CC BY
21Электрические свойства и динамика атомной структуры сегнето- и антисегнетоэлектрических фаз кристаллов BaTiO3, PbZr1-xTixO3, PbZrO3, PbHfO3 в электрических полях напряженностью до 0.55 МВ/см
Леонтьев И.Н. ([email protected]) (1), Leyderman А. (2), Фесенко О.Е.(3), Тополов В.Ю.(4) Леонтьев Н.Г (1),
(1)Азово-Черноморская Государственная Агроинженерная Академия, (2)University of Puerto Rico, (3)НИИ физики при Ростовском Государственном Университете, (4)Ростовский Государственный Университет
В наших предыдущих работах сообщалось о нелинейном поведении параметров кристаллической решетки [1-3], диэлектрических и оптических свойств кристаллов BaTiO3, PbZri-xTixO3 (x=0.042) в сильных электрических полях. Однако ограниченность экспериментального материала не позволила нам сделать какие-либо обобщающие выводы. В настоящей работе мы дополнили упомянутые исследования новыми измерениями и расчетами, а также провели исследования антисегнетоэлектрических (АСЭ) фаз монокристаллов PbZrO3, PbHfO3.
1. Подготовка образцов и методы исследований
Монокристаллы ВаТЮ3, РЬ2г1-хТ1х03, РЬ2г03, РЬНГО3 были выращены из систем КБ-ВаТЮ3, В203-РЬ2г03-РЬТЮ3, В203-РЬ2г03, В203- РЬНГО3 соответственно. Для исследований отбирались пластинчатые кристаллы толщиной 10-20 мкм, обладающие повышенной электрической прочностью. В качестве электродов использовалась полупрозрачная графитовая пленка, наносимая распылением графита в вакууме либо паста аквадаг. Для подачи на кристалл сильного электрического поля использовалось напряжение сухих батарей. Измерение полевых зависимостей диэлектрической восприимчивости производилось при помощи моста переменного тока ТББЬЛ ВМ-484 на частоте 1.592 кГц.
Параметры перовскитовой ячейки измерялись с помощью дифрактометра ДРОН-2.0, использовалось излучение СиКа1 и СиКа2. Для исследования полевой зависимости параметров ячейки исследовались дифракционные максимумы типа 00/ и к01. Уточнение дифракционных максимумов осуществлялось раздельно по углам 20и р. Погрешность измерения параметров составляла 5-10"4 А.
Из полученных экспериментальных данных рассчитывались полевые зависимости индуцированной поляризации и пьезоэлектрических коэффициентов, которые сравнивались с
результатами независимых термодинамических расчетов, данным.
производимых по литературным
2. Сегнетоэлектрическая фаза Р4шш кристалла ВаТЮ3
При комнатной температуре и в отсутствии электрического поля перовскитовая ячейка исследованных кристаллов BaTiO3 тетрагональная с параметрами с = 4.0345 А, а = 3.9950 А. Полученные экспериментальные зависимости параметров ячейки с и а от напряженности приложенного электрического поля Е (рис.1) хорошо аппроксимируются полиномами четвертой степени
с( Е) = £ С1Е1, а( Е) = £ а,Б1 (1)
1=0
1=0
где Со =4.0344 А, с = 5.3712-10-10 А-м/В, с2 = -2.2865-10-17 А-м2/В2, сз = 5.7563-10-25 А- м3/В3, С4 = -4.7563-10-33 А-м4/В4, ао = 3.9949 А, а} = -1.5121-10-10 А-м/В, а2 = 5.3062-10-18 А-м2/В2, аз = -1.2767-10-25 А- м3/В3, а4 = 1.1566-10-33 А- м4/В4, коэффициенты корреляции 0.999 и 0.998 для параметров с и а, соответственно. Используя (1), мы рассчитали по формулам
1 А-Ю
с, 10 м
1 А-Ю
a, 10 м
4,048 4,046 4,044 4,042 4,040 4,038 4,036 4,034
— 1 1 1 1 1
■
■
■
■ \ч ▲ _________ /—• • 1
■ /V4 Л» * 2
■ -
■ ^---А -
■ ■ ■ ■ ■
0
10
20
30
40
50
3,9950 3,9945 3,9940 3,9935 3,9930 3,9925 3,9920 3,9915
Е, 106 В/м
Рис.1. Полевые зависимости параметров перовскитовой ячейки BaTiO3: 1- с(Е), 2 - а(Е).
ёзз(Е)=[1/с(Е)Шс(Е)/Щ, йз1 (Е) =[1/а(Е)]^а(Е)/Щ полевые зависимости пьезомодулей d33(Е) и д.з1(Е) рис.2 (линии 1,3).
При рентгеноструктурных исследованиях, нами не был обнаружен поверхностный слой с аномально высокой пьезодеформацией [4,5] ни при одном значении электрического
(2)
поля. По-видимому, такой слой можно наблюдать только в кристаллах, толщина которых превышает дебаевскую длину экранирования, которая по нашим расчетам составляет 35 мкм.
4,ш10 Кл/Н
*33' "31?
1,3 1,2 1,1 1,0 0,9 0,8 0,7 0,6 0,5
т
т
т
т
-0,2 -0,3 -0,4 -0,5
— 1 о 2 —— 3 □ 4
О V
\
о о
О-------- о о о
°° °°Оо ------
°°°о о ° о
и о о о о
□
□□□ п 13 □ □ ° □ о
¿{г л
й □
X
0
10
20
30
40
50
Е, 106 В/м
Рис.2 Полевые зависимости пьезомодулей dзз(E) (линии1, 2), dз¡(E) (линии3, 4), монокристалла BaTiO3: 1,3 - рассчитанные по формулам (2) из рентгеноструктурных данных; 2,4 -рассчитанные по формулам (5) из диэлектрических данных.
По измерениям диэлектрической восприимчивости в интервале 0 < Е < 5.5-10 В/м (рис.3, линия 1) нами по формуле
Р = х 33^ 0 Е (3) рассчитана полевая зависимость индуцированной поляризации Р(Е) (рис.4, линия 2).
X 220
200 180 160 140 120 100 80 60
! 1 ♦ 1 1 1 1 ■
■ •ч • ч « \ ■
• V • ч • \ • ч \ \ • 1 - 2 -
-- » а \ \ • -
• • • -
• X "... • « тх -
г • • • -
■ ■ ■ ■ ■ • • . ■
0
10
20
30
40
50
60
Е, 106 В/м
Рис.3 Полевая зависимость относительной диэлектрической восприимчивости X (Е) монокристалла BaTiO3: 1 - экспериментальная; 2 - рассчитанная по формуле (9).
Для сравнения на рис.4 (линия 1) показана зависимость индуцированной поляризации от напряженности электрического поля Е, рассчитанная с использованием рентгенострук-турных данных по формуле
Р(Е) = ^3(Е)/-Р. (4)
Р. - спонтанная поляризация, £3(Е) - деформация, определяемая выражением 3(Е) = (с(Е) - с0) / с0, с0=4,004А величина параметра кубической ячейки экстраполированная к комнатной температуре.
Связь пьезомодулей йу с диэлектрической восприимчивостью механически свободного кристалла хз3, его спонтанной Р. и индуцированной Р(Е) поляризациями определяется точными выражениями подобными приближенным, приведенным в [6]:
йъъ (Е) = в 00П(2Р, + Р (Е ))х 33 (Е) й 31 (Е) = в 0012 (2Р. + Р (Е ))х 33 (Е) (5)
где 0п, 0,12 - коэффициенты электрострикции, равные согласно [6] 11.2-10-2 м2/Кл4 и -5.1-10" 2 м2/Кл4 соответственно. Поскольку Р(Е) определяется из (3), формулы (5) определяют полевые зависимости й33(Е) и й31(Е) (рис.2 линии 2, 4).
Р , Кл/м2 0,05
Е, 10 В/м
Рис. 4 Полевые зависимости индуцированной поляризации Р(Е) кристалла BaTiO3: 1 -рассчитанная по рентгеноструктурным данным по формуле (4); 2 - рассчитанная по диэлектрическим данным по формуле (3); 3 - рассчитанная по формуле (8)
Рассмотрим поведение величин Р, х 33 в электрическом поле по теории Ландау-Гинзбурга-Девоншира. Термодинамический потенциал тетрагональной фазы монокристалла BaTiO3 во внешнем электрическом поле параллельном СЭ оси z имеет вид [7]
Ф = аР2 + Р4 Рб--с11[а2 + а2 + а2]-с12[а а + +а а +
2 2 2 3 2 ^ XX УУ 22 1 12 XX уу XX 22
1
2
1
(6)
+ а а ]--с11[а2 +а2 +а2 ]-Q11а Р2 -а,(ст +а )Р 2 -РЕ
УУ 22 J 2 ХУ Х2 у2 -1 22 2 XX УУ ' 2 2 2
где Р2, а у - компоненты поляризации и механического напряжения, Су - упругие постоянные, Qij - электрострикционные коэффициенты, а, р1, у1, - функции температуры [7]:
а = 3.3-10э(М20°С); р1 = -5-105 + 8.34-10й(М20°С); у1 = 1.2-1010 - 1.2-105(М20°С) (7) при t=20°С а = 3.30-107 Дж-м/Кл2, в = -13.34 108 Дж-м5/Кл4, ^ = 2,40-1010 Дж-м9/Кл6
Из условия экстремума следует
(дФ / дРг)а =0 = 2аРг + 2р!Р/ + 2у!Р5 - Ег = 0
1К
(8)
Из уравнения (8) получаем полевую зависимость индуцированной поляризации Р(Е), рассчитывая Р2(Е) и учитывая что, Р2(Е)= Р+ Р(Е) (рис. 4 линия 3).
Диэлектрическая восприимчивость х а3 определяется следующим уравнением:
(X зз)- = (д 2Ф / дP2) =0 = 28 0(а + 3Р1 р + 5у, Pz4) ik
Откуда, используя (8) получаем полевую зависимость х З3(Е) рис.3 (линия 2)
(9)
3. Сегнетоэлектрическая фаза ЯЭе кристаллов PbZr0.958Ti0.042O3
При комнатной температуре и в отсутствии поля перовскитовая ячейка была ромбоэдрической и имела следующие параметры: а=4.1484 А, а=89.76±0.01°. Усредненные по результатам измерений отражений от плоскости (400) значения параметра ромбоэдрической ячейки а как функции напряженности постоянного электрического поля представлены на рис. 5.
a, Е 4,1510 -
4,1505
4,1500
4,1495
4,1490
4,1485
Е, 106 В/м
Рис. 5. Зависимость параметра а перовскитовой ячейки ромбоэдрической фазы кристалла рь2г0 958^004203 от напряженности электрического поля Е при t = 20°С.
Полученная полевая зависимость аппроксимировалась полиномом четвертой степени со следующими коэффициентами : а0) = 4.1484 А, а1 = 1.745-10-10 А-м/В, а2 = 7.247-10-18 А-м2/В2, а3 = -3.3 66-10-25 А-м3/В3, а4 = 8.296-10-33 А-м4/В4, коэффициент корреляции 0,998. Далее, с использованием этого полинома по формуле
ёзз(Е)=[Еа(Е)]^а(Е)/Щ (10)
была рассчитана полевая зависимость пьезомодуля d33(Е) (в осях перовскитовой ячейки) рис.6 линия 1.
Экспериментально наблюдаемая полевая зависимость хЗ? (рис. 7, линия 1) ведет себя качественно подобно аналогичной зависимости для BaTiO3.
Зависимость деформации от напряженности электрического поля Е для ромбоэдрической фазы Я3с определяется следующим выражением:
£, (Е) = (011 +2012 (Е) + (Я„ + 2^2 )9 2(Е)
(11)
d33, пКл/Н 55
* •• • • ° о
• о • • • • о о
о • 1 2 • • • • • • > о л о
• • • • • о •
50
45
40
35
0 5 10 15 20 25
Е, 106 В/м
Рис.6. Полевые зависимости пьезомодуля dзз(Е) кристалла РЬ2г0.958^0.04203 рассчитанные: 1 -по формуле (10) из рентгеноструктурных данных; 2 - по формуле (13) из диэлектрических данных.
Х33 200
180
160
140
120
100
80
0 5 10 15 20 25 30
Е, 106 В/м
Рис. 7. Полевые зависимости диэлектрической восприимчивости (Е) монокристалла РЬ2г0.958^0.04203: 1 - экспериментальная; 2 - рассчитанная по формуле (17)
где Я11, Я12 - ротострикционные коэффициенты. В литературе отсутствуют данные о величинах Я11, Я12. Приближенные выражения для индуцированной поляризации и пьезомодуля (без учета деформации, связанной с поворотом кислородных октаэдров на угол 9) имеют вид:
Р(Е) Ч^.(Е)/(0„ + 20,2) - Р (12)
(рис.8, линия 1). Зависимость <^3(Е) определяется выражением Е,3(Е) = (а(Е) - а0)/а0,
а0=4,1422А - величина параметра кубической ячейки экстраполированная к комнатной температуре
dзз(E) * в0(011 + 2012)(2Р^ + Ргг(ЕШ1 (Е) (13)
(рис.6, линия 2)
Р, Кл/м' 0,050 П
0,045
0,040
0,035
0,030
0,025
0,020
0,015
0,010
0,005
0,000
2
------------А— А
▲
к
▲ А
А ••
• *
• • • • - 1 • 2 —о— 3
Р А • •
1 •
И
10
15
20
25
30
Е, 106 В/м
Рис.8 Полевые зависимости индуцированной поляризации Р ¡г(Е) кристалла РЬ2г0.958^0.04203: 1 - рассчитанная по рентгеноструктурным данным по формуле (12); 2 -рассчитанная по диэлектрическим данным по формуле (3); 3 - рассчитанная из уравнений
(15), (16)
Из анализа рис. 6 и рис.8 следует, что полевые зависимости индуцированной поляризации Рк(Е ) и пьезомодулей dзз(Е) монокристаллов рь2г0.958т^.04203 и BaTiO3, рассчитанные как из диэлектрических, так и из рентгеноструктурных данных, демонстрируют одинаковое поведение.
Разложение термодинамического потенциала рь2г1-хт^03 в ромбоэдрической фазе Я3с во внешнем электрическом поле и в отсутствии механических напряжений в ряд по двум параметрам порядка Р и 9 имеет вид [8]
Ф = 3^ Р2 + 3(ап +а12)) +(3аш + 6а112 + аш )Ргб + 3ДО 2 + 3р„9 4 + + 3(( + 2у 12 + у44))92 - Е2Р2
0
5
где Р2, 02 - компоненты соответственно поляризации вдоль оси z и угла поворота октаэдра вокруг ребра перовскитовой псевдокубической ячейки, аг, аг/, а/% , рг, Рг/, У/ - функции температуры I и концентрации х (табл.1)
Выражения для Рг и 02 получаем из условия экстремума термодинамического потенциала
дФ / дРг = Ег = 6[(а1 + ф01 Р + 2(а„ +а12 )Р +(3аш + 6а112 +аш )Р]
(15)
дФ / д0 г = 0 = р1 + 2р„01 +фР/ (16)
где ф = у11+2у12+у44. Зависимость полной поляризации Рг от напряженности электрического поля получаем, решая совместно уравнения (15) и (16). Далее, используя соотношение Рг(Е)= Рцг+ Ргг(Е) и данные табл. 1 рассчитываем полевую зависимость индуцированной поляризации Ргг(Е) (рис.8, линия 3).
Диэлектрическую восприимчивость найдем, дважды дифференцируя (21) (Х^)= (д 2Ф / дРг2) =0 = 2в 0К +(6ап + 2а12 )Р +(15аш + 14а112 +аш )Р +ф02] (17)
1К
Зависимость х^ (Е), рассчитанная по формуле (17), представлена на рис.7, линия 2.
Коэффициенты аг, а/, а/, были рассчитаны нами по формулам, предложенным в работах [8-12], а Р;, рг/-, ф, и коэффициенты электрострикции Qij были найдены с помощью аппроксимации данных таблицы III [11], соответственно полиномами 2-ой и 5-ой степени.
Таблица 1 Коэффициенты разложения термодинамического потенциала (14) и электрострик-ционные константы монокристалла рь2г0.958и0.04203 при температуре 25 °С.
Коэффициент С, 105 °С То, °С а1, 107 м/Ф аш 108 м5/(Кл2Ф) а12, 108 м5/(Кл2Ф)
Значение 2.020 190.8 -4.636 4,792 -9.769
Коэффициент аш,108 м9/(Кл4Ф) а112,1010 м9/(Кл4Ф) а123,1010 м9/(Кл4Ф) р1,105 Дж/(м3град2) Ри,104 Дж/(м3град4)
Значение 5.602 1.021 -5.923 8.358 3.373
Коэффициент ф,106 м/(Фград) 0и,10"2 м4/Кл2 012, 10"2 м4/Кл2 044, 10"2 м4/Кл2
Значение -12.97 4.806 -1.447 4.773
4. Антисегнетоэлектрические фазы кристаллов PbZrOз и РЬНЮз
Параметры перовскитовых ячеек монокристаллов РЬ2г03 и РЬНГО3 с точностью 5-10-4 А неизменны вплоть до значений напряженности электрического поля, при которых происходят фазовые переходы рис.9. Нами отмечено изменение величины интегральной интенсивности дифракционных максимумов типа 00/ и £0/ в исследуемом интервале полей. Диэлектрическая восприимчивость в антисегнетоэлектрических фазах фазах РЬ2г03, РЬНГО3 слабо растет с увеличением напряженности поля рис.10.
а, Ь, Е 4,16
4,15
4,14
4,13
4,12
4,11
4,10
4,09
0 5 10 15 20 25 30
Е, 106 В/м
Рис 9. Полевые зависимости параметров перовскитовых ячеек антисегнетоэлектрических фаз ЦС и ГС: 1 - a(=с) РЬ2г03; 2 - a(=с) РЬНГО3; 3 - Ь РЬ2г03; 4 - Ь РЬНГО3.
1 1 * « • 1 л 1 • 1 1 • 1
-
■ -
▲ ▲ а ▲ ▲ а а а а .
■ - • 1 ♦ 2 - 3 - 4 —
♦ ♦ ♦ ♦ ♦ ► ♦ ♦
■7 т ■ ■ ▼ ■ т ■ ▼ ■ ▼ ▼ ■ ▼ тт . ■ 1
Х33
320 310 300 290
280 »»
180 170 160 150
• 1 - 2 - 3 ▼ ▼ т
< •
1 • • • •
0
-г 5
10
15
20
25
30
Е, 10 В/м
Рис.10 Полевые зависимости диэлектрической восприимчивости х 33 кристаллов РЬ2Ю3 и
PbHfOз: 1-АСЭ фаза РЬНГО3; 2-АСЭ фаза РЬ2Ю3; 3-индуцированная СЭ фаза
рь2г03.
5. Обсуждение результатов и выводы
До настоящего времени не проверялось, в какой степени теория фазовых переходов Ландау-Гинзбурга-Девоншира применима к сегнетоэлектрическим кристаллам, к которым приложены поля, при которых достигнуто насыщение. Но было известно, что эту теорию, развитую для описания равновесных и обратимых термодинамических процессов, нельзя применять для вычисления характеристик необратимых процессов, например для вычисления коэрцитивного поля сегнетоэлектрика, и, вообще, для описания процесса переполяризации.
Из вышеизложенного следует, что теория фазовых переходов Ландау-Гинзбурга-Девоншира применима для однодоменного, полностью поляризованного, состояния, по крайней мере, до полей на 3 порядка превышающих коэрцитивное, а вероятно и далее вплоть до электрического пробоя.
По теории Ландау-Гинзбурга-Девоншира петля диэлектрического гистерезиса, включая ее основную ветвь, не имеет линейных участков, в противоположность общепринятому мнению [10], согласно которому в слабых электрических полях и в полях насыщения поляризация зависит от поля линейно. Этот вывод в отношении сильных полей подтверждается результатами, представленными на рис. 4 и рис. 8.
Сопоставление поведения кристаллов BaTiO3 (Рис.1-4) и РЬ2г0.958^0.04203 (Рис.5-8) в сильных электрических полях показывает, что эти кристаллы ведут себя сходным образом, несмотря на некоторое различие структурных изменений при фазовых переходах (в ЦТС в фазе Я3с кроме сегнетоэлектрического упорядочения наблюдается поворот кислородных октаэдров на угол 9). И для кристаллов BaTiO3 и для РЬ2г0.958^0.04203 имеются однозначные зависимости между диэлектрической поляризацией с одной стороны и параметрами элементарной ячейки и смещениями ионов с другой. В сильном электрическом поле в этих кристаллах происходят структурные изменения, которые удобно подразделить на две группы:
а) Изменение параметров решетки Бравэ или, что то же самое, изменение величин элементарных трансляций;
б) Изменение расстояний между решетками Бравэ, отличающимися кристаллохими-ческим типом атомов их составляющих.
Структура BaTiO3 в фазе Р4шш состоит из четырех примитивных тетрагональных решеток Бравэ атомов Т^ Ba и атомов кислородов двух, кристаллохимически различных типов, О1, Оц. Под действием электрического поля происходит изменение обеих групп расстояний: (а) ^ - Т^ Ba - Ba, О1 - Оь Оц - Оц, фиксируемое как изменение параметров решетки Бравэ, а также (б) - изменение расстояний ^ - Ba, Ba - О1, Т - О1, Ba - Оц, Т - Оц, О1 - Оц, или сдвиг соответствующих решеток Бравэ друг относительно друга. Изменение расстояний в группе (а) для решеток из разных атомов одинаково, в группе (б) - произвольно.
Рассмотрим наиболее вероятные атомные смещения, наблюдаемые в тетрагональной фазе ТБ при приложении сверхсильного электрического поля.
В температурной области существования тетрагональной фазы имеются однозначные экспериментальные зависимости между параметрами решеток Бравэ и расстояниями между ними (или другими словами между параметрами элементарной ячейки и координатами атомов), которые следуют из температурных зависимостей параметров элементарной ячейки и смещений атомов. Поскольку экспериментальное определение смещений ионов в BaTiO3 под действием электрического поля представляет собой довольно сложную задачу, то для их оценки нами были использованы имеющиеся в литературе данные по температурным зависимостям смещений ионов титана и кислорода. При этом мы считали, что смещения ионов, как под действием температуры, так и под действием электрического поля, одинаковы, если им соответствует одинаковая тетрагональность. Из аппроксимации результатов работ [14, 15] следует, что в диапазоне 0 < Т < 100 температурные зависимости смещений ионов О1, Оц вдоль оси z определяются следующими выражениями:
5zTi(7) = 0.0720-4.6729-10"5Г (18)
5то1(7) = 0.1796-1.6822-10 Т (19)
5zоп(7) = 0.0781-0.7314-10-5Т (20)
Зависимость величины тетрагональности кристалла BaTiO3 от температуры полученная аппроксимацией линейной функцией данных [16] в диапазоне 0 < Т < 100 имеет вид
с/ (Т)=1.0185-2,7329-10-Т а
(21)
Используя зависимости (18)-(20) и (1) получаем полевые зависимости смещений Т^ О1 и Оц
4 4
5гп (Е) = 0.072 +1.7098(£ е1Ег / £а1Е1 -1.0185) (22)
44
5г0/ (Е) = 0.1796 + 0.6155(£е1Е1 /£а1Е1 -1.0185)
1=0 1=0
44
5г0/ (Е) = 0.0781 + 0.2676(£е1Е1 /£а1Е1 -1.0185)
1=0 1=0
(23)
(24)
Значения 52Т1 (Е), 5га1 (Е), 5га1 (Е), рассчитанные по формулам (22)-(24) показаны на рис.11.
В отличие от СЭ фаз кристаллов BaTiO3 и рь2г1-хт^03, в АСЭ фазах кристаллов рь2г03 и РЬНГО3 мы сталкиваемся с существенно иным типом реакции атомной структуры на приложение сильного электрического поля. Именно, в АСЭ фазах этих кристаллов параметры решетки неизменны, с доступной в рентгендиффракционном эксперименте
&оР &о„, Е
0,150 0,145 0,140 0,135 0,130
0,065 0,060 0,055
• •
• - - - • -•
• • •
- 1 • 2 о 3
• •
• • •
, А Д 6 ° а 2 о о А А
А А ¿А*^ О О О ° ^
10
20
30
40
6 50 Е, 106 В/м
0
Рис. 11 Полевые зависимости смещений ионов в фазе P4mm BaTiO3: 1 - 5zTi; 2 - 5zoi; 3 -Szoii.
точностью, во всем интервале полей, в котором устойчива данная АСЭ фаза. Или иначе, расстояния между кристаллохимически эквивалентными атомами не изменяются под действием электрического поля. Наряду с этим, не видно причин, по которым бы расстояния между кристаллохимическими неэквивалентными атомами также не зависели бы от электрического поля. Напротив, косвенные данные, именно, поленаведенное изменение интенсивностей некоторых рефлексов в АСЭ фазах, а также значительная величина индуцированной поляризации, создаваемой электрическим полем 2^3-107 В/м при диэлектрической восприимчивости 2^3 • 102 наводит на мысль, что хотя изменения типа (а) здесь отсутствуют, но изменения типа (б) вероятно имеются, так что структурные изменения в АСЭ фазах сводятся к смещению решеток Бравэ (числом 8), каждая из которых составлена из трансляционно идентичных ионов, друг относительно друга. Из общих соображений также следует, что решетки катионов и анионов должны двигаться в поле, удаляясь друг от друга. А решетки, составленные из свинца (циркония), смещенные в противоположные стороны, должны сближаться.
Итак, наших экспериментальных данных и расчетов достаточно для того, чтобы выдвинуть следующую гипотезу: отличие динамики атомной структуры СЭ и АСЭ фаз в электрических полях состоит в том, что в СЭ фазах происходят оба типа движения атомов, именно, происходит изменение расстояний между кристаллохимически эквивалентными и между кристаллохимически неэквивалентными атомами; для АСЭ фаз в электрических полях расстояния между кристаллохимически эквивалентными атомами практически неизменно, а расстояния между кристаллохимически неэквивалентными атомами изменяется. Окончательно этот вывод может быть подтвержден измерениями полевых зависимостей интенсивности дифракционных максимумов и последующего расчета по ним координат атомов.
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (грант №03-01-33119).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1.Лейдерман А.В., Леонтьев И.Н., Тополов В.Ю., Фесенко О.Е. ФТТ. Т.25, №7, 327, 1998. 2Леонтьев И.Н., Лейдерман А., Тополов В.Ю., Фесенко О.Е. ФТТ (в печати).
3.LeontievI.N., Leyderman A., Topolov V. Yu., Fesenko O.E. Ferroelectrics (В печати).
4.Дудкевич В.П., Захарченко И.Н., Васькин А.Н. и др. Кристаллография, т.20, №1, 82, 1975.
5.Дудкевич В.П., Захарченко И.Н., Головко Ю.И. и. др. Prace Fizyczne (U.Sl., Polska), 8, 70. 1980.
6.Сонин А.С., СтруковБ.А. Введение в сегнетоэлектричество. М.:Высшая школа, 1970.
7..Холоденко Л. П. Термодинамическая теория сегнетоэлектриков типа титаната бария. Рига: Зинатне, 1972.
8. HaunM.J., FurmanE., JangS.J., CrossL.E. Ferroelectrics. - 1989. - V.99. - P.13-25.
9. Haun M.J., Furman E., McKinstry, Cross L.E. Ferroelectrics. - 1989. - V.99. - P.27-44.
10. Haun M.J., Zhuang Z.Q., Furman E., Jang S.J., Cross L.E. Ferroelectrics. - 1989. - V.99. -P.45-54.
11. Haun M.J., Furman E., Halemane T.R., Cross L.E. Ferroelectrics. - 1989. - V.99. - P.55-62.
12. Haun M.J., Furman E, Jang S.J., Cross L.E. Ferroelectrics. - 1989. - V.99. - P.13-25.
13. Смоленский Г.А., Боков В.А., Исупов В.А., Крайник Н.Н. и др., Сегнетоэлектрики и анти-сегнетоэлектрики. - Л: Наука, 1971.
14. КенцигВ. Сегнетоэлектрики и антисегнетоэлектрики Перев. с англ. М.: «Мир», 1965.
15. Kwei G.H., Lawson A.C., Billinge S.J.L., Cheong S.-W. J. Phys. Chem. - 1993. - №97. -P.2368-2377.
16. Kay H.F., Vousden P. Phil. Mag. - 1949. -series 4, №40. - P.1019.
