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Simposio de

Física del Estado Sólido

XXXII Reunión Bienal de la Real Sociedad Española de Física

Inuencia del campo magnético en el módulo elástico y el amortiguamiento del hierro y cobalto puros A. L. Morales, A. J. Nieto, J. M. Chicharro y P. Pintado Departamento de Mecánica Aplicada e Ingeniería de Proyectos, Universidad de Castilla-La Mancha, 13071 Ciudad Real, Spain; [email protected]. [email protected].

El principal objetivo de este trabajo es caracterizar la dependencia del módulo elástico y del amortiguamiento con los campos magnéticos (efectos ∆E y ∆ Ψ , respectivamente) respectivamente) en espeespecímenes de hierro y cobalto puros. La razón por la que se pretende realizar dicha medida radica en la elevada cantidad de ininformación que se puede obtener: directamente, ambas medidas muestran la inuencia de los campos magnéticos y la tensión en medidas acusto-elásticas y en la fabricación de materiales magnéticos; indirectamente, proporcionan detalles valiosos sobre la anisotropía, estructura de dominios y tensiones internas [1,2]. [1,2] . Para su medición se emplea un método recientemente publicado que aporta numerosas ventajas en relación a otros existentes [3]. Antes de mostrar los resultados r esultados obtenidos conviene denir correctamente las magnitudes a caracterizar. Respecto al efecto ∆E, éste fenómeno puede ser denido como D E E

=

ES - E D E D

(1)

donde ED y ES representan el módulo elástico desmagnetizado y saturado, respectivamente. Considerando ahora el amortiguamiento a mortiguamiento magnetomecánico, magnetomecánico, su denición se vuelve algo más compleja pues el amortiguamiento también depende críticamente de la amplitud de la oscilación a la que se somete el espécimen para su medición. Por tanto, el efecto ∆ Ψ (en términos de capacidad de amortiguamiento especíco) será denido como sigue } S, v - } D, v D}v = (2) }v } D, v donde ΨD y ΨS representan la capacidad de amortiguamiento especíco en el estado des magnetizado y saturado, respectivamente, mientras que σ denota la tensión axial a la que se calcula dicha variación de amortiguamiento. La Figura 1 muestra la variación del módulo elástico y de la capacidad de amortiguaamortigua miento especíco en un espécimen de hierro de pureza 99.99%. Atendiendo a la evolución del módulo elástico, se observa una tendencia muy similar a la del níquel [3], aunque con variaciones notablemente inferiores: 0.20% frente al 5% del níquel. Si nos jamos ahora en la gráca del amortiguamiento magnetomecánico, las tres curvas representadas se corres ponden con tres valores de tensión distintos: 0.75 MPa (línea continua), 0.50 MPa (línea con guiones) y 0.25 MPa (línea punteada). Concretamente, se observa que mayores tensiones imimplican valores de amortiguamiento ligeramente superiores pero sin afectar a la tendencia del amortiguamiento en función del campo aplicado. Precisamente esta tendencia resulta muy interesante en comparación con otros materiales. En el caso del níquel [3] existía un pico de amortiguamiento correspondiente a una fase de aumento del amortiguamiento por desplazamiento de fronteras de los dominios y un posterior descenso hasta saturación. Ahora, en el caso del hierro, en lugar de un pico se observan dos, lo que puede ser explicado por dos mecanismos distintos de desplazamiento de fronteras (90° y 180°) que se activan a distintos niveles energéticos. 349

Simposio de Física del Estado Sólido

Figura 1. Efecto ∆E y ∆Ψ en el hierro puro.

La Figura 2 muestra los mismos resultados para el caso de un espécimen de cobalto de pureza 99.90%. Dado su elevado campo de saturación (10000 Oe), la bobina del sistema experimental [3] no permite saturar totalmente la muestra aunque sí se alcanza a medir la zona de campos magnéticos de mayor inuencia. Atendiendo a la variación del módulo elástico, ésta es del orden de la del hierro, pero principalmente cabe destacar un descenso en los valores a medida que se incrementa el campo, algo contrario a lo que ocurre en el hierro y en el níquel [3]. Respecto del amortiguamiento, las curvas de las tres tensiones ensayadas corroboran que mayores tensiones implican un mayor amortiguamiento. Finalmente, sólo queda reiterar que la zona de descenso hasta saturación queda fuera del rango de la bobina.

Figura 2. Efecto ∆E y ∆Ψ en el cobalto puro.

Referencias [1] P.T. Squire, Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 87, 299-310 (1990). [2] G.W. G.W. Smith y J.R. Birchak, Journal of Applied Physics, Physics, 40, 5174-5178 5174-5178 (1969). (1969). [3] A.L. Morales, A.J. Nieto, J.M. Chicharro y P. P. Pintado, Meas. Sci. Technol., Technol., 19, 125702 (2008).

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Propiedades electrónicas y magnéticas de superredes de manganitas y titanatos F. Y. Bruno1, J. Garcia-Barriocanal 1, N. M. Nemes 1, A. Rivera-Calzada 1, Z. Sefrioui1, C. León 1, J. Santamaría 1, M. García-Hernández 2, M. Varela3 y S. J. Pennycook 3 GFMC. Dpto. Física Aplicada III, Universidad Complutense de Madrid, 28040 Madrid (Spain). Instituto de Ciencia de Materiales de Madrid-CSIC, Cantoblanco E-28049 Madrid (Spain). 3 Materials Science and Technology Division, Oak Ridge National Laboratory, Oak Ridge, TN 37831-603, (U.S.A). 1 2

El estudio de la reconstrución electrónica que ocurre en las interfases entre óxidos complejos se ha convertido en uno de los temas centrales de estudio en la ciencia de sistemas electrónicos fuertemente correlacionados [1]. La transferencia de carga que ocurre en la interfase entre dos materiales modica las propiedades de estos y puede estabilizar nuevas fases en las interfases. La posibilidad de entender y controlar la transferencia de carga en una interfase permitirá mejorar el funcionamiento de dispositivos basados en óxidos complejos. En este trabajo mostramos nuestro estudio sobre superredes de LaMnO 3/SrTiO3 (LMO / STO) y La0.7Sr0.3MnO3/SrTiO3 (LSMO/STO). El LMO es un aislante de Mo antiferromagnetico y el STO es un aislante de bandas. Cuando se forman superredes con estos mate riales se observa que dependiendo de los espesores relativos de LMO y STO las superredes tienen carácter metalico (ferromagnético) o aislante. Utilizando espectroscopia de pérdida de energía de electrones (EELS) mostramos que este comportamiento esta relacionado con la transferencia de carga a través de la interfase. Mas aún demostramos que la reconstrucción electrónica en esta interfase se presenta como transferencia de electrones desde el LMO al STO y ocurre cuando los parámetros de red del LMO están relajados y no ocurre cuando los parámetros de red del LMO coinciden con los del STO. Relacionaremos este estudio con la reconstrucción electrónica que ocurre en la interfase LSMO/STO [2]. El LSMO es una material ferromagnético con temperatura de Curie de 370K y presenta un 100% de polarización de espín. Los intentos por utilizar este material en dis positivos como uniones túnel magnéticas han tenido relativo éxito. Se han logrado uniones túnel magnéticas LSMO/STO/LSMO que presentan altos valores de magnetorresistencia a bajas temperaturas (5K), pero la magnetorresistencia decae al aumentar la temperatura y desaparece para valores menores que la temperatura de Curie. Debido a que los electrones que intervienen en el fenómeno de túnel provienen de la interfase dilucidar el comportamiento magnético de la interfase es de primera importancia. En este contexto hemos crecido una serie de superredes en las que el espesor de la capa de LSMO se mantiene constante e igual a 6 celdas unidad y se varia el espesor de STO. Al ser el LSMO tan delgado se espera que la señal magnética sea fundamentalmente la señal de la interfase. En la Figura 1 observamos ciclos de histéresis magnéticos (A) y la dependencia de con la temperatura de la imanación (B) para las superredes y para una película delgada de LSMO, es importante notar que el espesor total de LSMO es constante en todas las muestras. En la gura 2 mostramos las imanacion de saturación (A) y la temperatura de Curie (B) para la serie de muestras. El notable incremento en la imanacion de saturación y la temperatura de Curie cuando el espesor de STO es menor que 4 celdas unidad así como el incremento en conductividad nos muestra que el STO juega un papel fundamental en el comportamiento de las superredes. Medidas de perdida de energía por electrones muestran que cuando el STO es delgado el estado de valencia del Ti cambia de 351


+4 a +3.7, es decir existe una transferencia de carga del LSMO al STO. Nosotros mostramos que esta transferencia de carga convierte al STO en metálico y quizás ferromagnético posibilitando que el magnetismo en las muestras sea mas robusto.

Figura 1. Ciclos de histéresis ( A) y la dependencia de con la temperatura de la imanación (B) para las superredes y para una película delgada de LSMO (negro) para muestras con espesor de LSMO constante. (C) Imanación de saturación y temperatura de Curie (D) para la misma serie de muestras.

Referencias [1] N Nakagawa, HY Hwang, and DA Muller, Nat. Mater. 5, 204 (2006). [2] M. Izumi, Y. Ogimoto, Y. Okimoto, T. Manako, P. Ahmet, K. Nakajima, T. Chikyow, M. Kawasaki, and Y. Tokura, Phys. Rev. B 64, 064429 (2001). Trabajo nanciado por CICYT MAT 2008 06517.

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Polimorsmo y Propiedades Dieléctricas del Molibdato de Europio M. E. Torres1, C. Guzmán-Afonso 1, C. González-Silgo 2, A. D. Lozano-Gorrín 3, J. González-Platas 2, Nanci Sabalisck 1, Emilio Matesanz 4, P. Rodríguez-Hernández 2 y S. Radescu2 Departamento de Física Básica, Universidad de La Laguna, 38200 Tenerife, [email protected]. Departamento de Física Fundamental II, Universidad de La Laguna, 38200 Tenerife. 3 SIDIX, SEGAI; Campus de Anchieta, Avda. Astrofísico Fco. Sánchez s/n 38206 Tenerife. 4 C.A.I. Difracción de Rayos X, Universidad Complutense de Madrid. 1 2

El Eu2(MoO4)3 es un compuesto con interesantes propiedades dieléctricas y transiciones de fase que se puede sintetizar por reacción de estado sólido obteniéndose dos fases (polvo cristalino) con empaquetamientos completamente diferentes según el proceso de síntesis: 1) La fase α que es monoclínica con grupo espacial C2/c y que corresponde a una superred de la fase chelita, típica de los wolframatos de tierras raras [1]. 2) La fase β que es ortorrómbica con grupo espacial Pba2, típica de los molibdatos de tierras raras ferroeléctricos [2], la fase β correspondería a la paraeléctrica de alta temperatura (con Tc = 450K).

Figura 1. Izquierda: Estructura de la fase α. Derecha: Estructura de la fase β .

En este trabajo, hemos realizado medidas dieléctricas y de difracción de rayos X (DRX), en polvo cristalino, en el rango de temperaturas de 20K a 1300K para tratar de profundizar y/o resolver las siguientes cuestiones. 1. Según las bases de datos [3,4] y búsquedas realizadas para este compuesto, también el polimorfo con superestructura chelita presenta la estructura cristalina de la fase β a partir de 1120 K. Sin embargo, otros molibdatos de tierras raras con superestructura chelita (La-Nd), presentan una transición de fase, alrededor de esta temperatura, a una fase chelita tetragonal desordenada (I41/a) [3,4]. Medidas de DRX en polvo cristalino reali zadas desde temperatura hasta 1300K para los dos compuestos aclararán esta cuestión. 2. Medidas de impedancia en ambos polimorfos desde temperatura ambiente a 1300K, muestran diferentes comportamientos dieléctricos antes y después de las respectivas transiciones, de acuerdo con el hecho de que partimos de dos tipos estructurales diferentes. Sin embargo, sería de esperar que por encima de 1120 K, ambos compuestos tuvieran el mismo comportamiento. Esto no es así, hemos detectado que cuando medimos 353


el polimorfo con superestructura chelita, a alta temperatura, aumenta la conductividad en dos órdenes de magnitud. Dicho efecto se podría explicar, desde el punto de vista estructural, basándonos en que la fase esperada a altas temperaturas debe ser la fase chelita, en lugar de la fase β. Esta interpretación es muy novedosa y está en desacuerdo con lo observado en otros trabajos de investigación [5]. 3. Las medidas de DRX de baja temperatura (hasta 20K), muestran un comportamiento monótono para los parámetros de celda de ambos compuestos, encontrándose una clara contracción del parámetro b (eje tetragonal de la chelita) en el compuesto con superestructura chelita a temperatura ambiente. En este compuesto los parámetros tienen la siguiente secuencia a < c < b que cambia al bajar la temperatura a < b < c. Se han realizado cálculos desde primeros principios (en el estado fundamental, 0K) que constatan la segunda secuencia y predicen un comportamiento metálico para esta fase a bajas temperaturas, que no es compatible con el comportamiento dieléctrico observado a partir de temperatura ambiente. También se están realizando cálculos teóricos para la fase ferroeléctrica, pero sin resultados demasiado novedosos, por ahora. 4. Presentaremos los primeros resultados de medidas dieléctricas, por primera vez desde temperatura ambiente hasta 20K, para interpretar este posible comportamiento metálico a muy baja temperatura en el polimorfo con fase de superestructura chelita y constatar el comportamiento monótono observado en difracción del polimorfo ferroeléctrico. Este trabajo ha sido nanciado con los proyectos: MAT2007-65990-C03-02-03 y MAT 200763319 (Ministerio de Educación y Ciencia y Fondos de la Unión Europea FEDER). Agrade cemos al Servicio de Apoyo a la Investigacióm SEGAI de la Universidad de La Laguna y al Centro de Asistencia a la Investigación de la Universidad Complutense, su disponibilidad para realizar las medidas DRX.

Referencias [1] Boulahya, K.;Parras, M.;Gonzalez-Calbet, J.M.'European Journal of Inorganic Chemistry' 2005 5 967 970. [2] Keve, E.T.;Abrahams, S.C.;Bernstein, J.L.'Journal of Chemical Physics' 1971 54 3185 3194. [3] A.M. Glazer, Phase transition A Multinational Journal, 1992 38 127 220. [4] 'Golden Book of Phase Transitions, Wroclaw' 2002 1 1 123. [5] Brixter, L. H., Barkley, J. R., Jjeitschko, J. Handbool on the Physics and Chemistry of Rare Earth (North-Holland, Amsterdam 1979), Chap 30.

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Magnetization processes in highly elongated lithographed nanostructures: dependence on the applied eld orientation F. Cebollada1, E. Paz2, F. J. Palomares 2 and J. M. González 3 Escuela Universitaria de Ingeniería Técnica de Telecomunicaciones, Universidad Politécnica de Madrid; Madrid, Spain fede@eui.upm.es. 2 Departamento de Nanoestructuras y Supercies. Instituto de Ciencia de Materiales de Madrid – CSIC, Madrid, Spain. 3 Unidad Asociada Instituto de Ciencia de Materiales de Madrid – CSIC / Instituto de Magnetismo Apli cado – UCM; Madrid, Spain. 1

We report on the preparation and hysteretic characterization of dierent nanostructured arrays, lithographed from epitaxially grown Fe lms and having very high aspect ratios. Our study, particularly, focuses on the dependence of the reversal processes on the angle formed bythe applied eld and the longest symmetry axis of the lithographed motifs. Arrays of Fe nanowires were fabricated by electron and focused ion beam lythographies (EBL and FIB, respectively) on a set of, approximately, 28 nm thick epitaxial Au(001)/Fe(001)/ MgO(001) lms grown by Pulsed Laser Deposition (PLD). The X-ray characterization of the as-grown lms (Bruker D8 Advanced diractometer with Cu-K α radiation, and BM25 line of the European Synchrotron Radiation Facility, ESRF, using 14 KeV radiation, λ = 0.8857 Å) included Bragg-Brentano and Φ asymmetric scans, to study their crystallinity, and low angle reectivity measurements to check their thickness. It showed that the Fe lms are singlecrystalline with a strong (001) texture perpendicular to the plane and its laice rotated 45º with respect to that of the MgO substrate. The reectivity measurements indicate that the samples have very sharp and at Au/Fe and Fe/MgO interfaces. The nanowires, 100 μm long and width w varying betwen 100 and 1000 nm, were fabricated by FIB (FEI Strata DB235 at the Nanotechnology Platform of the Barcelona Science Park; 100 pA Ga+ beam at 30 kV) and EBL (Raith e-LiNE at the Nano-Bio Center of the Technical University of Kaiserstlautern; PMMA resist developed by a 20 kV, 0.15 nA e-beam; Ar + ion etching using an IBE–RIBE, Roth & Rau IonSys 500). The long axis of the wires is parallel to the (100) Fe direction. Magnetic mesure ments were carried out at room temperature with a vectorial magnetooptic Kerr eect device (MOKE) under a maximum applied eld of 5 kOe. When the applied eld is directed along the wires axis, their coercivity does not depend on the lithography technique employed during the wires preparation and, in agreement with previous results, decreases with the increasing width, from about 520 Oe for w = 100 nm down to about 115 Oe for w = 1 μm, in all the cases one order of magnitude above the coercivities measured in the continuous lms from which the wires were fabricated (ranging depending on the batch from 20 up to 40 Oe). The gure below shows and example of the typical evolution of the hysteresis loops of all the studied arrays with the angle θ between the applied eld and the axis of the wires. At angles up to about 50º or 60º the magnetization reversal takes place through an irreversible jump plus a relatively low susceptibility rotation up to saturation. The coercivity increases with θ and it can be ed with good agreement to the well known 1/cos θ law (see inset in Fig. 1) for θ < 50º, characteristic of pinning mechanisms. For large values of the angle θ, dierent switching mechanims become more eective, leading to a decrease of the coercivity value. From the analysis of the experimental results, we conclude that while the wires switching mechanism at low angles is wall pinning, with coercivity values almost independent of the lithography technique employed, a crossover occurs to irreversible rotations at high angles. In 355


this laer case energy minimization, single moment calculations of the reversal process lead to a very good agreement with the experimental results and indicate that the process is con trolled by the well dened in-plane magnetocrystalline easy axes as well as by the asymmetry introduced by the magnetostatic energy.

The authors acknowledge the nancial support provided by projects MAT2007-66710-C0301 and FUNCOAT. The authors wish to thank Dr. O. Fesenko for her helpful discussions, the ESRF for provision of synchrotron radiation facilities and the Spanish Ministry of Education and Science (MEC) and National Research Council (CSIC) for nancial support of the BM25 beamline operation, as well as the beamline sta for the support and assistance.

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Dependencia de la coercitividad en polvos metálicos basados en Fe y obtenidos por molienda J. J. Ipus1, J. S. Blázquez 1, V. Franco1, A. Conde 1 y S. Lozano-Pérez 2 Departamento de Física de la Materia Condensada, Universidad de Sevilla-ICMSE, 1065, 41080, Sevilla. Department of Materials, University of Oxford, Oxford, U.K.

1 2

La molienda mecánica se ha mostrado como una técnica de preparación de aleaciones muy versátil mediante el denominado aleado mecánico, proceso que implica la producción de aleaciones en forma de polvos a partir de una mezcla inicial de polvos de elementos puros. La producción de estos sistemas se realiza a partir de la soldadura en frío y rotura de los polvos, que dan lugar a la acumulación de defectos en los cristales y a la consiguiente formación de fases metaestables: nanocristalinas, amorfas, cuasicristalinas, etc. En el caso particular de las aleaciones nanocristalinas Fe-Nb-B, su interés cientíco y tec nológico radica en las excelentes propiedades magnéticas que presentan como magnéticos blandos (HC ~ 1 A/m). Sin embargo, las aleaciones nanocristalinas producidas por molienda, en general, no presentan valores de coercitividad tan bajos como los observados en muestras en forma de cintas y producidas por cristalización controlada de un precursor amorfo producido por enfriamiento ultrarrápido. En este trabajo se discute la dependencia de la coercitividad, medida en un magnetómetro VSM (campo máximo 1.5 T) con la microestructura de los polvos en función del tiempo de molienda de éstos. La representación se ha hecho en función de un tiempo equivalente denido como t eq = t ( Ω/150)3 [1], que permite relacionar moliendas realizadas a distintas frecuencias de rotación del disco principal, Ω , siendo t el tiempo real de molienda. En nuestro caso se ha utilizado un molino de bolas Fritsch Pulverisee 4 Vario a Ω = 150 y 350 r.p.m., empleando bolas y viales de acero endurecido, una razón de masas bolas/polvo de Figura 1. Diagramas XRD de muestras 10/1 y una razón entre la frecuencia del disco princi- de polvo molidas 400 h a 150 r.p.m. pal y de los viales de -2. La microestructura de las aleciones Fe100 X YNbXBY (X = 5, 10; Y = 10, 15) ha sido estudiada por difracción de rayos X (XRD) y microscopía electrónica de barrido (SEM) y transmisión (TEM). En el caso de la aleación con menor contenido de Nb, la microestructura nal consiste en una solución sólida supersaturada de una fase nanocristalina bcc Fe(Nb,B), mientras que la aleación con mayor contenido de Nb da lugar, además, a una fase amorfa cuyo volumen va aumentando a medida que la molienda progresa [2]. Ejemplos de estas microestructuras se muestran en la gura 1. Figura 2. Coercitividad en función del En la gura 2 se muestran los valores de coerci- tiempo equivalente de molienda para dos tividad en función del tiempo equivalente de mo- aleaciones Fe-Nb-B. 357

lienda [1] para dos muestras Fe-Nb-B, observándose un aumento inicial de la coercitividad seguido de una disminución. El aumento inicial se puede adscribir tanto a la disminución del tamaño de partícula de polvo, d, según H C ~ 1/d, como al aumento de las microtensiones, lo que conduce al aumento de la anisotropía efectiva, y a que durante la mezcla se introducen un alto número de defectos en las partículas magnéticas: inclusiones de B y Nb como se muestra en la gura 3 (izq.) [3]). Sin embargo, la disminución observada en el tamaño de cristal (hasta D ~ 5-10 nm) daría lugar a una disminución según HC ~ D6 , que se observa para tiempos mayores a 50 h [2]. Por otro lado, la permanencia Figura 3. Mapas (850 x 1000 nm) EDX de Fe y Nb de inclusiones de B en la matriz nano- de la aleación con 10 at. % de Nb tras 50 (izq) y 400 h cristalina (Fig. 3 dcha.) actuarían como (dcha). centros de anclaje de las paredes de dominio aumentando la coercitividad de estos materiales. A diferencia de las cintas, en los polvos aparecen nuevos factores a tener en cuenta a la hora de explicar la dependencia de las propiedades magnéticas. En particular, el tamaño de las partículas de polvo limita el desplazamiento de las paredes de dominio. Por otro lado, la producción de estos materiales mediante molienda conlleva la formación de una fase nanocristalina con muchas impurezas composicionales y la posible persistencia de inclusiones no magnéticas, no degradadas durante el aleado mecánico. Este trabajo ha sido nanciado gracias a los proyectos MAT2007-65227 del MEC y P06FQM-01823 de la Junta de Andalucía. J.J. Ipus agradece una beca FPI y J.S. Blázquez un contrato de la Junta de Andalucía.

Referencias [1] J.J. Ipus, J.S. Blázquez, V. Franco, A. Conde, Intermetallics 16, 1073 (2008). [2] J.J. Ipus, J.S. Blázquez, V. Franco, et al, Intermetallics 16, 470 (2008). [3] J.J. Ipus, J.S. Blázquez, S. Lozano-Pérez, A. Conde, Phil. Mag. En prensa (2009).


Estudio del Efecto Magnetocalórico: inuencias de la geometría y heterogeneidades de las muestras magnéticas R. Caballero-Flores, V. Franco y A. Conde Departamento de Física de la Materia Condensada, Universidad de Sevilla-ICMSE-CSIC, 1065, 41080, Sevilla. [email protected].

La refrigeración magnética a temperatura ambiente basada en el efecto magnetocalórico (EMC), está llamada a ser una alternativa más eciente y medioambiental que la tecnología empleada hoy día en los ciclos de compresión-expansión de gases. El EMC consiste en el cam bio de temperatura (∆Tad) que experimentan los materiales magnéticos cuando se someten a la variación de un campo magnético H en un proceso adiabático (de entropía total S) e isobárico (de presión P). Por tanto, el coeciente termodinámico que gobierna el proceso, teniendo en cuenta las relaciones termodinámicas de Maxwell, resulta ser: dT =

c m

2T dH 2 H S, P

DT ^T, DH h = DTad = -

"

H f

#

H 0

T C H, P

c

2n0 M 2T

m

dH H, P

(1)

donde CH,P es la capacidad caloríca a campo y presión constantes, μ o la permeabilidad magnética del vacío, y M(T,H) la imanación del material. El signo del EMC viene dado por el signo de (∂M/∂T)H,P , distinguiéndose el EMC directo, caso habitual, cuando (∂M/∂T) H,P < 0, y denominándose EMC inverso en caso contrario. Análogamente, en términos entrópicos, la constancia de la entropía total S del sistema, entendida como la suma de la entropía magnética SM , de la entropía de red SR , y de la entropía electrónica S E , hace que, en los procesos adiabáticos, un aumento (disminución) de SM (Eq. 2) provoque, cuando se mantiene la entropía conguracional constante, una disminución (aumento) de la entropía térmica ST (suma de la entropía de red SR y electrónica SE). DS M ^T, DH h P =

c

no M

H f 2

#

H 0

2T

m

dH H, P

(2)

Igualando las ecuaciones anteriores se obtiene que los cambios ∆Tad y ∆SM experimentados por el sistema magnético están relacionados a través de CH,P. Al objeto de poder comparar el EMC en materiales homogéneos de distinta naturale- Figura 1. (arriba) dependencia con la temperatuza, el parámetro comparador que se ha de ra de ∆s M en la muestra Fe77Cr8B15 para distintas elegir, teniendo en cuenta el papel de C H,P orientaciones de H con respecto al eje fácil de la en el proceso, es el cambio de S M por uni- muestra; (abajo) comportamiento universal de ∆s M dad de masa m, esto es, ∆s M = ∆S M/m. ¿Qué para las distintas “geometrías” de la muestra. 359


hacer, sin embargo, cuando queramos comparar el EMC en materiales homogéneos de igual naturaleza que tienen distinta geometría?, o bien, ¿cómo podemos comparar los resultados obtenidos del EMC en materiales heterogéneos? La respuesta a ambas preguntas se obtiene del comportamiento universal, encontrado experimentalmente [1] y demostrado teóricamente [2], que presenta ∆SM(T) cuando se normaliza su valor al máximo, ∆sM/∆s*M , y se representa en función de la temperatura reducida θ denida mediante la relación i=

*

- ^T - T

_

h / Tr 1 - T

)

_

^T - T h / Tr 2 - T )

i

)

i

)

para T

#

para T > T )

T )

(3)

donde T* es la temperatura para la que se da el máximo de ∆s M , y Tr1 y Tr2 son las temperaturas de referencia obtenidas mediante la relación ∆s M/∆s*M = cte = 0.5. Haciendo uso de la Eq. 2 se ha medido el ∆S M en una cinta amorfa de ~20μm de espesor y de composición Fe77Cr8B15. Se ha estudiado la dependencia de M con el campo (hasta 1.5 T), con la temperatura (300-500 K), y para distintas orientaciones de H con respecto al plano de la muestra [3]. En concreto, se ha imanado la muestra con un H contenido en el plano de ésta (HC), y con un H contenido en su plano perpendicular (HP). El carácter amorfo de la muestra, junto el extremo carácter magnético blando, hacen que la mayor contribución a la anisotropía magnética sea debida a la forma. La gura 1 muestra cómo los resultados obtenidos con muestras de distintas geometrías (en nuestro caso, con distinto factor desimanador N), pueden compararse cuando se hace el cambio de escala de temperatura mencionado. Para la comparación del EMC en muestras heterogéneas, análogamente, se ha estudiado la dependencia de M con el campo (hasta 5 T) y con la temperatura (180-280 K), en una muestra policristalina de composición LaFe10.8Si2.2 [4], y estructuralmente constituida por dos fases, una de ellas mi- Figura 1. Dependencia con la temperatura renoritarias y asociada a impurezas. La gura ducida de ∆s M en la muestra LaFe10.8Si2.2. 2 muestra el comportamiento universal de ∆sM de la muestra bifásica, lo que nos ofrece el parámetro comparador del EMC presente en la muestra impura con el existente en la sustancia pura. Este razonamiento se puede extender al estudio del EMC en sistemas multifásicos en los que se puede hacer un análisis cuando se realice un barrido en el rango de las fracciones existentes de cada fase. Este trabajo ha sido nanciado gracias a los proyectos MAT2007-65227 del MEC y P06FQM-01823 de la Junta de Andalucía. R.C-F. agradece una beca de la Junta de Andalucía.

Referencias [1] [2] [3] [4]

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V. Franco, J.S. Blázquez, and A. Conde, Appl. Phys. Le. 89, 222512 (2006). V. Franco, A. Conde, J.M. Romero-Enrique et al., J. Phys. Condens. Maer 20, 285207 (2008). R. Caballero-Flores, V. Franco, A. Conde et al., J. Appl. Phys. 105, 07A919 (2009). V. Franco, R. Caballero-Flores, A. Conde et al., Magn. Magn. Mater. 321 (2009) 1115-1120.


Estudio de la cinética de nanocristalización bajo la aproximación de crecimiento instantáneo J. S. Blázquez, M. Millán, C. F. Conde y A. Conde Departamento de Física de la Materia Condensada, Universidad de Sevilla-ICMSE, 1065, 41080, Sevilla.

La cristalización puede ser descrita en términos de dos mecanismos: nucleación y creci miento de los cristales. En general, tras la formación de un núcleo estable, éste crece hasta que se ve obstaculizado por los otros cristales que se han ido formando dando lugar a un material policristalino. La teoría JMAK [1] tiene en cuenta este impedimento y llega a la denición de una fracción de volumen transformado extendido X ext , cticio, en el que los cristales crecen sin oposición, y que está vinculado con la fracción de volumen real transformado, X, por: dX = ]1 - X g dX ext

(1)

Este modelo tiene en cuenta que un cristal no puede crecer, ni se pueden formar nuevos núcleos, en el volumen ya transformado. En el caso de los fenómenos de nanocristalización, el crecimiento de los nanocristales se ve bloqueado mucho antes de que éstos lleguen a tocarse, para cuya explicación se han desarrollado diversos modelos, como el so impingement [1]. Ésta no es la única premisa requerida por la teoría JMAK que incumple la transformación de nanocristalización, ya que la fase cristalina resultante no tiene la misma composición que la fase amorfa inicial, resultando por tanto una fase amorfa residual de composición variable con X y una fracción nal transformada XC < 1. Estos inconvenientes pueden soslayarse despreciando las variaciones composicionales de la matriz y normalizando la fracción transformada con respecto a XC , con lo que X variaría entre 0 y 1. En este trabajo se presenta un análisis tanto isotermo como no isotermo de la cinética de nanocristalización suponiendo un crecimiento instantáneo de los nanocristales hasta su tamaño nal. Esta aproximación implica que el tiempo que un nanocristal tarda en alcanzar este tamaño se desprecia frente al tiempo total que requiere la nanocristalización. Se presentan los resultados obtenidos para la aleación Figura 1. Imagen HREM de un agregado Fe60Co18Nb6B16 , donde se forman nanocristales de la de nanocristales α-Fe,Co en la orientafase α-Fe,Co de ~5 nm que se disponen en agregados ción [100]. de pocas decenas de nanómetros (Figura 1). Bajo la aproximación de crecimiento instantáneo, el cálculo de X ext se reduce a contar el número de núcleos formados en un tiempo t y multiplicarlos por el volumen de éstos: X ext

1 r D 3 ext = X ^0h + X C 6

t

# Id

x

0

(2)

361


donde D es el tamaño nal de los nanocristales e I es el número de núcleos que se forman por unidad de tiempo y volumen. Combinando (1) y (2) podemos obtener la velocidad de nucleación: I =

6 X C

dX 1 r D 3 1 - X dt

(3)

Los valores de dX/dt se midieron por calorimetría diferencial de barrido (DSC) isoterma y no isoterma, calculando X como la fracción de entalpía de nanocristalización completada. En la gura 2 se muestran los valores de I(X) para experimentos isotermos, indicándose en este caso la temperatura de isoterma, junto con los valores obtenidos para un experimento dinámico a 10 K/min. No se apreciaron diferencias reseñables empleando otras velocidades de calentamiento, de acuerdo con el carácter isocinético de la transformación [2]. Se puede observar que la nucleación para las distintas isotermas crece inicialmente, para luego decrecer a medida que aumenta X, aumentando los valores de I con la temperatura de isoterma. La curva de I no isoterma aparece como una envolvente de las curvas obtenidas en tratamientos isotermos y, aunque en ella se aprecia el aumento inicial de I, no se observa la caída posterior con X presente en las isotermas. Estos resultados pueden explicarse en base a dos mecanismos de nucleación distintos presentes en este tipo de aleaciones [3]: nucleación aislada y nucleación sobre la supercie de un cristal ya formado que presen- Figura 2. Curvas de I frente a X para distintaría una reducción en la energía de supercie. tas isotermas y no isoterma a 10 K/min. Al inicio de la transformación sólo la nucleación aislada es posible y, una vez que se forman los primeros núcleos, aparece el segundo tipo de nucleación y por tanto I crece. A medida que progresa la transformación es más difícil la formación de núcleos, fenómeno térmicamente activado, lo que explica el aumento de I con la temperatura y que en el caso no isotermo se compense la caída de I con X al aumentar la temperatura constantemente. Este trabajo ha sido nanciado gracias a los proyectos MAT2007-65227 del MEC y P06FQM-01823 de la Junta de Andalucía. J.S. Blázquez agradece un contrato de la Junta de Andalucía.

Referencias [1] M.T. Clavaguera-Mora, N. Clavaguera, D. Crespo, et al., Prog. Mater. Sci. 47, 559 (2002). [2] J.S. Blázquez, C.F. Conde, A. Conde, Acta Mater. 53, 2305 (2005). [3] J.S. Blázquez, V. Franco, C.F. Conde, M. Millán, A. Conde, J. Non-Cryst. Sol. 354, 3597 (2008).

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Dependencia de la estabilidad magnética con la concentración en películas nanogranulares de Co/Ag J. A. De Toro, J. P. Andrés, J. A. González, P. Muñiz, A. J. Barbero, R. López Antón y J. M. Riveiro Departamento de Física Aplicada, IRICA, Universidad de Castilla-La Mancha, 13071 Ciudad Real; jo [email protected].

La estabilidad magnética de nanoimanes (habitualmente nanopartículas magnéticas, NPM), descrita por la temperatura de bloqueo (que separa el régimen estable, o “bloqueado”, a bajas temperaturas, del régimen inestable -en un tiempo de observación dado-, o “superparamagnético”, a temperaturas sucientemente altas), depende de la energía de anisotropía magnética (donde la contribución de los átomos de supercie, de baja coordinación, puede lle gar a superar la contribución magnetocristalina de volumen) y de las microtensiones (a través de un término magnetoelástico) provocadas en la intercara con otros materiales. Sin embargo, cuando las NPM se encuentran sucientemente concentradas, su dinámica deja de ser independiente y pasa a ser colectiva debida a las interacciones magnetostáticas entre ellas: al enfriar el sólido nanogranular los macroespines de las NPM no experimentan un bloqueo individual, sino una transición de fase. Si las partículas se encuentran dispersas aleatoriamente, y dado el carácter intrínsecamente anisótropo de la interacción dipolar, la fase magnética que aparece a bajas temperaturas será parecida a un vidrio de espín: es un “supervidrio de espín” (SSG) [1]. Si Figura 1. Dependencia de la temperatura de la matriz que separa las NPM es metálica, como transición SSG con la concentración de Co en en el caso de este estudio, existen fuertes indi- muestras nanogranulares Co/Ag. El detalle cios de que puedan ser también relevantes inte- muestra un ejemplo de las curvas de imanaracciones de canje indirecto (tipo RKKY) entre ción FC y ZFC (de las que se extrae T maz). las partículas. El detalle en la gura de al lado muestra las curvas de imanación frente a temperatura tras enfriar en campo cero (ZFC) y en el campo de medida de 100 Oe (FC). El máximo en la curva ZFC corresponde a la temperatura de transición SSG (Tmax) en una película nanogranular de CoxAg1-x fabricada por co-spuering. La forma de la curva FC es típica de sistemas fuertemente interaccionantes, contrastando con la subida monótona al bajar la temperatura que mostraría un conjunto de NPM aisladas. El panel principal muestra la dependencia observada de Tmax frente a la concentración en el rango 27-35 %at. (19-26 %vol.) Sorprende la linealidad de tal dependencia por las razones que siguen. Puede demostrarse que la temperatura de orden dipolar (o de cualquier otra interacción que varíe como μ2/ 3 , donde μ es el momento magnético de las NPM y es la distancia promedio entre ellas) de un sistema de NPM puede expresarse como T max μC , es decir, la temperatura de transición es proporcional al momento magnético y a la concentración de las nanopartículas. De otro lado, es bien conocido que el principal inconveniente de la síntesis de películas nanogranulares por co-spuering es su incapacidad para variar independientemente r

r

363


ambos parámetros. Por ejemplo, se espera que al aumentar la concentración de las NPM (por ejemplo, variando la composición del cátodo compuesto) también aumente su tamaño. Sin embargo, la linealidad observada de Tmax vs XCo (a su vez proporcional a C), indicaría que el tamaño de partícula no varía signicativamente al aumentar la concentración, lo que resulta muy sorprendente. Además, todo este razonamiento colapsa al considerar, más allá de la dependencia funcional, los valores absolutos en la Figura: un incremento de concentración de sólo un 7%vol. produce una enorme variación (250%) en la temperatura del máximo de la curva ZFC. Así, la interacción dipolar no puede explicar, al menos en el modelo de interacción promedio entre primeros vecinos empleado en esta discusión, los resultados recogidos en la Figura, que apuntan entonces a la relevancia de otro tipo de interacciones entre las partículas. Cabe aceptar que haya acoplamiento por canje directo entre algunas partículas que estén en contacto (debido a la distribución espacial aleatoria y las concentraciones relativamente altas estudiadas, que añaden complejidad al mismo); estos “pares de partículas” probablemente serían estables hasta temperaturas mucho más altas, originando “imanes permanentes” que afectarían la dinámica de las partículas próximas. Además, podría existir una interacción tipo RKKY (canje indirecto mediado por la matriz metálica) entre las partículas, como se ha sugerido en estudios recientes [2] en los que se enfatiza que la intensidad de tales interacciones aumenta drásticamente con la presencia de átomos de la especia magnética (Co) disueltos en la matriz (Ag). De hecho, hemos estimado este parámetro (concentración de soluto) utilizando aplicando la ley de Vegard al desplazamiento de la reexión (111) de la matriz en experimentos de difracción de rayos X, encontrando que varía aprox. linealmente con la concentración global de Co desde un 4.8 hasta un 5.9%at. (la matriz es, por tanto, una solución sólida supersaturada de composición en torno a Co5Ag95). Existe la posibilidad de que las interacciones tipo RKKY sean más intensas que las dipolares, de modo que determinarían la temperatura de orden mostrada en las curvas ZFC. Esta idea encajaría con el aumento lineal de la concentración de Co soluto en la matriz al aumentar la concentración global de Co en la muestra, y salvaría los problemas de interpretación expuestos en el párrafo anterior. Sin embargo, la conrmación de esta hipótesis necesita de experimentos que permitan discriminar la interacción dipolar de la tipo RKKY, por ejemplo a través de tratamientos térmicos controlados, experimento actualmente en curso, que busquen hacer disminuir la temperatura de orden –en el supuesto de que la interacción RKKY sea dominante- debido a la segregación de Co soluto. Agradecemos la nanciación de la Junta de Comunidades de Castilla-La Mancha (PAI 080203-1207) y de la CICYT (MAT 2006-08398).

Referencias [1] S. Morup, Europhys. Le. 28, 671 (1994). [2] J. A. De Toro, J. P. Andrés, J. A. González et al., Phys. Rev. B 70, 224412 (2004).

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Vericación experimental del modelo Pérez-Díaz/García-Prada para el cálculo de fuerzas entre campos magnéticos y superconductores en estado Meissner E. Díez Jiménez, J. C. García Prada y J. L. Pérez Díaz Departamento de Ingeniería Mecánica, Universidad Carlos III de Madrid, 28911 Leganés, Madrid, [email protected].

A pesar de que el efecto Meissner de repulsión entre un material en estado superconductor y un campo magnético exterior fue descubierto en 1933, hasta hace poco se ha mantenido una discusión sobre la magnitud de la fuerza de repulsión y su cálculo. Se han venido desarrollando diferentes modelos para el cálculo de dichas fuerzas de repulsión, siendo la mayoría de ellos aplicables sólo a geometrías muy especícas y/o con simetrías. Recientemente, dos de los autores derivaron un modelo basado en las ecuaciones de Maxwell y London cuyo resultado fue una expresión local y universal válida para cualquier geometría arbitraria [1]. Además, existía la discusión entre los modelos basados en el método de las imágenes que diferían en un factor 2 según aplicasen la fuerza directa o una derivación Lagrangiana. Esta incongruencia fue resuelta por los autores [2] e incorporada en la expresión cuya forma es la siguiente: dF dS

= 4n0

_ns # H api # H ap

(1)

donde s es el vector normal a la supercie y ap es el vector intensidad de campo magnético sobre la supercie en cuestión. Dicha expresión es válida para superconductores en estado Meissner y dentro del límite estático. Mediante el uso de ésta se ha demostrado analíticamen te que puede existir estabilidad entre un imán y un superconductor incluso en situaciones de no penetración de ujo [3] El objetivo del presente trabajo es la vericación experimental de la validez de dicha expresión. Para dicha vericación se ha medido experimentalmente el punto de equilibrio entre peso y fuerza de repulsión de un imán guiado verticalmente dejándolo caer sobre una pastilla de YBaCuO en distintas posiciones radiales partiendo del centro de la pastilla cilíndrica. Para comparar los valores experimentales se ha programado una hoja Maple basada en la expresión (1). Ésta integra la fuerza sobre el cilindro superconductor en base al campo mag nético aplicado generado por el imán en las distintas posiciones. Para generar dicho campo hemos aproximado el imán como dipolo magnético puntual. La hoja Maple devuelve el valor de la altura para la cual se alcanza el equilibrio entre la fuerza de repulsión el peso. Se han realizado un conjunto de medidas haciendo un barrido radial desde el centro del cilindro superconductor hasta 4 mm por fuera del superconductor midiendo en cada posición la altura de equilibrio del imán. Para evitar los efectos de la magnetización del superconductor, tras cada barrido se restituye el estado normal del material y se enfría de nuevo en ausencia de campo, repitiendo las medidas. Como vemos en la gura 1 los valores calculados con la expresión (1) mejoran los de los anteriores modelos siendo más acordes con los experimentales y resolviendo la incongruencia del factor 2.

365


Figura 1. Comparación de mediciones y valores calculados.

Referencias [1] J. L. Pérez Díaz, J. C. García Prada, J. A. Díaz García. International Review of Mechanical Engininee ring. Vol 2, Nº 2. Marzo 2008. [2] J.L. Pérez Díaz y J.C. García Prada. Physica C: Superconductivity and its applications, vol 467 (1), p. 141-144 (2007). [3] J.L. Pérez Díaz y J.C. García Prada. Applied Physics Leers, vol 91 (14), Octubre, 2007.

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El cristal aperiódico de la vida: modelos de migración de carga en ADN Enrique Maciá Barber Dpto. Física de Materiales, Fac. CC. Físicas, Universidad Complutense de Madrid, 28040 - Madrid; emaciaba@s.ucm.es.

La noción de un ordenamiento periódico de átomos en el espacio aportó un esquema de clasicación de la materia en dos grandes categorías: por un lado, la correspondiente a estructuras que se ajustan razonablemente bien a una distribución regular (materia cristalina, arquetipo de orden) y, por otro, la de aquellas que no lo hacen en absoluto (materia amorfa, paradigma de desorden). El descubrimiento de los cristales cuasiperiódicos [1] (en los que los átomos se disponen en el espacio según una distribución cuasiperiódica en lugar de en la forma periódica observada en los cristales convencionales) trastocó sustancialmente este esquema, al revelar la existencia de una clase de materia que, sin ser cristalina en el sentido convencional, mostraba, sin embargo, patrones de difracción discretos de extraordinaria calidad y no podía considerarse amorfa en modo alguno. El marco teórico desarrollado para dar cuenta de las propiedades de los patrones de difracción obtenidos hizo patente que nos hallábamos ante una nueva forma de ordenamiento de la materia y, en consecuencia, la Unión Cristalográca Internacional amplió en 1991 el término de cristal para dar cabida al mismo. Así, actualmente se entiende por cristal '' cualquier sólido que posea un diagrama de difracción esencialmente discreto", trasladando el atributo esencial del carácter cristalino desde el espacio físico al espacio de Fourier [2]. Por tanto, dentro de la familia de los cristales podemos distinguir propiamente entre cristales periódicos y cristales aperiódicos. Desde un punto de vista aplicado, la noción de orden aperiódico se ha introducido tam bién en el diseño de sistemas como las superredes y multicapas aperiódicas , en las que coexisten dos tipos diferentes de ordenamiento en la misma muestra a distintas escalas. A escala atómica tenemos el orden cristalino periódico, determinado por la disposición de los átomos en cada una de las capas; pero a escalas mayores tenemos un ordenamiento aperiódico, determinado por la deposición secuencial de las distintas capas durante el proceso de crecimiento. Ajustando adecuadamente la escala característica de la excitación elemental considerada con la escala correspondiente al ordenamiento aperiódico, el sistema pude presentar nuevas propiedades. De este modo el estudio sistemático de las propiedades especícas asociadas a dis tintos tipos de ordenamiento aperiódico se ha ido extendiendo progresivamente por diversos campos de la ciencia y la tecnología [3]. Entre dichos campos destaca el de la nanotecnología, ya que la molécula de ácido desoxirribonucleico ( ADN) puede considerarse como una macromolécula en la que coexisten dos tipos de ordenamiento en la misma estructura: mientras las cadenas de azúcar-fosfato describen una hélice periódica en el espacio los pares de bases complementarias se disponen formando una secuencia generalmente aperiódica. En efecto, la noción de sólido aperiódico fue introducida en los primeros estudios teóricos sobre la posible naturaleza del material cromosómico, considerando a los genes como estructuras lo sucientemente complejas (ausencia de periodicidad) como para contener la necesaria información biológica, aunque perfectamente ordenadas al mismo tiempo [3-5]. Al considerar las macromoléculas de interés biológico desde el punto de vista de la física de la materia condensada, surge de modo natural la cuestión sobre la posible función biológica asociada a sus propiedades físicas. En particular, el papel desempeñado por ciertos

367


procesos de transferencia de carga en los mecanismos de reparación genética de la doble cadena, ha sido extensamente analizado durante la última década [6], y la modicación de la conductividad eléctrica debido a la existencia de correlaciones de largo alcance entre pares de bases ha sido estudiado en detalle mediante la consideración de Hamiltonianos efectivos en la aproximación de enlace fuerte [7]. Comparando la estructura electrónica y la conductividad eléctrica de cadenas sintéticas de ADN (v.g. poliG-poliC, Fibonacci-GC) con muestras biológicas representativas (Ch22, phago), se han puesto en evidencia diferencias signicativas entre las propiedades de transporte correspondientes a regiones codicantes (intrones) y no codicantes (exones) [8]. Estos modelos se han basado en la consideración de modelos tipo “quantum ladder” bidimensionales [9]. No obstante, en condiciones siológicas debe tener se en cuenta el carácter tridimensional (helicoidal) de la molécula, así como la presencia de uctuaciones térmicas y vibraciones moleculares que dan lugar a la aparición de efectos de interacción electrón-fonón que juegan un papel signicativo en la modulación del transporte de carga en el ADN [10]. En está Comunicación se presentarán los resultados obtenidos en el estudio de estos modelos más realistas de transporte de carga en ADN. Este trabajo ha sido patrocinado por la Universidad Complutense de Madrid y el Banco Santander mediante el Proyecto No. PR34/07-15824-BSCH.

Referencias [1] D. Shechtmann, I. Blech, D. Gratias y J. W. Cahn, Phys. Rev. Le. 53, 1951 (1984). [2] ICrU Report of the Executive Commiee for 1991, Acta Cryst. A 48, 922 (1992). [3] E. Maciá, Aperiodic Structures in Condensed Maer: Fundamentals and Applications (Taylor & Francis, RCR, Boca Raton, Fl, 2009); E. Maciá, Rep. Prog. Phys. 69, 397 (2006). [4] E. Schrödinger What is life? The Physical Aspects of the Living Cell (Cambridge U. Press, NY, 1945). [5] E. Maciá, Z. Kristallogr. 224, 91 (2009). [6] N.C. Seeman, Acc. Chem. Res. 30, 253 (1999); E. Braun, Y. Eichen, U. Sivan, and G. Ben-Yoseph, Na ture 391, 775 (1998); C. Treadway, M.G. Hill and J.K. Barton, Chem. Phys. 281, 409 (2002). [7] G. Cuniberti, E. Maciá, A. Rodríguez, and R. A. Römer, in Charge Migration in DNA: Physics, Che mistry and Biology Perspectives, ed. T. Chakraborty (Springer, Berlin, 2007). [8] C. T. Shih, S. Roche and R. A. Römer Phys. Rev. Le. 100, 018105 (2008); E. Maciá, Phys. Rev. B 74, 245105 (2006); E. Maciá, and S. Roche, Nanotechnology 17, 3002 (2006); E. Maciá, F. Triozon, and S. Roche, Phys. Rev. B 71, 113106 (2005); S. Roche, D. Bicout, E. Maciá, and E. Kats, Phys. Rev. Le. 91, 228101 (2003). [9] E. Díez, A. Sedrakayan, D. Sedrakayan, and F. Domínguez-Adame, Phys. Rev. B 75, 014201 (2007). [10] E. Maciá, Phys. Rev. B. 75, 245123 (2007).

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Enhanced transmission from a single sub-wavelength slit aperture surrounded by grooves on a CMOS fabricated detector L. A. Dunbar 1, M. Guillaumée 1, F. de León-Pérez 2, C. Santschi 1, E. Grenet 1, R. Eckert1, F. López-Tejeira2, F. J. García-Vidal 3, L. Martín-Moreno 2 y R. P. Stanley 1 CSEM Centre Suisse d’Electronique et de Microtechnique, Jaquet-Droz 1 SA CH-2002 Neuchâtel, CH. Instituto de Ciencia de Materiales de Aragón (ICMA) y Dpto. de Física de la Materia Condensada, CSICUniversidad de Zaragoza, 50009 Zaragoza; [email protected]. 3 Dpto. de Física Teórica de la Materia Condensada, Universidad Autónoma de Madrid, 28049 Madrid. 1 2

An enhanced transmission is detected through a single slit of sub-wavelength width surrounded by grooves in a gold layer that is added as a post process to a standard CMOS fab ricated detector. The enhanced transmission results from constructive interference of surface waves which interact with the incident light. The measured enhanced transmission shows strong qualitative agreement with that predicted by the modal expansion method. With the decreasing dimensions available in standard CMOS process such nanostructures in metals could be used to replace current optical systems or to improve performance by increasing the signal to noise ratio and/or allowing polarization selection.

Figura 1. (a) Optical image of an array of pixels of the VisionSensor photodetector on which metal nanostructures have been fabricated by focused ion beam. The red box outlines a pixel (electronics and active area) which is the smallest unit cell. The green box outlines the active (light sensitive) area of the pixel. The lines outside the active area are for the electronics. (b) Scheme of slit and groove structure. (c) Scanning electron microscope picture of a slit and groove structure in Au on an active area of a VisionSensor pixel. The polarization directions are indicated. (d) Scheme of the experimental setups for measuring glass cover slip sample (le) and for detector sample (right).

References [1] L. A. Dunbar et al., submied to Appl. Phys. Le. (2009).

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Coercitividad de multicapas Tb/Si y Tb/Ti A. V. Svalov 1,2, R. López Anton 3, I. Orue4, V. O. Vaskovskiy 3, J. M. Barandiaran 2 y G. V. Kurlyandskaya 2 Departamento de Electricidad y Electrónica, Universidad del País Vasco (UPV/EHU), Bilbao. Department of magnetism and magnetic nano-materials, Ural State University, Ekaterinburg, Russia. 3 Departamento de Física Aplicada, Universidad de Castilla-La Mancha, 13071 Ciudad Real. 4 SGiker, Universidad del País Vasco (UPV/EHU), Bilbao; [email protected]. 1 2

Las peliculas delgadas y partículas magneticas son objeto de una investigacíon muy activa. En particular, las multicapas magneticas de tierras raras atraen una atención especial por suministrar información básica sobre las propiedades fundamentales de los materiales magnéticos 4f. En este trabajo se analiza la dependencia con la temperatura del campo coercitivo en multicapas de Tb/Ti y Tb/Si. Las multicapas han sido depositadas so bre sustratos de vidrio mediante la técnica de la pulverización catódica de alta frecuencia manteniéndose los sustratos a temperatura ambiente. El espesor de las capas de Tb (LTb) obtenidas va desde 1.5 nm hasta 360 nm, mientras que el de las capas separadoras no magnéticas de Ti o Si ha sido jado en 20 nm. Los campos coercitivos han sido calculados en base de los ciclos de histéresis M (H) medidos con un magnetometro SQUID. Para todos los espesores estudiados de las capas de terbio se observa un crecimiento del campo coercitivo (H c) al disminuir la temperatura (Fig. 1). Sin embargo, existen apreciables diferencias en la magnitud de H c y en los rangos de la temperatura donde el campo coercitivo crece. Para las películas de 360 nm, el crecimiento mas notable de H c aparece en el rango de las temperaturas por debajo de 4 K (Fig. 1.a). Es sabido que la dependencia con la temperatura de la imanación y de las constantes de la anisotropía y de magnetostricción en este intervalo no presentan ese comportamiento [1], por lo que el crecimiento observado de H c es posiblemente debido a que se dicultan los movimientos de las paredes de dominios magnéticos. La disminución de espesor de las capas de Tb da lugar a una caída del valor de la temperatura de orden magnética (Т ord) [2]. Para las 370

Figura 1. Dependencia con la temperatura del campo coercitivo, H C , para las diferentes muestras estudiadas. En dos de ellas se incluye el ajuste (línea continua) siguiendo la expresión H c = H c(0) × (1 – (T/Tb)1/2).


multicapas de [Тb(1,5нм)/Ti] 60 (Fig. 1.b), los valores del H c son del mismo orden que los encontrados para la película delgada de Tb y la dependencia de H c con la temperatura presenta dos regiones diferentes, una de disminución rápida de Hc con el aumento de la temperatura hasta 40 К seguida por una disminución lenta de H c hasta 130 К con valores de H c bajos. Ese comportamiento de H c(Т ) es típica para conjuntos de partículas superparamagnéticas [3]. A bajas temperaturas el sistema se encuentra en el estado ferromagnético y H c sigue la ley H c = H c(0) × (1 – (T/T b)1/2) (1) donde H c(0) sería el campo coercitivo de la partícula a Т = 0 K . Si Т = Т b las partículas se encuentran en el estado superparamagnético, pero debido a las interacciones entre ellos, el orden magnético se conserva hasta Т ord. Para las multicapas de ese tipo Т ord = 130 К, y la curva a bajas temperaturas se ajusta razonablemente bien con los parámetros H c(0) = 15 kOe y Т b = 50 К. Para las multicapas de [Тb(6nm)/Si] 20 la curva de H c(Т ) también tiene dos intervalos: una de disminución rápida de H c con el aumento de la temperatura hasta 30 К seguida por una disminución más lenta de H c hasta 130 К (Fig. 1.c). Teniendo en cuenta el valor de Hc relativamente grande en el intervalo de las temperaturas altas de la curva H c(Т ), lo observado recuerda más al caso de la película de Tb de solo una capa, que a la multicapa [Тb(1,5nm)/Ti] 60 (g. 1.a). Esto nos lleva a pensar que el intervalo de altas temperaturas de Hc(Т) de [Тb(6нм)/Si] 20 es debido sobre todo a la parte central de las capas de Tb, y el intervalo de las bajas temperaturas corresponde a los bordes que están en contacto con las capas de Si, donde existe la posibilidad de la formación de las partículas de Tb en la matriz de Si. Ese suposición esta en acuerdo con el ajuste en la base de la ecuación (1) con H c(0) = 22 кOe y Т b = 45 К. En cambio, cuando disminuimos el espesor de Tb hasta 1.5 nm con el Si como espaciador, la situación cambia por completo: solo se observa campo coercitivo por debajo de 10 К, y con valores un orden de magnitud inferiores a los encontrados en las demás muestras, alcanzando los 400 Oe a 5 K (Fig. 1.d). Los intentos de ajustar los datos experimentales con la ecuación (1) han fracasado. Esto parece indicar que en este caso el terbio no llega a formar capas continuas ni tiene la estructura granular (que parecía haber cuando estaba en presencia de Ti), sino que como resultado de la difusión entre las capas adyacentes se forma una aleación de Tb-Si con un comportamiento de vidrio de espín con una temperatura de congelación muy baja. Se pretenden realizar medidas magnéticas adicionales así como estudiar la posibilidad de estudiar técnicas complementarias (AFM, reectometría) para analizar en mayor profundidad las muestras. Se agradece la nanciación del Departamento de Educación de Gobierno Vasco (proyecto IT-347-07).

Referencias [1] M. S. S. Brooks, D. A. Goodings, H. I. Ralph, J. Phys. C 1, 1596 (1968). [2] A. V. Svalov, V. O. Vas’kovskiy et al., Chin. Phys. Le. 23, 196 (2006). [3] P. Allia, M. Coisson, P. Tiberto et al., Phys. Rev. B 64, 144420 (2001).

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Metal-insulator transitions in magnetic oxides: new insights from optical characterization J. M. Caicedo 1, G. Herranz 1, D. Hrabovský 1, F. Sánchez1, I. C. Infante1, R. Ramos2, S. K. Arora2, I. V. Shvets 2 y J. Fontcuberta 1 Institut de Ciència de Materials de Barcelona (ICMAB), CSIC, Campus de la UAB, Bellaterra, 08193 Catalonia, Spain; [email protected]. 2 Centre for Research on Adaptive Nanostructures and Nanodevices (CRANN), School of Physics, Trinity College Dublin, Dublin 2, Ireland. 1

Metal-insulator transitions in strongly electron correlated systems are among the most intriguing and most intensively studied topics of condensed maer physics [1]. Typically, such transitions occur due to subtle imbalances of dierent energy scales within the solid material. Prototypical examples of such phenomena are transition metal oxides, where the transport properties are dominated by electrons residing in d-electron bands, which are characterized by high-density of states and narrow band widths. In such materials, the laice, electron spin and charge degrees of freedom are intimately coupled, giving rise to closely competing energy scales, involving on-site and inter-site Coulomb electrostatic repulsion, spin exchange correlations and electron-phonon couplings. As a result, a plethora of physical phenomena emerge in these correlated systems, such magnetism, long-range charge order, cooperative Jahn-Teller distortions or polaronic conduction, among others. Typically, these correlated states are very sensitive to external stimuli, such as electric, magnetic or strain elds, oering a way to manipulate externally the state of the system. The most common way to probe these metal-insulator transitions is through dc- or lowfrequency transport characterization. However, we show here that additional insights are gathered when these systems are probed near the transition with light of energy comparable to the relevant electronic excitations [2]. Usually such electronic transitions occur for energies in the scale of the eV, and thus photons with wavelengths between the near-IR and the UV can provide valuable information about the nature of the transition. We will put special emphasis on metalinsulator transitions occurring in magnetic oxides probed with photons of optical frequencies. For that purpose, we have recorded the optical response in a transverse conguration under applied magnetic elds. Such arrangement has the advantage of probing simultaneously the magneto-optical and the magneto-refractive contributions to the optical signal. Thus, we have access to both the magnetism and the transport within the same experiment. The magneto-optical signal is related to the o-diagonal component ε of the dielectric constant, whereas the magneto-refractive contribution arises from the dependence of the diagonal components εiion the magnetic eld [3]. The variation of εii with the eld is related to the changes of the optical conductivity σ , and thus gives access to the electron excitations when probed with light of dierent wavelengths. We will discuss the results of our optical characterization in two types of materials. On one hand, the metal-insulator transition of manganites is closely related to the coupling of electrons to the laice and the formation of cooperative distortions of the unit cell around the magnetic Curie temperature of these compounds. By changing the wavelength of the probe light, we are able to tune the optical response and to nd the energy scales of the involved electron excitations. By measuring manganites of dierent electron-phonon couplings, we are able to establish a close correlation between the magneto-refractive eect and the strength of the carrier-laice interaction [2].

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On the other hand, we have also characterized the Verwey transition in magnetite. For many years, the character of this transition has been maer of controversy [4]. Gradually a consensus has been achieved that the conduction has a strong polaronic character, in contrast to pure ionic charge-order picture [4]. Our optical characterization provides support for polaronic conduction in magnetite and also brings about new elements to the theoretical understanding of this transition. We would like to emphasize that the methodology reported in our work is an invaluable tool to gain insights into the nature of some structural and electronic transitions driven by magnetic/electric elds or by temperature in strongly electron correlated systems. In these materials the roles of the orbital order/disorder and consequently of the electron-phonon coupling might be claried by inspection of the spectral optical response upon application of magnetic/electric or even strain elds or analyzing spectra as a function of the temperature.

References [1] M. Imada, A. Fujimori and Y. Tokura, Rev. Mod. Phys. 70, 1039 - 1263 (1998). [2] D. Hrabovský, J. M. Caicedo, G. Herranz, I. C. Infante, F. Sánchez, and J. Fontcuberta, Phys. Rev. B 79, 052401 (2009). [3] A. Zvezdin and V. Kotov, Modern Magnetooptics and Magnetooptical Materials (Taylor & Francis, London, 1997). [4] J. García and G. Subías, J. Phys.: Condens. Maer 16, R145 (2004).

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Spin dynamics in Double Quantum Dots : role of Hyperne Interaction G. López Monís, J. Iñarrea *, F. Domínguez and G. Platero Instituto de Ciencia de Materiales de Madrid, CSIC, Cantoblanco, Madrid 28049, Spain. * Escuela Politécnica Superior, Universidad Carlos III, Leganés, Madrid, Spain.

In the last years a large number of experiments and theoretical work have been devoted to the analysis of the electronic current through double quantum dots (DQD's) in the spin blockade (SB) regime [1-2]. Hyperne interaction in DQD's releases spin blockade allowing the ux of current, inducing nuclei spin polarization. This interaction gives rise to a feedback mechanism between the spins of the electrons and nuclei, which dynamically modies the electronic charge occupation and the energy of the electronic levels. Recently, Strongly non-linear current features in the tunneling current, as for instance, time dependent selfsustained oscillations and hysteresis, have been measured in transport through vertical and lateral DQD’s in the spin blockade regime. This phenomena has been observed at nite dc magnetic elds close to the singlet-triplet transition. In this work, we present a model which accounts for hyperne interaction, as the main source of spin ip, and which allows to obtain the nuclei spin dynamical polarization and its interplay with the electron spin dynamics. We will show how this interplay, under particular congurations, brings the current to present abrupt jumps and hysteresis as a function of magnetic eld, as experimentally observed. We have considered molecular singlet and triplet states as basis and, from non linear rate equations for the electronic occupations and nuclear spin polarization, we obtain the electronic current and the dynamical nuclear polarization. As it will be discussed, at xed level detuning and external magnetic eld, there is a strong interplay between dierent spin ip processes, which induce nuclear spin polarization with opossite orientations, the intensity of the dierent processes strongly depending on temperature. We have analyzed their interplay and we have calculated the tunneling current and nuclei spin polarization as a function of interdot tunneling and magnetic eld. We will show how the current presents hysteresis not only as a function of magnetic eld but also as a function of the interdot tunneling. We will discuss as well the role of temperature in the tunneling current.

References [1] K. Ono et al., Science 297, 1313 (2002); F. H. L. Koppens et al., Science, 309, 1346 (2005). [2] J. Iñarrea et al., Phys Rev. B, 76, 085329 (2007); J. Iñarrea et al., Appl. Phys. Le., 91, 252112 (2007); J. Iñarrea et al., Appl. Phys. Le. 94, 252106 (2009).

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Preparación de nanopartículas magnéticas mediante agregación en fase gas (cañón de clusters). J. A. González, J. A. de Toro, J. P. Andrés, P. Muñiz y J. M. Riveiro Departamento de Física Aplicada. IRICA (Instituto Regional de Investigación Cientíca Aplicada) Uni versidad de Castilla-La Mancha, 13071. Ciudad Real.

La búsqueda de nuevas formas de producir materiales que no existen de manera habitual en la Naturaleza sigue siendo una de las fronteras más amplias para los físicos dedicados al estudio de los materiales. Las propiedades de éstos resultan depender drásticamente no sólo de los elementos químicos que los forman sino también, y de manera crucial, de su forma microscópica. De este modo se han utilizado estructuras como las películas delgadas, las multicapas, los sólidos granulares y las nanopartículas como fuentes de inspiración para investigar la naturaleza de las interacciones entre los átomos en diversas situaciones. En particular, las partículas formadas por agregados de unos pocos cientos de átomos, conocidas como nanopartículas por ser su diámetro del orden del nanómetro, han recibido un fuerte interés por parte de la comunidad cientíca por sus potenciales aplicaciones en campos como la bio medicina [1], el almacenamiento magnético de información [2] o la fabricación de sensores de campo magnético [3]. Aunque las técnicas de producción de este tipo de materiales son variadas, no son muchas las que logran producir partículas de tamaños bien controlados. Al estar las propiedades generalmente muy ligadas al tamaño de las partículas, una distribución ancha de tamaños conlleva una difuminación de las propiedades. Una posible solución viene de la técnica conocida como agregación en fase gas. Consiste en una cámara al vacío con un material bombardeado por iones de Argón, como en la técnica de spuering , sin embargo se añade un ujo constante de gas que arrastra el material arrancado hacia una segunda cámara de vacío gracias a un vacío diferencial entre ellas (ver gura 1). En el camino el material se agrega en nanopartículas, cuyas características podemos variar en función de parámetros como la longitud y el grado de refrigeración de la zona de agregación, las condiciones de spuering , voltaje a que se mantienen los sustratos, etc… Nada más atravesar el oricio que comunica las dos cámaras una segunda bomba de vacío se lleva gran parte del gas permitiendo que a la cámara secundaria llegue un chorro divergente de partículas como proyectiles a baja velocidad. Al mismo tiempo las nanopartículas van cargadas eléctricamente, por su propio proceso de fabricación, de modo que pueden conducirse y enfocarse mediante campos electromagnéticos sobre los sustratos donde se depositan. En esa segunda cámara (de “deposición”) se puede además depositar algún otro material para constituir una matriz donde de van insertando las partículas, para recubrir las partículas antes de su deposición dando lugar a estructuras Figura 1. Esquema del cañón de clusters con que se fanúcleo-corteza, o incluso para recubrir bricaron las muestras, de Mantis Deposition. El haz de la película con un material que evite su nanopartículas se lanza a la segunda cámara de vacío deterioro al extraerlas a la atmósfera. (cámara de deposición). 375


Recientemente, en el grupo de materiales magnéticos de la UCLM, hemos puesto a punto el sistema para poder depositar partículas en atmósferas inerte y reactiva, así como junto a matrices evaporadas o pulverizadas (spuering). Se consiguen partículas de diámetros en torno a los 5-10 nm con baja dispersión (<0.3 nm). Uno de los primeros trabajos ya publicados se ha centrado en el problema del deterioro por oxidación de los materiales una vez se extraen de la cámara de fabricación [4]. Las películas de partículas (sin matriz) son muy porosas, lo que facilita la entrada de oxigeno, pero se asume muchas veces que la deposición sobre ella de una capa de grosor considerable Figura 2. Fotografía de microscopía TEM mostrando los evitará la oxidación. Hemos comproba- planos atómicos de regiones de Co y CoO. El inset muesdo cómo las películas de clusters de Co tra una agrupación de partículas donde se aprecia la baja se deterioraban incluso tras depositar distribución de tamaños en torno a 10 nm (el rectángulo capas protectoras (cappings) bastante en la parte sup. dcha. corresponde a 20 nm). gruesas (>100 nm) de diferentes metales, tanto por evaporación como por spuering. El empleo de la evaporación junto con un sistema de rotación de los sustratos para añadir isotropía consigue reducir la oxidación a un valor mínimo del 17% en el caso más desfavorable (películas de partículas). Otro foco de interés que hemos explorado es la formación de estructuras mediante la oxidación de partículas preformadas. Generalmente se introduce el gas reactivo (O 2 en este caso) en la cámara de deposición. Nosotros hemos empleado adicionalmente una técnica innovadora consistente en introducir el O 2 en la cámara de agregación, obteniendo una estructura más desordenada y con mayor anisotropía de canje5 que las equivalentes introduciendo el oxígeno en la cámara de deposición. En la actualidad pretendemos explotar las importantes ventajas de esta técnica (tales como el control independiente de la concentración y el tamaño de las partículas) para profundizar en los mecanismos que determinan la estabilidad de estos nanoimanes, como la anisotropía o las interacciones magnéticas entre las partículas (tanto dipolares como de tipo RKKY, estas últimas dependientes de la presencia de soluto magnético en solución sólida en la matriz). Agradecemos la nanciación de la Junta de Comunidades de Castilla-La Mancha (PAI 080203-1207) y del Gobierno de España a través de la CICYT (MAT 2006-08398).

Referencias [1] [2] [3] [4] [5]

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Pankust, J. Connolly, S.K. Jones y J. Dobson, J. Phys. D: Appl. Phys. 36, R167 (2003). V. Skumryev, S. Stoyanov, Y. Zhang, et al. Nature 423, 850 (2003). S. Serrano-Guisan, G. di Domenicantonio, M. Abid et al. Nature Materials 5, 730 (2006). J.A. de Toro, J. P. Andrés, J. A. González, P. Muñiz y J.M. Riveiro. Nanotech. 20, 085710 (2009). J. A. González, J.P. Andrés, J.A. de Toro et al. J. Nanopart. Res. (en prensa, disponible online).


Análisis y diseño de estructuras geométricas complejas para incrementar el coeciente de absorción acústica I. Escobar García, J. Bermejo Martín-Lázaro, J. Martín Mata y P. Huertas Gallardo Departamento de Física Aplicada, Universidad de Castilla-La Mancha, 16071 Cuenca. email: [email protected]

1. Introducción Mediante el uso de cavidades con distintas geometrías, podemos modicar, a la carta, la absorción acústica de diferentes materiales. De este modo, podemos conseguir que diferentes materiales absorban las bandas de frecuencia que determinemos. En particular, en este trabajo nos centramos en materiales que se emplean en el sector de la construcción, como por ejemplo madera, yeso, hormigón…, materiales que presentan un coeciente de absorción acústica muy bajo, alrededor del 3%, como se muestra en la Fig. 1. Resulta de especial interés destacar que el coeciente de absorción resultante es independiente del material empleado, por ello, podemos obtener valores elevados para dicho coeciente en términos puramente geométricos. Los valores simulados se comparan con los obtenidos experimentalmente en diferentes estructuras analizadas para incidencia normal, con Figura 1. Coeciente de absorción acústica de diferentes materiales empleados en la construcción. el tubo de impedancias.

2. Modelo teórico La propagación acústica a lo largo de conductos se puede aproximar mediante ondas planas cuando la sección de los tubos es sucientemente pequeña [1]. Cada sección del tubo supondremos que es un medio distinto con una impedancia acústica inversamente proporcional a la sección del mismo. En general, podemos Figura 2. Esquema de la propagación acústica en las dissuponer una conguración como la tintas secciones. mostrada en la Fig. 2 compuesta por n secciones diferenciadas. Tras un desarrollo matemático y teniendo en cuenta las condiciones de frontera, obtenemos una relación matricial entre las amplitudes de la onda incidente, P ,i reejada, P ,r y transmitida, P ,t en el último medio de la forma mostrada en la ecuación (1).

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fp P i

P r

J 1 Z 0 N J K 2 2 OK cos k1 L1 O =K KK 1 - Z 0 OOKK i sin Z k1 L1 L2 2 P L 1

iZ1sin k1 L1N cos k1 L1

O OO P

:::

Jcos kn Ln K KK i sin kn Ln L Z n

iZnsin kn LnN Je - ik x

N O OK ik x OP t OOK e K Z O P L t P (1) t

cos kn Ln

t

n

n

Cada medio viene denido por una matriz característica, siendo Zj la impedancia acústica propia de cada tramo. A partir de aquí, podemos obtener el coeciente de absorción α, denido como el cociente de la energía no reejada con la energía incidente mediante a = 1 - R

2

2 2 = 1 - rr - r i ,

(2)

siendo R = Pr/Pi el coeciente de reexión en amplitud y r ,r ri sus correspondientes parte real e imaginaria, respectivamente.

3. Resultados experimentales y conclusiones Hemos sido capaces de diseñar tanto la posición y anchura, como la intensidad de la banda de absorción acústica en función del número, tamaño y forma de los agujeros. En términos geométricos, el parámetro a tener en cuenta es la proporción existente entre las secciones y longitudes de las cavidades y la muestra. Con el programa de simulación desarrollado podemos obtener la intensidad y anchura de la banda de absorción en los valores deseados. En la gura 3 se muestra el coeciente de absorción experimental de Figura 3. Espectros de absorción acústica, obtenido en un un absorbedor acústico realizado en absorbedor acústico realizado con cinco perforaciones cilínmadera, centrado en la frecuencia de dricas de diferente longitud e idéntico diámetro 1000 Hz. Por último, comentar que este formalismo también nos permite abordar el efecto de la anisotropía de las estructuras en los espectros de absorción, así como, la obtención de los valores de la velocidad del sonido compleja en el interior de las cavidades.

Referencias [1] P. Huertas et. al. “Simulación y medida del coeciente de absorción acústica para incidencia normal en estructuras de yeso perforado”. I Jornada Nacional de Investigación en la edicación. Madrid, 2007.

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Anomalías dieléctricas, calorimétricas y elásticas asociadas a la Pbcm en perovskitas (Ca,Sr)TiO3 transición de fase I4/ mcm !"

J. Manchado1, F. J. Romero1, M. C. Gallardo 1, J. del Cerro1 y M. A. Carpenter 2 Departamento de Física de la Materia Condensada. Instituto Mixto de Ciencia de Materiales CSICUniversidad de Sevilla. Apartado 1065. 41080 Sevilla, SPAIN. 2 Dept. of Earth Sciencies, University of Cambridge, Downing St., Cambridge CB2 3EQ, UK. 1

El sistema binario (Ca1-xSrx)TiO3 (CST) ha sido objeto de numerosos estudios en los últimos años debido a la gran diversidad de estructuras cristalinas y de transiciones de fase ferroeléctricas, antiferroeléctricas o tipo relaxor que presentan, así como por sus analogías estructurales con las perovskitas silicatadas presentes en el manto terrestre. El último diagrama de fase propuesto para la solución sólida (Ca,Sr)TiO 3 [1] muestra que, en la región de composiciones correspondientes a 0.59 < x < 0.88, aparecen dos transiciones de fase al disminuir la temperatura. La primera de ellas corresponde a un cambio desde una estructura cúbica Pm3m a una tetragonal I 4/mcm y es estructuralmente análoga a la del SrTiO 3 puro. La segunda de ellas se produce desde la estructura tetragonal anterior a una estructura ortorrómbica Pbcm y se le ha asociado un carácter antiferroeléctrico. En el caso de la transición tetragonal-ortorrómbica, los requerimientos de simetría indican que la transición de fase debe ser discontinua. Además, estudios realizados mediante difracción de neutrones muestran un amplio intervalo de temperaturas (del orden de 15 K) en los que coexisten ambas fases. Sin embargo, no aparecen en la bibliografía medidas de calor especíco ni de calor latente, cuya presencia conrmaría el carácter discontinuo de la transición de fase. Por ello, el objetivo de este tra bajo es obtener un conjunto de datos termodinámicos, elásticos y dieléctricos, comparables entre sí, de una muestra policristalina de Ca0.35Sr0.65TiO3 (CST65) para conocer en detalle la evolución de estas propiedades a través de la transición de Pbcm y conrmar su fase I 4/mcm carácter discontinuo. También se ha realizado un estudio calorimétrico y dieléctrico para otras dos muestras de composiciones CST68 y CST74. Las medidas calorimétricas se llevaron a cabo mediante un calorímetro de conducción de alta resolución, descrito en detalle [2]. La técnica de medida, desarrollado por nuestro Figura 1. Calor especíco y ujo de calor (señal de ATD) grupo de investigación, permite me- enfriando y calentando para la muestra CST 65. dir valores absolutos de calor especíco y determinar el calor latente y el intervalo de temperaturas en el que este se desarrolla, que corresponde a la región de coexistencia de fases. Para el estudio dieléctrico se utilizó un puente de capacitancia ESI-SP 5400 a una frecuencia de 1 KHz. Las propiedades elásticas, medidas sobre la misma muestra, se adquirieron mediante Espectroscopía Resonante de Ul!"

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trasonidos (RUS) cuyo sistema experimental se describe detalladamente en [3]. Las medidas de constante dieléctrica muestran una anomalía en las experiencias de enfriamiento y calentamiento con una histéresis térmica de 10 K. Las anomalías presentan características que permiten asociarles un carácter antiferroeléctrico. Los resultados de las medidas de ujo de calor y de calor especíco, enfriando y calentando a 0.1 Kh-1 , indican, en primer lugar, que las temperaturas de transición obtenidas para estas muestras CST65, CST68 y CST74 están de acuerdo con el diagrama de fases propuesto. Las curvas de calor especíco presentan anomalías redondeadas asociadas con la transición de fase pero, sin embargo, aparece una histéresis térmica entre las curvas de enfriamiento y calentamiento de 10 K. La señal de Análisis Térmico Diferencial muestra anomalías tanto en las experiencias de enfriamiento como de calentamiento, con una histéresis térmica entre ambas, similar a la obtenida en el resto de medidas. Sin embargo, la contribución a la variación de entalpía calculada a partir de los datos de calor especíco es inferior a la señal de ATD en un intervalo de 8 K alrededor del máximo de la anomalía. Esto implica que la transición de fase es discontinua pero con un calor latente que se libera en un amplio intervalo de temperaturas, que corresponde a la región en que ambas fases coexisten. Los calores latentes para esta muestra toman los valores L = 50 J/mol en el calentamiento y L = 55 J/mol en el enfriamiento. El calor latente disminuye cuando aumenta la concentración de SrTiO 3 en la solución sólida, no siendo detectado para la muestra CST74, lo que se ha correlacionado con una incremento en la importancia de los desplazamientos antiferroeléctricos en la estructura Pbcm. A partir de los datos de calor especíco y calor latente se ha determinado el exceso de entropía, cuyo pequeño valor indica que los cambios estructurales asociados a la transición de fase tienen un carácter de transición de desplazamiento en lugar de orden-desorden. A partir de la relación entre el ujo de calor y la temperatura, se ha calculado la evolución de la fracción molar de la fase transformada en función de la temperatura, que presenta un comportamiento similar a una función escalón, aunque con incremento gradual en un intervalo de 10 K (intervalo de coexistencia mencionado anteriormente). Las medidas elásticas han permitido determinar la evolución con la temperatura de los módulos y las constantes elásticas junto con el parámetro de disipación acústica. La comparación del conjunto de datos ha permitido explicar que las anomalías de la cons tante dieléctrica y en el parámetro de disipación acústica se pueden interpretar como el resultado de la combinación lineal de las propiedades dieléctricas/elásticas de las fases I 4/mcm y Pbcm por separado en función de la fracción en volumen de fase transformada. Pbcm en la solución sólida Este estudio ha permitido caracterizar la transición I 4/mcm (Ca, Sr)TiO3, como de primer orden, aunque extendida en un amplio intervalo de tempera turas. Este trabajo se ha realizado dentro del proyecto FIS2006-04045 nanciado por la DGICYT. !"

Referencias [1] M. A. Carpenter, C. J. Howard, K. S. Knight, and Z. Zhang, J.Phys.: Condens.Maer 18, 10725 (2006). [2] M. C. Gallardo, J. Jiménez, and J. del Cerro, Rev. Sci. Instrum. 66, 5288 (1995). [3] R. E. A. McKnight, M. A. Carpenter, T. W. Darling et al., Am. Mineral. 92, 1665 (2007).

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Calor especíco de CuAlO 2 micro- y nanocristalino O. J. Durá y M. A. López de la Torre Departamento de Física Aplicada e Instituto de Investigaciones Energéticas y Aplicaciones Industriales, ETSII, Universidad de Castilla-La Mancha, 13071-Ciudad Real; [email protected].

Las propiedades térmicas de los materiales nanocristalinos son un tema de interés de la Física del Estado Sólido, tanto por las posibles aplicaciones tecnológicas como desde el punto de vista de la ciencia básica. En el caso del calor especíco, diversos autores han propuesto que, al reducirse el tamaño de grano hasta la escala nanométrica, la modicación del espectro vibracional consiguiente daría lugar a un comportamiento anómalo. En particular, las observaciones de contribuciones adicionales al calor especíco de diversos materiales nanocristalinos [1] se interpretaron en términos de un efecto de tamaño. Sin embargo, la existencia de este efecto ha sido objeto de controversia, pues otros autores han explicado este calor especíco adicional como el resultado de la existencia de agua adsorbida en la supercie de los granos [2]. El material objeto de este trabajo, CuAlO2 , es un óxido de estructura delafossita que se estudia por sus posibles aplicaciones como semiconductor transparente y material termoeléctrico a alta temperatura [3]. En el caso de esta segunda aplicación, reducir el tamaño de grano es una estrategia habitual orientada a disminuir la conductividad térmica del material (κ ). Puesto que a temperaturas por encima de tempertatura ambiente κ se obtiene habitualmente a partir de la difusividad térmica (κ = αρcp), es necesario realizar medidas precisas de calor especíco del material en función del tamaño de Figura 1. De abajo hacia arriba, espectros de difracción grano. En este trabajo presentamos de rayos X de los materiales de partida, CuAlO 2 nanolos resultados de experimentos de cristalino y microcristalino. calor especíco en dos muestras obtenidas mediante síntesis de estado sólido convencional de una mezcla estequiométrica de Cu2O y Al2O3 (muestra microcristalina) y molienda mecánica seguida de sinterizado a baja temperatura del polvo microcristalino obtenido previamente (muestra nanocristalina). En la gura 1 mostramos los espectros de difracción de rayos X en polvo correspon-dientes a las muestras y a la mezcla de los óxidos de partida. En los espectros de ambas muestras se observan los picos correspondientes a la estructura delafossita característica de CuAlO 2 y trazas de la fase secundaria CuAl2O4. Mientras que la muestra obtenida me-diante síntesis de estado sólido presenta picos Bragg muy estrechos, que indican tamaño de grano d > 1 μm, la anchura de los picos correspondientes a la obtenida tras 36 h de molienda indica una sustancial reducción del tamaño de grano (d ≈ 18 nm aplicando la fórmula de Scherrer). El calor especíco ( c p) se midió mediante calorimetría diferencial de barrido (DSC) en un sistema de análisis térmico Netzsch 449 Júpiter. Los experimentos se realizaron en el rango de temperatura entre 150 y 650 K, a un ritmo de 10 K/min y en atmósfera inerte. Como referencia 381


se midió un monocristal de zaro de capacidad caloríca similar a la de las muestras. Los experimentos se realizaron siempre tras un tratamiento térmico de las muestras a temperatura suciente como para liberar la mayor parte del agua u otros materiales adsorbidos pero sin dar lugar a crecimiento de grano. Los resultados se muestran en la gura 2. Como era de esperar, pues el material no experimenta ningún tipo de transición magnética ni estructural en el rango de temperatura de los experimen-tos, en los resultados se observa una saturación a valores de c p consistentes con los calculados a partir de la ley de Dulong y Petit y la regla de Neumann-Knopp (≈ 100 J/molK). Obsérvese que los resultados son similares para ambas muestras (dentro del margen del error instrumental, ± 3%), lo que permite descartar un apreciable efecto de tamaño en el calor especíco de CuAlO 2 , al menos para tamaños de grano entre 1 μm y 18 nm. Descartada una contribución adicional al calor especíco, hemos proce dido a realizar un análisis de nuestros resultados utilizando un modelo de Debye-Einstein, es decir, con-siderando que además de los modos acústicos existen modos ópticos que contribuyen a c p en el rango de temperaturas del experimento. El considerar una contribución de modos ópticos nos ha llevado, en primer lugar, constatar que es imposible ajustar nuestros datos utilizando sólo una función de tipo Debye, y por otra el hecho de que los experimentos de espectroscopía Raman muestran que en CuAlO 2 existen modos ópticos activos (a 770 cm 1). En la gura 2 mostramos ajustes a la expresión c = N c + N c , donde N , N , c y c son, p D D E E D E p E respectivamente, el número de modos acústicos, el número de modos ópticos, y las funciones tipo Debye y Einstein que representan su contribución al calor especíco. Siguiendo una discusión similar a la de Okuda et al. [4], hemos supuesto que N D = 3N E , es decir, sólo una de las especies atómicas interviene en los modos ópticos. En la tabla incluida en la gura 2 se indican los valores de N D , N E , temperatura de Debye (θD) y de Einstein ( θE) obtenidos para ambas muestras. Los valores de θD (≈ 600 K) son similares a los indicados en otros óxidos con estructura delafossita, y los altos valores de temperatura de Einstein son consistentes con los resultados de espectroscopía Raman. Para un estudio más completo planeamos realizar experimentos a más baja temperatura. Los autores agradecen la nancia- Figura 2. Calor especíco de CuAlO2 micro- y nanocrisción de la Junta de Comunidades de talino. Las línea continuas son ajustes a la expresión Castilla-La Mancha [Proyecto PCI08- c p = N DcD + N EcE (véase el texto). 0091-9017].


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Y. Volokitin et al., Nature 384, 621 (1996). J. Boerio-Goates et al., Nano Leers 6, 750 (2006). H. Kawazoe et al., Nature 389, 939 (1997). T. Okuda et al., Phys. Rev. B 77, 134423 (2008).


Propiedades mecánicas de composites porosos de hidroxiapatita preparados mediante compactación isostática a altas temperaturas M. A. Auger 1, B. Savoini 1, T. Leguey1, M. A. Monge 1, A. Muñoz 1, R. Pareja1 y J. Victoria 2 Departamento de Física. Universidad Carlos III de Madrid. Avda. de la Universidad, 30. 28911 Leganés, Madrid. mauger@s.uc3m.es. 2 Departamento de Física. Universidad de Las Palmas de Gran Canaria. 35017 Tara Baja, Las Palmas de Gran Canaria. 1

En el presente trabajo nos ocupamos de la sinterización y compactación isostática de hidroxiapatita (HA) sintética de grano no y elevada pureza, así como de tres composites bio compatibles: HA + 10 wt.% X, con X = TiO2 , Y2O3 y ZrO2. Hasta el momento se han publicado muy pocos trabajos en los que se lleve a cabo una caracterización mecánica de estos biocomposites preparados mediante la técnica de compactación isostática a altas temperaturas, HIP (hot isostatic pressing). La novedad del presente trabajo consiste en investigar la capacidad de la técnica de HIP para obtener estos biomateriales con propiedades mecánicas lo más similares a las del hueso, a la vez que con la porosidad necesaria para una adecuada osteconductividad [1-2]. El procedimiento seguido para obtener estos biomateriales comienza por el compactado isostático en frío, a 250 MPa, de los polvos de partida, seguido de un sinterizado a 1150 ºC durante cuatro horas, y nalmente un tratamiento de compresión isostática a 1250 ºC durante dos horas. Los materiales producidos se han caracterizado mediante medidas de densidad, difracción de rayos X, scanning electron microscopy (SEM), micro y nano-dureza y resistencia a la exión. La densidad aparente de los diferentes materiales preparados se ha determinado mediante las medidas de su masa y su volumen después de cada proceso al que han sido sometidos. También se ha calculado la densidad teórica aplicando la regla de las mezclas a la composi ción obtenida de los análisis de XRD. Además, con la nalidad de determinar la porosidad abierta, se han realizado medidas muy precisas de la densidad en un ultra-picnómetro de He. La porosidad total de los materiales después de la compactación isostática a altas temperaturas se ha determinado mediante la expresión P = (1 – ρh/ρth), y la porosidad abierta mediante Ρ0 = (1 – ρh/ρHe), donde ρh , ρth y ρHe son las densidades aparente, teórica y la medida con el ultra-picnómetro de He, respectivamente. Los valores obtenidos para la porosidad abierta se encuentran entre 0.24 (para el material resultante a partir de HA pura) y 0.35 (para el material obtenido a partir de HA-10TiO 2), lo que representa entre el 83% y el 97% de la porosidad total. Los valores de las propiedades mecánicas obtenidos en ensayos de exión se muestran en la Tabla I, siendo cada resultado el valor medio para seis ensayos de exión. Se dedu ce fácilmente que ni la composición de fase de los materiales resultantes, ni la relación de densicación, son los parámetros especícos que determinan las propiedades mecánicas de estos materiales. Así, por ejemplo, las mejores propiedades mecánicas corresponden al composite obtenido a partir de HA pura, que resulta como un material bifásico de composición HA-13.2 wt% β-TCP y una relación de densidad de 0.71. En tanto que las peores propiedades mecánicas corresponden al composite HA-10Y2O3, que también queda nalmente como un material bifásico con composición HA-7.4 wt% Y 2O3 , sin evidencia alguna de formación de la fase TCP, y una relación de densidad de 0.73. Los análisis de XRD muestran que los iones Y

383


procedentes del Y 2O3 se disuelven en la red de la HA ocupando las posiciones del Ca, e inhi biendo totalmente la descomposición de la HA.

Muestra

HA HA-10Y2O3 HA-10ZrO2 HA-10TiO2

Resistencia a Módulo de la exión exión ( MPa) E f (GPa)

35±4 8±5 8±3 16±5

66±15 22±13 21±15 37±10

Trabajo de Módulo de Nano-dureza fractura Young NH (GPa) -2 W f ( Jm ) E (GPa)

93±30 17±8 64±40 37±10

1.7±0.2 1.8±0.2 1.7±0.1 0.80.1

62±5 55±2 59±3 51±2

Densidad relativa

0.71 0.73 0.73 0.64

Tabla 1. Propiedades mecánicas de los diferentes materiales al nal de la compactación isostática a altas temperaturas. Los valores de E f y E están determinados a partir de las curvas de los ensayos de exión y de las medidas de nanoindentación, respectivamente, y la relación de densicación se dene como 1-P.

Entre las conclusiones nales, se debe destacar que las curvas de exión del composite HA-7.4 wt% Y2O3 resultan cualitativamente diferentes de las del material HA-13.2 wt% β-TCP, así como de las curvas de los otros composites. Las muestras obtenidas del material HA-7.4 wt% Y2O3 presentan una fractura no catastróca, caracterizada por un decrecimiento muy lento de la carga después de haber alcanzado el punto de carga máxima, lo que contrasta con el comportamiento frágil, -fractura catastróca-, del resto de los materiales. Las observaciones mediante SEM de las supercies de fractura permiten interpretar el mecanismo de propagación.

Referencias [1] K. A. Khalil, S. W. Kim and H. Y. Kim, Mat. Sci. Eng. A, 456, 368-372 (2007). [2] O. Prokopiev and I. Sevostianov, Mat. Sci. Eng. A, 431, 218-227 (2006).

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Inuencia de la deuteración, el campo eléctrico y la tensión uniaxial en la transición de fase tricrítica del TGSe F. J. Romero, M. C. Gallardo, J. M. Martín-Olalla, J. Manchado y J. del Cerro Departamento de Física de la Materia Condensada. Instituto de Ciencias de Materiales de Sevilla. Univer sidad de Sevilla-CSIC, Apartado 1065, 41080 Sevilla, España.

El selenato de triglicina [(NH 2CH2COOH)3H2SeO4], conocido como TGSe, es un material ferroeléctrico que pertenece a la familia del sulfato de triglicina (TGS). Tiene una transición de fase orden-desorden alrededor de 22ºC, siendo el grupo espacial de la fase de menor temperatura P21 y el de alta temperatura P21/m. Hemos analizado la transición de fase de una muestra de alta pureza de TGSe mediante medidas calorimétricas. Dentro de nuestra resolución experimental no detectamos calor latente lo que indica que la transición de fase es continua. Por su parte, los datos experimentales de calor especíco en la fase ferroeléctrica se ajustan a un potencial de Landau tricrítico, cuyos coecientes se han calculado (Tabla 1). Trabajos previos han mostrado que la transición de fase del TGSe se vuelve discontinua cuando el material se deutera [1], pero no se había llevado a cabo un estudio sistemático en busca de la relación entre el calor latente y el grado de deuteración. Por otra parte, la inuencia de campos eléctricos intensos sobre el TGSe ha sido estudiada previamente [2], sin embargo el carácter tricrítico de esta transición sugiere que la transición de fase debe ser muy sensible a campos eléctricos de débil intensidad, sobre todo en los alrededores de la transición de fase. Para llevar a cabo este estudio es necesario un sistema experimental de alta resolución, como el que disponemos, que dada su alta estabilidad térmica permite obtener valores ables de calor especíco en las proximidades de la transición de fase y, además, es capaz de separar de la variación de entalpía total, la parte correspondiente a la variación del calor especíco con la temperatura de la correspondiente al propio calor latente. Este sistema experimental, desarrollado en nuestro grupo de investigación, sigue el método denominado “Square Modulated Dierential Thermal Analysis” (SMDTA) basado en la calorimetría de conducción y ha sido desarrollado por nuestro grupo de investigación [3]. El calor especíco, c E , de la muestra pura y de dos muestras deuteradas al 50% y al 90% se ha medido enfriando y calentando a una velocidad de 0.03Kh-1. Se obtiene que la temperatura de transición aumenta y el máximo de calor especíco decrece cuando la deuteración aumenta, este último hecho indica que la deuteración aleja la transición del punto tricrítico. El calor latente se ha determinado en una segunda experiencia en la que el mismo equipo experimental funciona como un sistema de Análisis Térmico Diferencial (ATD) de alta resolución. El valor medio del calor latente obtenido enfriando y calentando se indica en la Tabla 1. Los coecientes del potencial de Landau:

c

m

DG = 1 AT c T - 1 Q 2 + 1 BQ 4 + 1 CQ 6 T c 4 2 6

calculados a partir de las medidas de calor especíco y calor latente de las tres muestras se presentan también en la Tabla I. Se observa que el producto AT c y el coeciente C permanecen aproximadamente constantes y el coeciente B aumenta con el grado de deuteración, como corresponde a una transición de fase de primer orden que se hace cada vez más discontinua.

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Muestra

TGSe (TGSe)0.5(DTGSe)0.5 (TGSe)0.1(DTGSe)0.9

L / Jg-1

ATc / J g-1

B / Jg-1

C / Jg-1

Tc / K

0 0.58±0.1 1.20±0.1

24.17 23.17 24.00

0 -1.65 -3.67

24.1 24.8 27.7

295.47 301.25 304.91

Tabla 1. Calor latente medio y coecientes del potencial de Landau para TGSe puro y dopado al 50 y al 90%.

Se ha estudiado también la inuencia de la tensión uniaxial y del campo eléctrico aplicado sobre la transición de fase del TGSe puro. Se ha puesto de maniesto que una pequeña tensión uniaxial de sólo σ = 10bar afecta signicativamente a los datos de calor especíco calentando y no tanto a los de enfriando, lo que indica que los datos enfriando no han alcanzado el equilibrio. En la gura 1 se representa el calor especíco obtenido enfriando a 0.03 Kh-1 para distintos campos eléctricos aplicados en la experiencia de enfriamiento. Se observa que la transición se ensancha y el máximo de calor especíco decrece al aumentar el campo eléctrico. Para campos eléctricos intensos los resultados son similares enfriando y calentando, sin embargo para campos eléctricos débiles el efecto del campo es de nuevo más signicativo calentando que enfriando. Dado el carácter tricrítico de la transición de fase del TGSe puro, un campo eléctrico tan pequeño Figura 1. Calor especíco para distintos campos eléctricos como 1V cm-1 hace que el sistema aplicados en el cristal TGSe puro. se aleje de dicho punto, aunque dicho efecto se observa en los datos calentando que son los correspondientes al equilibrio. En conclusión, indicamos que el calor especíco del TGSe puro es muy sensible a la deu teración, a la aplicación de campos eléctricos débiles y a pequeñas tensiones uniaxiales, mostrando, en los dos últimos casos, diferente comportamiento enfriando que calentando. Estos hechos se atribuyen al carácter tricrítico de esta transición, describiendo correctamente la teoría de Landau el comportamiento de estas transiciones de fase. Este trabajo se ha realizado dentro del proyecto FIS2006-04045 nanciado por la DGICYT

Referencias [1] C. Aragó and J.A. Gonzalo, J. Phys.: Condens. Maer 12, 3737 (2000). [2] B. Fugiel and M. Mierzwa, Phys. Rev. B 57(2), 777 (1998). [3] J. del Cerro, J.M. Martín-Olalla and F.J. Romero. Thermochim. Acta. 401, 149 (2003).

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Momentos magnéticos inducidos por defectos topológicos en grafeno M. P. López Sancho, F. de Juan y M. A. H. Vozmediano Instituto de Ciencia de Materiales de Madrid -CSIC, C/ Sor Juana Inés de la Cruz nº 3, Cantoblanco, 28049 Madrid, [email protected].

En grafeno, una monocapa de grato, el desorden produce efectos importantes en las propiedades electrónicas. Medidas recientes en muestras de grafeno suspendidas han indi cado que el desorden (vacantes, agujeros, dislocaciones y adsorbatos) es intrínseco a todas las muestras examinadas. Los defectos topológicos inducen momentos magnéticos en la red hexagonal del grafeno que junto con una determinada geometría de los bordes modican las propiedades electrónicas especialmente en muestras pequeñas. Las propiedades magnéticas detectadas en diferentes muestras de materiales formados por átomos de carbono parecen debidas a la existencia de espines desapareados en aquellos los átomos cuya coordinación ha variado debido a los defectos (1). Sin embargo no está determinado el mecanismo el mecanismo subyacente a la aparición de orden magnético de largo alcance en estos materiales. La naturaleza del desorden es clave para explicar el magnetismo encontrado en muestras de grato. El desorden en grafeno, una capa atómica bidimensional de átomos organizados formando una red hexagonal, se ha estudiado teoricamente (2) la formación y estabilidad de de defectos elásticos y se han encontrado dos tipos estables de dislocaciones denominadas “shue” y “glide”. La dislocación llamada “shue” está formada por un octágono con un “dangling bond” y la de tipo “glide” está compuesta por pares de pentágonos-heptágonos. Estos dos tipos de dislocaciones tienen implicaciones en el comportamiento magnético de las muestras grafeno. En este trabajo se estudian las propiedades magnéticas inducidas por defectos y dislocaciones en grafeno. Se describe el grafeno con un hamiltoniano de tipo "tight-binding", considerando los orbitales pz de los átomos de carbono. Se incluye la interacción electrón-electrón con un término Hubbard. Las soluciones obtenidas por campo medio presentan polarización de espín a partir de un valor crítico de la interacción (2). Este valor crítico depende de la intensidad de los defectos presentes en la red. Los autores agradecen la nanciación del MICINN [FIS2005-05478-C02-01, FIS200800124].

Referencias [1] M. A. H. Vozmediano, M. P. López-Sancho, T.Stauber, F. Guinea., Phys.Rev.B 72, 155121 (2005). [2] M.P. López-Sancho, F. De Juan, M.A.H. Vozmediano, Phys. Rev,.B 79, 075413 (2009).

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Pérdida de energía de haces de H + y He+ en materiales orgánicos Pablo de Vera 1, Isabel Abril 1, Rafael Garcia-Molina 2 y Cristian D. Denton 1 Departament de Física Aplicada, Universitat d’Alacant, Apartat 99, E-03080 Alacant. Departamento de Física - CIOyN, Universidad de Murcia, Apartado 4021, E-30080 Murcia.

1 2

En los últimos años ha aumentado el interés por el uso de haces de iones energéticos en los tratamientos por radioterapia debido a sus ventajas con respecto al procedimiento convencional basado en haces de fotones o electrones. Los iones energéticos poseen una transferencia máxima de energía en el blanco al nal de su trayectoria, por lo que dañan el tumor con un efecto mínimo en el tejido sano. Usualmente la interacción de haces de partículas energéticas con materiales se centra en dos magnitudes clave que describen el frenado del haz: el poder de frenado (stopping power) y el straggling en la pérdida de energía. Los valores de estas magnitudes para materiales de interés biológico son importantes para calcular las dosis suministradas en radioterapia, ya que los códigos de simulación son sensibles a dichos parámetros. El formalismo dieléctrico permite calcular la pérdida de energía electrónica de haces de iones energéticos en sólidos [1], para lo cual hemos de conocer previamente la función de pérdida de energía (ELF) del material. En este trabajo describimos las propiedades dieléctricas de diversos materiales orgánicos, como agua líquida, DNA y kapton, mediante el modelo MELFGOS, donde se describen las excitaciones de los electrones externos como una combinación lineal de ELF tipo Mermin [2] y la excitación de los electrones de las capas internas mediante intensidades generalizadas de oscilador [3-4]. El modelo se ajusta con los datos experimentales en el límite óptico (momento transferido nulo) atendiendo al cumplimiento de diversas reglas de suma. La ventaja de este modelo reside en su capacidad de extender la ELF de forma automática a transferencias de momento distinto de cero, mientras que otros modelos han de establecer explícitamente una relación de dispersión. Mediante el procedimiento mencionado, hemos calculado el poder de frenado y el stra ggling en la pérdida de energía electrónica de haces de iones de H + y He+ en agua líquida, ADN y kapton. Los resultados teóricos se comparan con los datos experimentales disponibles en la literatura en función de la energía del haz incidente. Se agradece al Ministerio de Ciencia e Innovación su apoyo económico a los proyectos FIS2006-13309-C02-01 y FIS2006-13309-C02-02, así como su ayuda a Cristian D. Denton con el programa Ramón y Cajal. Pablo de Vera agradece al Ministerio de Educación, Política Social y Deporte su apoyo a través de las Becas Colaboración.

Referencias [1] J. Lindhard, On the properties of a gas of charged particles, K. Dan. Vidensk. Selsk. Mat.-Fys. Medd. 28, No. 8 (1954). [2] N. D. Mermin, Lindhard dielectric funtion in the relaxation-time approximation, Phys. Rev. B 1 (1970) 2362. [3] I. Abril, R. Garcia-Molina, C. D. Denton, F. J. Pérez-Pérez and N. R. Arista, Dielectric description of wakes and stopping powers in solids, Phys. Rev. A 58 (1998) 357. [4] S. Heredia-Avalos, R. Garcia-Molina, J. M. Fernández-Varea and I. Abril, Calculated energy loss of swi He, Li, B and N ions in SiO2, Al2O3, and ZrO2, Phys. Rev. A 72 (2005) 052902.

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Nanoestructuras magnéticas mediante litografía interferométrica láser I. Cornago1, J. Pérez-Conde 2, J. Sevilla3, M. J. Garde 3 y R. J. Ortega-Hertogs 2 FideNa. Campus de Arrosadía. 31006 Pamplona. Departamento de Física, Universidad Pública de Navarra, 31006 Pamplona. 3 Departamento de Electricidad y Electrónica, Universidad Pública de Navarra, 31006 Pamplona. 1 2

La litografía interferométrica láser permite la fabricación de patrones de líneas así como de retículas rectangulares o hexagonales mediante la exposición simple o doble de fotoresinas apropiadas a un patrón interferencial de líneas. En un sistema en conguración de espejo de Lloyd, el patrón se consigue mediante la interferencia del haz incidente con el reejado en un espejo, que forma un diedro a 90º con el plano del sustrato. La periodicidad del patrón de líneas depende del ángulo de incidencia del haz y de la longitud de onda del haz láser empleado. [1,2] En FideNa, en el marco del proyecto SANBioNS [3], mediante un sistema de este tipo que emplea un láser de He-Cd ( λ = 325 nm), hemos estudiado la inuencia de las diferentes etapas del proceso de fotolitografía para la fabricación sobre fotoresinas apropiadas de a) patrones de líneas de periodicidad Λ ~ 300 nm y tamaño de línea ~ 100 nm, de aspecto de forma ~ 1:5, y b) redes de nanopilares de diámetro ~ 100 nm y aspecto de forma ~ 1:5. (Fig. 1) Estos sustratos nanoestructurados han servido de molde para la fabricación de nanoestructuras magnéticas de Co y de NiFe mediante evaporación térmica y li-o . Mediante efecto Kerr magneto-óptico, se han medido los ciclos de histéresis magnética de estas nanoestructuras y se ha estudiado la inuencia en su comportamiento magnético de las interacciones magnéticas de origen dipolar, que resultan de modicar el tamaño y la periodicidad de los nanomotivos. Los autores agradecen la nanciación de la Comisión Interministerial de Ciencia y Tecnología, a través del proyecto CICyT TEC2007-68065-C03-03/TCM.

Figura 1. Imágenes de FESEM de las nanoestructuras en resina fotosensible.

Referencias [1] C.A. Ross, S. Haratani, F.J. Castaño, Y. Hao, M. Hwang, M. Shima, J.Y. Cheng, B. Vögeli, M. Farhoud, M. Walsh, H.I. Smith, J. Appl. Phys., 91 (2002), 6848. [2] Q. Xie, M.H. Hong, H.L. Tan, G.X. Chen, L.P. Shi, T.C. Chong. J. Alloys and Compounds, 449 (2008), 261. [3] SANBioNS: Self-Assembly of Nanoparticles and Biomolecules on Nanopaerned Surfaces. Contrato OTRI 2008807022 entre la Fundación para I+D+i en Nanotecnología en Navarra (FideNa) y el Grupo Multidisciplicar en Nanotecnología de la Universidad Pública de Navarra.

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Síntesis y caracterización de La 0.7Sr0.3MnO3 obtenido mediante aleación mecánica D. Arias1,2, D. Salazar 1, O. J. Durá 1, J. P. Andrés 1, J. E. Villegas 3 y M. A. López de la Torre 1 Departamento de Física Aplicada, ETSII, Universidad de Castilla-La Mancha, 13071-Ciudad Real. Departamento de Física, Universidad del Quindío, Armenia, Colombia. 3 CNRS Thales, Unite Mixte Phys, RD 128, F-91767 Palaiseau, France; [email protected]. 1 2

Las manganitas La1-xSrxMnO3 han sido objeto de numerosos estudios debido a sus interesantes propiedades eléctricas y magnéticas, la más relevante la observación de magnetorresistencia colosal [1]. Su diagrama de fases muestra distintos tipos de orden magnético en función del contenido de Sr: orden ferromagnético (FM) para x < 0.6, y antiferromagnetismo (AF) para x > 0.6. Por otra parte, el estado paramagnético (PM) es aislante para x < 0.2, lo que implica que la transición PM-FM viene acompañada por una transición Metal-Aislante, y conductor para x > 0.2. El estado paramagnético conductor es interesante per se , ya que muestra valores de resistividad muy próximos a lo que habitualmente se considera el límite del comportamiento metálico. Las muestras estudiadas se obtuvieron mediante aleación mecánica y posterior sinterizado en aire de los óxidos de partida (La2O3 , SrO y Mn2O3), a temperaturas de sinterizado T s comprendidas entre 600o C y 1200o C. Los patrones de difracción de rayos X del polvo obtenido tras un tiempo de molienda de 56 horas muestran picos anchos, aparentemente correspondientes a una estructura perovskita cúbica, que se mantiene para temperaturas de sinterizado 600o C ≤ T s < 1000º C. Para T s ≥ 1000 aparecen nuevos picos consistentes con la formación de la estructura romboédrica característica de La 1-xSrxMnO3 para este Figura 1. De abajo hacia arriba: espectros de difracción rango de concentraciones (véase la gu- de rayos X para los polvos molidos durante 56 horas y ra 1). Los tamaños de grano varían entre las muestras tratadas a 800o C y 1200o C. d = 20 nm y d ≥ 1 μm, calculados a partir de la anchura de los picos Bragg de los patrones de difracción de rayos X. Las temperaturas de Curie de las muestras sinterizadas se determinaron mediante ter mogravimetría en campo magnético (TGM) (véase la gura 2) y medidas de calor especíco. Para T s ≥ 800o C, en las curvas de TGM aparecen claras transiciones magnéticas a temperaturas de Curie T c del orden de 360 K. Identicamos T c con la temperatura correspondiente a la máxima pendiente de la curva TGM. Los valores obtenidos son los esperados para La0.7Sr0.3MnO3 (ref. 1). Las transiciones se estrechan al aumentar la temperatura de sinteri zado T ,s como consecuencia de la mayor homogeneidad composicional y menor grado de desorden de las muestras.

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Para temperaturas de sinterizado T s ≥ 1000o C las transiciones magnéticas son muy abruptas, en perfecto acuerdo con los resultados de calor especíco, que revelan picos en c p prácticamente a las mismas temperaturas, como se aprecia en el inserto de la gura 2 para las muestras sinterizadas a 1000o C y 1200o C. La altura y estrechez del pico demuestran la homogeneidad de los materiales obtenidos mediante aleación mecánica y tratamiento térmico. En las muestras sinterizadas a T s < 900 K el pico Figura 2. Curvas de TGM, normalizadas respecto al valor de calor especíco está peor denido, total de la señal debida al orden magnético, para muestras lo que indica una estructura más des- sinterizadas a varias temperaturas. En la gráca inserta se ordenada e inhomogénea. Las medi- muestran los resultados de medidas de c cerca de T , para p c das de transporte eléctrico indican las muestras sinterizadas a 1000o C C y 1200 o C. también marcadas anomalías que conrman la existencia de una transición magnética muy bien denida. Las propiedades magnéticas de la muestra tratada a 1000o C han sido estudiadas con mayor detalle por medio de medidas de imanación en función de la temperatura y ciclos de histéresis a 10 K. En la gura 3 presentamos parte de los resultados de las medidas magnéticas. La imanación de saturación a 10 K alcanza valores de hasta 83 emu/g con campo aplicado de 30 kOe, similares o superiores a los obtenidos en materiales de la misma composición preparados mediante otras técnicas Figura 3. Ciclo de histéresis de la muestra sinterizada a de síntesis y sinterizados a tempera- 1000o C, medido a T = 6 K. La gura inserta es una ampliación de la región de bajo campo (H c ≈ 57Oe). turas más altas [2]. En resumen, en este trabajo presentamos resultados de un estudio de propiedades estructurales, térmicas y magnéticas que demuestran la posibilidad de sintetizar La 0.7Sr0.3MnO3 de gran calidad mediante aleación mecánica de los óxidos de partida. Está en marcha un estudio de las propiedades eléctricas, térmicas y magnéticas del material en función del tamaño de grano. Los autores agradecen la nanciación de la Junta de Comunidades de Castilla-La Mancha [Proyecto PCI08-0091-9017].

Referencias [1] M. B. Salamon y M. Jaime, Reviews of Modern Physics 73, 583 (2001). [2] S. Taran, B. K. Chaudhuri, S. Chaerjee, H. D. Yang, S. Neeleshwar, y Y. Y. Chen, J. Appl. Phys. 98, 103903 (2005).

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Generación de nano-strings en películas delgadas de Co sobre micro-cantilevers de Si: propiedades magneto-mecánicas V. Madurga, C. Favieres y J. Vergara Laboratorio de Magnetismo, Departamento de Física, Universidad Pública de Navarra, 31006 Pamplona; [email protected]

Micro-cantilevers de Si de 400 μm x 50 μm x 2 μm, y frecuencia de resonancia mecánica ν0 ≈ 104s-1 , han sido recubiertos con una película delgada de Co, de espesor t ≈ 10-20 nm, depositada mediante plasma producido por láser pulsado, PLD, en una cámara con un vacío de 10-6 mbar. Se ha utilizado un láser de Nd:YAG de λ = 1024 nm, 20 Hz de repetición de pulsos de 4 ns, con una energía media por pulso, en el spot de 12 mm2 sobre el target de Co, de 220 mJ. La incidencia del plasma sobre los substratos (2 micro-cantilevers y 2 círculos cubreobjetos de vidrio de 7 mm de diámetro) ha sido oblicua. Para ello los micro-cantilevers y los círculos de vidrio han sido colocados a 75 mm de distancia del target y sobre la supercie lateral de un cono (con su eje perpendicular a la supercie del target) de ángulo 2 θ = 100 grados. Así, la incidencia del plasma sobre los substratos ha sido oblicua, formando un ángulo con la normal al substrato θ = 50o , durante un tiempo de 15 min. Los micro-cantilevers se han alojado en soportes especiales que han permitido disponer su eje longitudinal paralelo a la generatriz del cono, en uno de ellos, y perpendicular a esta generatriz en el otro. Ya ha sido establecido que películas de Co PLD en incidencia oblicua sobre substratos de vidrio exhiben una morfología de nano-strings de longitudes entre 200 y 300 nm y espesor medio controlado entre 8 nm y 30 nm. Estas nano-strings, perpendiculares al plano de incidencia del plasma, producen una anisotropía magnética con dirección fácil para la imanación paralela a las nano-strings. Los campos de anisotropía toman valores controlados, al igual que la anchura de las nano-strings, H k entre 12 Oe y 700 Oe.[1]. Esta morfología supercial es similar a la producida en películas de Cu bombardeadas con Ar+ [2] o las obtenidas por integración de la ecuación de la cinética de la supercie de películas sometidas a erosión oblicua [3]. En el trabajo ahora presentado se han realizado estudios de microscopía de efecto túnel, STM, de la supercie del depósito sobre substratos de vidrio, conrmándose la generación de nano-strings de 250-300 nm de longitud y 12-14 nm de anchura media y con dirección perpendicular al plano de incidencia del plasma. Los ciclos de histéresis magnética de estas películas, medidos con magnetómetro de muestra vibrante, VSM, han revelado una anisotropía magnética con dirección paralela a las nano-strings y valor de H k ≈ 380 Oe. Se han realizado también análisis de STM directamente sobre los depósitos en los micro-cantilevers. Así se ha detectado la generación de nano-strings sobre los micro-cantilevers similares a las de los substratos de vidrio, y también perpendiculares al plano de incidencia del plasma. De esta manera se ha logrado y observado la disposición de las nano-strings del depósito de Co paralelas a la dirección longitudinal del micro-cantilever para aquél dispuesto perpendicular a la generatriz del cono y nano-strings perpendiculares a la dirección longitudinal del micro-cantilever para el colocado paralelo a la generatriz del cono. La esperada diferente anisotropía magnética presente en los dos tipos de micro-cantilevers (con nano-strings longitudinales o transversales) debería producir un diferente comportamiento de cada uno de ellos al someterlos al mismo campo magnético. Cada uno de ambos micro-cantilevers, con el correspondiente depósito de Co, se ha colocado en la cabeza de tra bajo de un equipo de AFM [4], midiendo su frecuencia de resonancia mecánica, ν. Se ha sometido a un campo magnético, perpendicular al micro-cantilever, no uniforme B ≈ 3200 G en una

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región del mismo de gradiente ∂B/∂z ≈ 2400 G/cm y se ha medido nuevamente la frecuencia de resonancia, bajo el campo aplicado νB. Se ha encontrado que para los micro-cantilevers con nano-strings longitudinales el campo magnético prácticamente no altera la frecuencia de resonancia del micro-cantilever ( νB2/ ν2 ≥ 1); al contrario los micro-cantilevers con nanostrings transversales experimentan una fuerte disminución de su frecuencia de resonancia cuando están sometidos a la acción del mismo campo magnético descrito ( νB2/ ν2 = 0.963). Este comportamiento ha sido explicado al considerar que la anisotropía magnética debida a las nano-strings, favorece en unos micro-cantilevers o impide en otros la aparición de la fuerza del gradiente del campo magnético sobre los micro-cantilevers. En conclusión, se han generado nano-strings de Co sobre microcantilevers de Si cuando éste se ha depositado oblicuamente. El análisis por STM de los microcantilevers ha conrma do la existencia de estas nano-strings con direcciones predeterminadas longitudinales o transversales. Se ha podido discriminar entre uno u otro tipo de nano-strings por su anisotropía magnética y la diferente respuesta mecánica de los microcantilevers al someterlos al mismo campo magnético no uniforme. El límite inferior de momento magnético detectado de esta manera ha sido 10-8 emu. Los autores agradecen al Ministerio de Educación la ayuda recibida por medio del pro yecto MAT2007-66252.


V. Madurga, J. Vergara and C. Favieres, J. Mag. Mag. Mat. 272-276, 1681 (2004). S. Rusponi, G. Constantini, C. Boraño and U. Valbusa, Phys. Rev. Le. 81, 4184 (1998). J. Muñoz-García, M. Castro and R. Cuerno, Phys. Rev. Le. 96, 086101 (2006). I. Horcas, R. Hernández, J.M. Gómez-Rodríguez, J. Colchero, J. Gómez-Herrero and A.M. Baró, Rev. Sci. Instrum. 78, 013705 (2007).

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