный состав, но различаются величинами спонтанной поляризации и диэлектрической проницаемости. При сравнении энергии взаимодействия частиц включений (ВаТЮ3, РЬТЮ3 ЫКЪ03) с матрицей (8С(КИ2)2) предполагаем, что внутреннее поле создается матрицей в сегнето-фазе и одинаково для всех композитов (т. е. Е* ф 0 при Т < Тс и Е* = 0 при Т > Т), тогда:
¥ш р*Е* (Р* + аЕ*)Е* =
' ' (4)
= Е[РЕ* + (8- 1)(Е*)2] « Х[Р;Е* +в(Е*)2],
/ /
где а — поляризуемость, Р, — спонтанная поляризация частиц включений, е — их диэлектрическая проницаемость.
Из соотношения (4) следует, что величина диэлектрической проницаемости влияет на энергию ¥аа сильнее, чем спонтанная поляризация частиц. Кроме того, поскольку сегнетоэлектрический фазовый переход в 8С(КИ2)2 относится к переходу первого рода, свободная энергия в точке перехода будет испытывать скачок ± А¥аа.
Выражение (1) показывает, что температура фазового перехода композита Т0 с учетом взаимодействия, по сравнению с температурой фазового перехода Т0 в изотропных образцах 8С(КИ2)2, будет определяться соотношением
Т0 = Т + — А¥аа = Т, + 0_ Е р/Е/. (5) а 0 а0 /
Согласно выражению (2), энергия диполь-дипольного взаимодействия ¥аа в
зависимости от ориентации дипольных моментов может иметь как положительный, так и отрицательный знак. Однако исходя из того, что вблизи спонтанно поляризованных частиц включений возникают значительные электрические поля (порядка 105 В/см [1]), можно предположить, что поляризация матрицы SC(NH2)2 вблизи частиц включений совпадает по направлению с поляризацией самих частиц, и тогда из соотношения (2) следует, что Fdd < 0, а это приводит к снижению температуры Кюри.
Для области температур 100 — 200 K усредненное по осям значение диэлектрической проницаемости е' для титаната бария меняется в пределах 300 — 500 и Ps — от 8 до 12 мкКл/см2 [9]; для титаната свинца значение е' меняется в пределах 80 — 90 и Ps в пределах 50 — 60 мкКл/см2 [10]; для ниобата лития е' меняется в пределах 40 — 48 и Ps — в пределах 70 — 75 мкКл/см2 [10]. Отсюда следует, что самое сильное диполь-
дипольное взаимодействие и самый большой скачок энергии при фазовом переходе наблюдается для композита (8С(КН2)2)0 90/ (ВаТЮ3)010, что и проявляется на температурном ходе диэлектрической проницаемости, и такие скачки оказываются значительно меньше для (8С(КН2)2)0 90/(РЪТЮ3)010 и
(8С(КН2)2)0,90/(Ь1КЪ03)0,10. ' '
Выводы
Как показали исследования, добавление полярных частиц (ВаТЮ3, РЪТЮ3 или ЫКЪ03) в 8С(КН2)2 приводит к возрастанию диэлектрической проницаемости и размытию фазовых переходов. Наибольшее влияние на свойства 8С(КН2)2 оказывают частицы титаната бария, что проявляется в снижении температуры сегнетоэлектриче-ского фазового перехода и увеличении его температурного гистерезиса. Степень влияния определяется величиной диэлектрической проницаемости частиц внедрения.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
[1] Stukova E.V., Baryshnikov S.V. Stabilization of the ferroelectric phase in (KNO3)1_x—(BaTiO3)x composites // Inorganic Materials: Applied Research, 2011. Vol. 2. No 5. Pp. 434-438.
[2] Стукова Е.В., Барышников С.В. Диэлектрические исследования сегнетоэлектрических композитов на основе (KNO3)1-x-(KNbO3)x // Перспективные материалы. 2011. № 13. С. 801-805.
[3] Stukova E.V., Baryshnikov S.V. Expansion of the ferroelectric phase temperature interval in the composites (KNO3)1-x-(BaTiO3)x and (KNO3)1-x-(PbTiO^ // World Journal of Engineering. 2010. No 3. Pp. 1055-1057.
[4] Стукова Е.В., Маслов В.В., Барышников С.В. Диэлектрические свойства сегнетоэлектрических композитов на основе KNO3-BaTiO3 и KNO3- LiNbO3 // Известия Российского государственного педагогического университета им. А.И. Герцена. 2011. № 138. С. 58-65.
[5] Стукова Е.В., Королева Е.Ю., Трюхан Т.А., Барышников С.В. Изменение области существования несоразмерной фазы в сегнетоэ-лектрическом композите (NaNO2)1-x-(BaTiO3)^ // Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки. 2012. № 2(146). С. 22-27.
[6] Шацкая Ю.А., Стукова Е.В., Барышников
С.В. Роль диполь-дипольного взаимодействия в сегнетоэлектрических композитах // Научно-
технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки. 2010. № 1(94). С. 36-41.
[7] Шацкая Ю.А. Исследование сегнетоэ-лектрических композитов методом нелинейной диэлектрической спектроскопии // Известия Самарского научного центра РАН. 2011. Т. 13. № 4. С. 141-144.
[8] Goldsmith G.J., White J.G. Ferroelectric behavior in thiourea // J. Chem. Phys. 1959. Vol. 31.
Pp. 1175-1187.
[9] Струков Б.А., Леванюк А.П. Физические основы сегнетоэлектрических явлений в кристаллах. М.: Наука, 1995. 302 с.
[10] Иона Ф., Ширане Д. Сегнетоэлектриче-ские кристаллы. Пер. на рус. яз. под ред. Л.А. Шувалова. М.: Мир, 1965. 555 с.
[11] Лайнс М., Гласс А. Сегнетоэлектрики и родственные им материалы. Пер. с англ. под ред. В.В. Леманова, Г.А. Смоленского. М.: Мир, 1981. 736 с.
[12] Блистанов А.А., Бондаренко В.С., Переломова Н.В. и др. Акустические кристаллы. Справочник. Под ред. М.П. Шаскольской. М.: Наука. 1982. 632 с.
[13] Кузьминов Ю.С. Электрооптический и нелинейно-оптический кристалл ниобата лития. М.: Наука, 1987. 264 с.
[14] Ролов Б.Н. Размытые фазовые переходы. Рига: «Зинатне», 1972. 311 с.
[15] Ролов Б.Н., Юркевич В.Э. Термоди-
намика фазовых переходов в сегнетоактивных твердых растворах. Рига: «Зинатне», 1976. 216 с.
[16] Френкель Я.И. Статистическая физика. М.-Л.: Изд-во АН СССР, 1948. 760 с.
[17] Фрицберг В.Я. Проблемы исследования связи состава и свойств в сегнетоэлектрических твердых растворах типа перовскита // Известия АН СССР. Серия физическая. 1970. Т. 34. № 12. С. 2628-2634.
[18] Белокопытов Г.В. Избыточная диэлектрическая нелинейность неоднородных сег-нетоэлектриков // ФТТ. 1995. Т. 37. Вып. 7. С. 1953-1962.
[19] Furukawa T., Fujino K., Fukada E. Electromechanical properties in the composites of epoxy resin and PZT ceramics // Jpn. J. Appl. Phys. 1976. Vol. 15. No . Pp. 2119-2129.
[20] Cho S.D., Lee S.Y., Hyun J.G., Paik K.W. Comparison of theoretical predictions and experimental values of the dielectric constant of
epoxy-BaTiO3 composite embedded capacitor films // J. Mater. Sci.: Mater. Electron. 2005. Vol. 16. Pp. 77-84.
[21] Гинзбург В.Л. Теория сегнетоэлектрических явлений // УФН. 1949. Т. 38. № 4. С. 490-525.
[22] Mahan G.D. Local-field corrections to Coulomb interactions // Phys. Rev., 1967. Vol. 153. No 3. Pp. 983-988.
[23] Mahan G.D., Mazо R.M. Coulomb interactions in an atomic dielectric // Phys. Rev. 1968. Vol. 175. No 3. Pp. 1191-1200.
[24] Гейфман И.Н., Глинчук М.Д., Дейген М.Ф., Круликовский Б.К. О локальных электрических полях в кристаллах // ЖЭТФ. 1978. Т. 74. № 1. С. 164-171.
[25] Вугмейстер Б.Е., Глинчук М.Д. Особенности кооперативного поведения параэлектри-ческих дефектов в сильно поляризуемых кристаллах // ЖЭТФ. 1980. Т. 79. № 3. С. 947-952.
СВЕДЕНИЯ ОБ АВТОРАХ
СТУКОВА Елена Владимировна — кандидат физико-математических наук, ведущий научный сотрудник кафедры теоретической и экспериментальной физики Амурского государственного университета.
675027, Российская Федерация, г. Благовещенск, Игнатьевское шоссе, 21 [email protected]
БАРыШНИКОВ Сергей Васильевич — доктор физико-математических наук, профессор Благовещенского государственного педагогического университета.
675000, Российская Федерация, г. Благовещенск, ул. Ленина, 104 [email protected]
КОРОЛЕВА Екатерина Юрьевна — кандидат физико-математических. наук, старший научный сотрудник Санкт-Петербургского государственного политехнического университета. 195251, Российская Федерация, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 29 [email protected]
МИЛИНСКИЙ Алексей Юрьевич — кандидат физико-математических наук, доцент кафедры физики Благовещенского государственного педагогического университета. 675000, Российская Федерация, г. Благовещенск, ул. Ленина, 104 [email protected]
Stukova E.V., Baryshnikov S.V., Koroleva E.Yu., Milinskiy A.Yu. DIELECTRIC INVESTIGATION OF COMPOSITES BASED ON THIOUREA.
The composites of thiourea with lithium niobate (a), with lead titanate (b) and with barium titanate (c) (in all cases thiourea part was 0.90) have been investigated close to structural phase transitions in thiourea using dielectric spectroscopy. The hysteresis increase and temperature decrease of the ferroelectric phase transition from phase I to phase II for all investigated compounds as compared with similar properties of the polycrystalline thiourea were found. The most decrease in the transition temperature was observed for the (c) composite. The results were analyzed in the framework of the Landau-Ginzburg theory.
FERROELECTRIC, PERMITTIVITY, COMPOSITE, PHASE TRANSFORMATION, SPONTANEOUS POLARIZATION.
REFERENCES
[1] E.V. Stukova, S.V. Baryshnikov, Stabilization of the ferroelectric phase in (KNO3)1_x—(BaTiO3)x composites, Inorganic Materials: Applied Research. 2 (5) (2001) 434-438.
[2] E.V. Stukova, S.V. Baryshnikov, Dielek-tricheskie issledovaniya segnetoelektricheskikh kompozitov na osnove (KNO3)1-x-(KNbO3)^ [Dielectric studies of ferroelectric (KNO3)1-x-(KNbO3)^-based composites], Перспективные материалы. 13 (2011) 801-805.
[3] E.V. Stukova, S.V. Baryshnikov, Expansion of the ferroelectric phase temperature interval in the composites (KNO3)1-x-(BaTiO3)x and (KNO3)1-x-(PbTiO^, World Journal of Engineering. 3 (2010) 1055-1057.
[4] E.V. Stukova, V.V. Maslov, S.V. Baryshni-kov, Dielektricheskie svojstva segnetoelektricheskikh kompozitov na osnove KNO3-BaTiO3 i KNO3-LiNbO3 [The dielectric properties of ferroelectric KNO3-BaTiO3 and KNO3- LiNbO3-based composites], IZVESTIA: Herzen University Journal of Humanities and Sciences. 138 (2011) 58-65.
[5] E.V. Stukova, E.Yu. Koroleva, T.A. Tryukhan, S.V. Baryshnikov, A change in incommensurate phase existence in (NaNO2)1-x-(BaTiO3)^ ferroelectric composite St. Petersburg State Polytechnical University Journal: Physics and Mathematics. 2 (146) (2012) 22-27.
[6] Shatskaya Yu.A., E.V. Stukova, S.V. Baryshnikov, A role of the dipole-dipole interaction in ferroelectric composites, St. Petersburg State Polytechnical University Journal: Physics and Mathematics. 1 (94) (2010) 36-41.
[7] Yu.A. Shatskaya, Issledovanie segnetoelektricheskikh kompozitov metodom nelinejnoj dielektricheskoj spektroskopii [The study of ferroelectric composites through nonlinear dielectric spectroscopy], Izvestiya Samarskogo nauchnogo tsentra RAN. 13 (4) (2011) 141-144.
[8] G.J. Goldsmith, J.G. White, Ferroelectric behavior in thiourea, J. Chem. Phys. 31 (1959) 1175-1187.
[9] B.A. Strukov, A.P. Levanyuk, Fizicheskie osnovy segnetoelektricheskikh yavlenij v kristallakh [Physical basis of ferroelectric phenomena in crystals], Nauka, Moscow, 1995.
[10] F. Iona, D. Shirane, Segnetoelektricheskie kristally [Ferroelectric crystals], Ed. L.A. Shuvalov. Mir, Moscow, 1965.
[11] M. Lajns, A. Glass, Segnetoelektriki i rodstvennye im materialy [Ferroelectrics and related materials], Ed. V.V. Lemanov, G.A. Smolenskij., Moscow, Mir, 1981.
[12] A.A. Blistanov, V.S. Bondarenko,
N.V. Perelomova et al., Akusticheskie kristally. Spravochnik [Acoustic crystals. Handbook], Ed. M.P. Shaskol'skaya. Nauka, Moscow, 1982.
[13] Yu.S. Kuz'minov, Elektroopticheskij i nelinejno-opticheskij kristall niobata litiya [Electro-optical and nonlinear optical lithium niobate crystal]. Nauka, Moscow, 1987.
[14] B.N. Rolov, Razmytye fazovye perekhody [Diffuse phase transitions], Zinatne, Riga, 1972.
[15] B.N. Rolov, V.E. Yurkevich, Termodinamika fazovykh perekhodov v segnetoaktivnykh tverdykh rastvorakh [Thermodynamics of phase transitions in ferroelectric solid solutions]. Zinatne, Riga, 1976.
[16] Ya.I. Frenkel', Statisticheskaya fizika [Statistical physics]. Izd-vo AN SSSR, Leningrad, 1948.
[17] V.Ya. Fritsberg, Problemy issledovaniya svyazi sostava i svojstv v segnetoelektricheskikh tverdykh rastvorakh tipa perovskita [Problems of studying the composition and properties of ferroelectric perovskite solid solutions], Izvestiya AN SSSR. Seriya fizicheskaya. 34 (12) (1970) 2628-2634.
[18] G.V. Belokopytov, Izbytochnaya dielektricheskaya nelinejnost' neodnorodnykh segnetoelektrikov [Excess dielectric nonlinearity of nonuniform ferroelectric crystals], FTT. 37 (7) (1995) 1953-1962.
[19] Furukawa T., Fujino K., Fukada E. Electromechanical properties in the composites of epoxy resin and PZT ceramics, Jpn. J. Appl. Phys. 15 (1976) 2119-2129.
[20] S.D. Cho, S.Y. Lee, J.G. Hyun, K.W. Paik, Comparison of theoretical predictions and experimental values of the dielectric constant of epoxy-BaTiO3 composite embedded capacitor films, J. Mater. Sci.: Mater. Electron. 16 (2005) 77-84.
[21] Ginzburg V.L. Teoriya segnetoelektriches-kikh yavlenij [The theory of ferroelectric phenomena], Physics-Uspekhi. 38 (4) (1949) 490-525.
[22] Mahan G.D. Local-field corrections to Coulomb interactions, Phys. Rev. 153 (3) (1967) 983-988.
[23] G.D. Mahan, R.M. Mazo, Coulomb interactions in an atomic dielectric, Phys. Rev. 175 (3) (1968) 1191-1200.
[24] I.N. Gejfman, M.D. Glinchuk, M.F. Dejgen, B.K. Krulikovskij, O lokal'nykh elektricheskikh polyakh v kristallakh [On local electric fields in crystals], JETP. 74 (1) (1978) 164-171.
[25] B.E. Vugmejster, M.D. Glinchuk, Osobennosti kooperativnogo povedeniya paraelektricheskikh defektov v sil'no polyarizuemykh kristallakh [Features of cooperative behavior of paraelectric defects in highly-polarizable crystals], JETP. 79 (3) (1980) 947-952.
THE AuTHORS
STUKOVA Elena V.
Amur State University
21, Ignatievskoe Rd., Blagoveshchensk, 675027, Russian Federation [email protected]
BARYSHNIKOV Sergei V.
Blagoveschensk State Pedagogical University
104, Lenina St., Blagoveshchensk, 675000, Russian Federation
KOROLEVA Ekaterina Yu.
St. Petersburg Polytechnic University
29, Politechnicheskaya St., St. Petersburg, 195251, Russian Federation [email protected]
MILINSKIY Alexei Yu.
Blagoveshchensk State Pedagogical University
104, Lenina St., Blagoveshchensk, 675000, Russian Federation
© Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, 2015
