Журнал неорганической химии, 2021, T. 66, № 2, стр. 242-249
Теплоемкость и термодинамические функции ортониобата неодима
Г. Е. Никифорова a, *, О. Н. Кондратьева a, А. В. Тюрин a, М. А. Рюмин a, А. В. Хорошилов a, К. С. Гавричев a
a Институт общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова РАН
119991 Москва, Ленинский пр-т, 31, Россия
* E-mail: gen@igic.ras.ru
Поступила в редакцию 05.06.2019
После доработки 09.06.2019
Принята к публикации 27.06.2020
Аннотация
Теплоемкость поликристаллического ортониобата неодима NdNbO4 изучена методами релаксационной, адиабатической и дифференциальной сканирующей калориметрии в интервале 2–1370 K. В низкотемпературной области подтверждено наличие магнитного превращения с температурой Нееля ниже 2 K. Показано, что обратимый фазовый переход при температуре 987 K относится к фазовым переходам второго рода. Оценена величина вклада аномалии Шоттки в теплоемкость ортониобата неодима. На основе полученных данных рассчитаны температурные зависимости стандартных термодинамических функций в интервале от 0 до 1400 K. При температуре 298.15 K они имеют следующие значения: $С_{p}^{^\circ }$(298.15 K) = 121.4 ± 0.4 Дж/(K моль), S°(298.15 K) = 134.7 ± 0.5 Дж/(K моль), H°(298.15 K) – H°(0 K) = 21.24 ± 0.17 кДж/моль, Ф°(298.15 K) = 63.43 ± 0.21 Дж/(K моль).
ВВЕДЕНИЕ
В последнее десятилетие заметно выросло число публикаций, посвященных исследованиям структурных особенностей и физико-химических свойств ортониобатов редкоземельных элементов. Такой интерес обусловлен высокой химической и термической стабильностью этого класса соединений наряду с многофункциональностью и возможностью практического применения в качестве люминофоров, оптических материалов [1–3], сенсоров [4] и микроволновых устройств [5–7]. Изучение термофизических свойств NdNbO4 выявило, что по сравнению с диоксидом циркония, стабилизированным иттрием, ортониобат неодима имеет более низкую плотность и теплопроводность [8], а также более высокие значения коэффициента теплового расширения и бóльшую вязкость разрушения [9], что позволит создавать на его основе долговечные термобарьерные покрытия. Другим направлением исследований является модификация микроволновых диэлектрических свойств керамики NdNbO4 путем катионного замещения [7, 10, 11] или создания композитных материалов [12]. Для практического использования получаемых материалов необходимо предварительное моделирование возможных процессов и взаимодействий. Такие расчеты проводятся на основе термодинамических характеристик, которые в настоящее время для NdNbO4 практически отсутствуют.
Подобно другим ортониобатам РЗЭ, NdNbO4 при комнатной температуре имеет моноклинную структуру минерала фергюсонита (пр. гр. I2/a, Z = 4). Эту структуру можно рассматривать как искаженную структуру шеелита (пр. гр. I41/a, Z = 4), в которой изолированные тетраэдры NbO4 изменили свою ориентацию, образуя многогранники NbO4+2 и увеличивая тем самым координацию ниобия [13–15]. При повышении температуры происходит обратимый переход в тетрагональную фазу. Данный переход изучали методами возмущенных угловых корреляций [16], рентгеновской дифракции [5, 17], дилатометрии [8, 9, 18] и с помощью диэлектрических измерений [5, 17]. При этом разброс полученных значений температуры фазового перехода составляет от 953 до 1007 K. Какие-либо калориметрические исследования ортониобата неодима ранее не проводились.
Настоящая работа посвящена изучению теплоемкости поликристаллического ортониобата неодима калориметрическими методами в широком температурном диапазоне, выявлению аномальных вкладов в теплоемкость NdNbO4, исследованию фазового перехода из моноклинной в тетрагональную фазу, а также расчету стандартных термодинамических функций в интервале 0–1400 K.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ
Ортониобат неодима синтезировали твердофазным методом. В качестве исходных реагентов использовали предварительно прокаленный при температуре 1000°С оксид неодима Nd2O3 (чистота 99.9%) и оксид ниобия Nb2O5 (99.95%). Смесь оксидов, взятых в стехиометрическом соотношении, гомогенизировали и отжигали при температуре 1400°С в течение 15 ч с двумя промежуточными перетираниями.
Фазовый состав синтезированного образца контролировали методом рентгенофазового анализа. Исследования проводили на дифрактометре Bruker D8 Advance (CuKα-излучение, Ni-фильтр, LYNXEYE-детектор, геометрия на отражение) в интервале углов 2θ = 10°–65°. Индицирование рентгенограммы и расчет кристаллографических параметров осуществляли методом полнопрофильного анализа с помощью программы Bruker TOPAS 4. Полученные рентгенографические данные свидетельствуют о фазовой чистоте ортониобата неодима и кристаллизации его в моноклинной структуре фергюсонита (пр. гр. I2/a, Z = 4). Рассчитанные параметры элементарной ячейки при комнатной температуре (a = 5.466(5), b = = 11.282(9), с = 5.147(3) Å, β = 94.50(5)°, V = = 316.4(2) Å3) хорошо согласуются с литературными данными [15, 19].
Контроль химического состава проводили методом рентгенофлуоресцентной спектрометрии с помощью спектрометра Bruker M4 TORNADO. Результаты рентгенофазового и рентгенофлуоресцентного анализа представлены на рис. 1.
Рис. 1.
Результаты рентгеновской дифракции (а) и рентгенофлуоресцентного анализа (б) синтезированного NdNbO4.

Теплоемкость NdNbO4 в интервале температур 2–95 K измеряли методом релаксационной калориметрии с помощью многофункциональной установки PPMS-9 (Quantum Design). Для проведения эксперимента предварительно спрессованный в таблетку образец закрепляли на датчике с помощью криогенной высоковакуумной смазки Apiezon N. По данным предварительной калибровки, погрешность измерений теплоемкости в изучаемом диапазоне составляла ±2%.
Измерение теплоемкости NdNbO4 в температурном интервале 78–336 K проводили с помощью низкотемпературного адиабатического калориметра БКТ-3 с использованием азота в качестве криогенной жидкости. Методика измерений подробно описана в работе [20]. Погрешность измерений теплоемкости в изучаемом температурном интервале не превышала ±0.2%.
Для изучения фазового перехода и измерения теплоемкости NdNbO4 в области высоких температур (340–1370 K) использовали синхронный термический анализатор Netzsch STA 449 F1 Jupiter®. Измерения проводили в платиновых тиглях с крышкой в режиме нагрева и охлаждения со скоростью 20 град/мин в атмосфере газообразного аргона (чистотой 99.9995%). В качестве стандартного образца сравнения использовали синтетический сапфир (α-Al2O3). Особое внимание было уделено максимальному повышению чувствительности сигналов при измерении теплового потока. Для этого перед каждым экспериментом проводили несколько циклов откачка–заполнение инертным газом и строго контролировали положение тигля на держателе образца.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
Температурная зависимость теплоемкости ортониобата неодима в области 0–500 K представлена на рис. 2. Размер символов визуализирует величину погрешности измерения теплоемкости каждым из трех методов. Совпадение экспериментальных значений теплоемкости Cp(T), полученных двумя различными методами в температурном интервале 78–95 K, свидетельствует о высокой надежности полученных данных.
Рис. 2.
Температурная зависимость теплоемкости NdNbO4 в интервале 0–500 K: символами показаны экспериментальные значения, полученные методами релаксационной (квадраты) и адиабатической (ромбы) калориметрии, ДСК (круги); линиями – сглаженные значения $C_{p}^{^\circ }(T),$ рассчитанные по уравнениям (1) и (2). На вставке выделена область низкотемпературной аномалии.

Ниже ~10 K наблюдается аномальное увеличение теплоемкости при понижении температуры (вставка на рис. 2), что говорит о наличии фазового перехода в низкотемпературной области. Данный переход имеет магнитную природу и связан с изменением энергетического состояния иона Nd3+. Сведения о магнитном поведении ортониобата неодима в низкотемпературной области весьма противоречивы. Авторы [21] сообщили о существовании антиферромагнитного упорядочения у поликристаллического NdNbO4 при температуре ~25 K. В то же время в работе [22] при изучении магнитной восприимчивости небольших кристаллов ортониобата неодима отмечено, что в интервале 1–4.2 K они остаются парамагнитными. Позднее в [23] обнаружена аномальная анизотропия парамагнитного поведения NdNbO4 ниже 100 K и отмечено отсутствие какого-либо магнитного превращения выше 4.2 K. Полученные нами данные о теплоемкости ортониобата неодима подтверждают выводы, сделанные в работах [22, 23]. Нисходящая ветвь низкотемпературной магнитной аномалии, наблюдаемая на зависимости Cp(T), свидетельствует о наличии температуры Нееля, которая находится за пределами наших измерений. Все это указывает на то, что для ортониобата неодима TN < 2 K.
Выше 10 K теплоемкость NdNbO4 плавно увеличивается с ростом температуры и не имеет каких-либо особенностей вплоть до структурного перехода в шеелитную фазу. В области фазового перехода на температурной зависимости теплоемкости видна четко выраженная ступенька, которая проявляется как в режиме нагрева, так и в режиме охлаждения (рис. 3).
Рис. 3.
Температурная зависимость теплоемкости NdNbO4 в интервале 300–1400 K: символами показаны экспериментальные значения, полученные методом ДСК в режиме нагревания (круги) и охлаждения (ромбы); линиями обозначены сглаженные значения $C_{p}^{^\circ }(T),$ рассчитанные по уравнению (2), и зависимость $C_{p}^{^\circ }(T),$ полученная экстраполяцией уравнения (1).

Как правило, в реальных системах наблюдается увеличение теплоемкости перед температурой фазового перехода, и зависимость Cp(T) напоминает греческую букву λ. Однако для ортониобатов РЗЭ поведение теплоемкости в области фазового превращения соответствует феноменологической теории Ландау, т.е. при переходе из упорядоченной в неупорядоченную фазу происходит скачкообразное понижение теплоемкости [24–27]. Следует также отметить, что значения теплоемкости, полученные в режиме нагрева и охлаждения, отличаются менее чем на 1%, что значительно ниже погрешности эксперимента. Вид температурной зависимости теплоемкости Cp(T) и отсутствие гистерезиса в момент фазового перехода говорят в пользу того, что при температуре 987 K в ортониобате неодима происходит фазовый переход второго рода. Данный вывод вступает в противоречие с результатами структурных исследований перехода фергюсонит–шеелит некоторых ниобатов LnNbO4. В ряде публикаций сообщается об обнаружении небольшой двухфазной области [13, 14, 28], которой не должно быть при непрерывных переходах второго рода. Возможной причиной такого несоответствия является доменная структура ортониобатов РЗЭ. Исследования методом рентгеновской дифракции фиксируют структурные изменения ближнего порядка, которые могут различаться для отдельных доменов, в то время как теплоемкость вещества является макросвойством и отражает изменения, происходящие по всему объему вещества.
Математическая обработка экспериментальных данных
Теплоемкость NdNbO4 в области низкотемпературной аномалии удовлетворительно описывается полиномиальной функцией:
Cp(T) = 1.5385471 – 0.693570T + 0.1315062T 2 – ‒ 0.0120076T 3 + 5.5216 × 10–4T 4 – 9.537 × 10–6T 5.
Экспериментальные значения теплоемкости в интервале 10–336 K, полученные двумя разными методами, были сглажены совместно. В качестве аппроксимирующей функции использовали уравнение, которое учитывает вклад акустических и оптических мод в теплоемкость вещества и не дает осцилляций при экстраполяции:
(1)
$C_{p}^{^\circ }\left( T \right) = n\left[ {\left( {\frac{1}{3}} \right)\sum\limits_{j = 1}^3 {{{a}_{j}}{{D}_{j}}} \left( {\frac{{{{\theta }_{j}}}}{T}} \right) + {{a}_{4}}E\left( {\frac{{{{\theta }_{E}}}}{T}} \right)} \right],$Таблица 1.
Параметры уравнения (1) для расчета теплоемкости NdNbO4 в температурном интервале 10–400 K
Параметр | Значение |
---|---|
a1, 1/моль | 0.84833 |
a2, 1/моль | 0.77833 |
a3, 1/моль | 0.84833 |
a4, 1/моль | 0.250 |
θ1, K | 396 |
θ2, K | 230 |
θ3, K | 824 |
θE, K | 1026 |
σ2, Дж2/(K2 моль2) | 0.0457 |
Экспериментальные значения теплоемкости, полученные методом ДСК, были разделены на два температурных интервала (до фазового перехода и после), и каждый участок был сглажен отдельно с помощью уравнения Майера–Келли:
Ввиду отсутствия температурного интервала перекрывания экспериментальных значений теплоемкости, полученных методами адиабатической калориметрии и ДСК, для получения корректных термодинамических данных необходимо провести дополнительное согласование двух ветвей теплоемкости. Поэтому до фазового перехода сглаживание проводили на участке 300–970 K, частично включив в него низкотемпературные данные. Поскольку точность определения теплоемкости методом адиабатической калориметрии значительно превышает точность ДСК, также была проведена экстраполяция низкотемпературной зависимости Cp(T) в область высоких температур с помощью уравнения (1). Обе полученные зависимости показаны на рис. 2 и 3. Расхождение между ними, составляющее 2.6% при 340 K, уменьшается до нуля при 400 K.
Коэффициенты уравнения (2) представлены в табл. 2 для обоих температурных интервалов.
Таблица 2.
Параметры уравнения (2) для расчета теплоемкости NdNbO4 в интервале 400–1400 K
Параметр | 400–987 K | 987–1400 K |
---|---|---|
a, Дж/(K моль) | 126.49753 | –48.77156 |
b, Дж/(K2 моль) | 0.04401 | 0.141994 |
c, Дж K/моль | –1 341 137 | 64 128 825 |
R2 | 0.9976 | 0.9915 |
На основе сглаженных значений теплоемкости были рассчитаны температурные зависимости стандартных термодинамических функций NdNbO4: энтропии S°(T), изменения энтальпии H°(T) – H°(0) и приведенной энергии Гиббса Ф°(T) (табл. 3). Вклад низкотемпературного магнитного превращения в теплоемкость NdNbO4 не учитывался в расчете стандартных термодинамических функций. В интервале 0–11 K значения Cp(T) рассчитывали путем экстраполяции уравнения (1) к 0 K. Расчет термодинамических функций после фазового перехода проводили с учетом того, что данный переход является непрерывным и изменение энтальпии и энтропии происходит в точке.
Таблица 3.
Температурные зависимости термодинамических функций NdNbO4
T, K | $C_{p}^{^\circ }$(T), Дж/(K моль) |
S°(T), Дж/(K моль) |
H°(T) – H°(0), Дж/моль |
Ф°(T)*, Дж/(K моль) |
---|---|---|---|---|
2 | 0.002462** | 0.000872 | 0.001462 | 0.000141 |
4 | 0.01969 | 0.00672 | 0.02085 | 0.00151 |
6 | 0.06646 | 0.02241 | 0.10238 | 0.00535 |
8 | 0.1575 | 0.0529 | 0.3199 | 0.0129 |
10 | 0.3078 | 0.1031 | 0.7771 | 0.0253 |
12 | 0.5022 | 0.1779 | 1.607 | 0.0440 |
14 | 0.7676 | 0.2826 | 2.976 | 0.0700 |
16 | 1.118 | 0.421 | 5.068 | 0.105 |
18 | 1.593 | 0.599 | 8.101 | 0.149 |
20 | 2.218 | 0.821 | 12.32 | 0.205 |
25 | 4.449 | 1.587 | 29.70 | 0.399 |
30 | 7.498 | 2.680 | 59.91 | 0.683 |
35 | 11.04 | 4.10 | 106.2 | 1.07 |
40 | 14.89 | 5.82 | 170.9 | 1.55 |
45 | 18.91 | 7.81 | 255.4 | 2.13 |
50 | 23.00 | 10.01 | 360.1 | 2.81 |
55 | 27.05 | 12.39 | 485.3 | 3.57 |
60 | 31.00 | 14.92 | 630.4 | 4.41 |
65 | 34.83 | 17.55 | 795.1 | 5.32 |
70 | 38.50 | 20.27 | 978.5 | 6.29 |
75 | 42.01 | 23.04 | 1180 | 7.31 |
80 | 45.37 | 25.86 | 1398 | 8.38 |
85 | 48.57 | 28.71 | 1633 | 9.50 |
90 | 51.62 | 31.57 | 1884 | 10.64 |
95 | 54.54 | 34.44 | 2149 | 11.82 |
100 | 57.33 | 37.31 | 2429 | 13.02 |
110 | 62.58 | 43.03 | 3029 | 15.49 |
120 | 67.46 | 48.68 | 3679 | 18.02 |
130 | 72.02 | 54.26 | 4377 | 20.60 |
140 | 76.31 | 59.76 | 5119 | 23.20 |
150 | 80.38 | 65.17 | 5902 | 25.82 |
160 | 84.23 | 70.48 | 6726 | 28.44 |
170 | 87.90 | 75.69 | 7587 | 31.07 |
180 | 91.40 | 80.82 | 8483 | 33.69 |
190 | 94.72 | 85.85 | 9414 | 36.30 |
200 | 97.88 | 90.79 | 10377 | 38.90 |
210 | 100.9 | 95.64 | 11371 | 41.49 |
220 | 103.7 | 100.4 | 12394 | 44.06 |
230 | 106.4 | 105.1 | 13445 | 46.61 |
240 | 109.0 | 109.7 | 14523 | 49.14 |
250 | 111.4 | 114.2 | 15625 | 51.65 |
260 | 113.7 | 118.6 | 16750 | 54.14 |
270 | 115.9 | 122.9 | 17898 | 56.61 |
280 | 117.9 | 127.1 | 19068 | 59.05 |
290 | 119.9 | 131.3 | 20257 | 61.47 |
298.15 | 121.4 | 134.7 | 21240 | 63.43 |
300 | 121.7 | 135.4 | 21465 | 63.87 |
350 | 129.4 | 154.8 | 27753 | 75.50 |
400 | 135.3 | 172.5 | 34378 | 86.53 |
450 | 139.7 | 188.7 | 41259 | 96.99 |
500 | 143.2 | 203.6 | 48336 | 106.9 |
550 | 146.3 | 217.4 | 55572 | 116.3 |
600 | 149.2 | 230.2 | 62959 | 125.3 |
650 | 151.9 | 242.3 | 70487 | 133.8 |
700 | 154.6 | 253.6 | 78150 | 142.0 |
750 | 157.1 | 264.4 | 85942 | 149.8 |
800 | 159.6 | 274.6 | 93861 | 157.3 |
850 | 162.0 | 284.4 | 101903 | 164.5 |
900 | 164.5 | 293.7 | 110065 | 171.4 |
950 | 166.8 | 302.6 | 118347 | 178.1 |
987 | 168.6 | 309.1 | 124552 | 182.9 |
987 | 157.2 | 309.1 | 124552 | 182.9 |
1000 | 157.4 | 311.1 | 126596 | 184.5 |
1050 | 158.5 | 318.8 | 134489 | 190.7 |
1100 | 160.4 | 326.2 | 142458 | 196.7 |
1150 | 163.0 | 333.4 | 150542 | 202.5 |
1200 | 166.2 | 340.4 | 158769 | 208.1 |
1250 | 169.8 | 347.3 | 167165 | 213.5 |
1300 | 173.8 | 354.0 | 175752 | 218.8 |
1350 | 178.1 | 360.6 | 184547 | 223.9 |
1400 | 182.7 | 367.2 | 193567 | 228.9 |
* Ф°(T) = S°(T) – {[H°(T) – H°(0)]/T}. ** Курсивом представлены значения термодинамических функций в области низкотемпературной аномалии, рассчитанные по уравнению (1).
Аномалия Шоттки
Парамагнитный ортониобат неодима имеет дополнительный вклад в теплоемкость, вызванный расщеплением штарковских электронных уровней иона Nd3+ под действием кристаллического поля. Данный вклад (аномалия Шоттки) можно оценить вычитанием теплоемкости кристаллической решетки из суммарной теплоемкости вещества [30]. Решеточная теплоемкость была рассчитана на основе теплоемкостей диамагнитного ортониобата лантана [24], не имеющего аномалии Шоттки, и изоструктурного ортониобата гадолиния [25], у которого расщепление электронных уровней происходит при очень низких частотах и вклад аномалии Шоттки реализуется при температурах ниже 20 K. Вклад аномалии Шоттки в теплоемкость NdNbO4 представлен на рис. 4. Для сравнения там же приведены температурные зависимости избыточного вклада в теплоемкость, рассчитанные из спектральных характеристик монокристаллов ниобата [31] и танталата [1] гадолиния, допированных неодимом. Из графиков видно, что при расчете энергии штарковских уровней иона Nd3+ из спектральных данных большую роль играет материал матрицы. Несмотря на изоструктурность GdNbO4 и GdTaO4, воздействие кристаллического поля на заселение f-электронных уровней иона Nd3+ оказывается различным. Поскольку любые низкотемпературные вклады в теплоемкость оказывают существенное влияние на абсолютную энтропию вещества, была оценена величина избыточной энтропии, связанной с аномальным вкладом Шоттки в теплоемкость ортониобата неодима, которая при 298.15 K составила 9.4 Дж/(K моль).
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Впервые исследована теплоемкость поликристаллического ортониобата неодима NdNbO4 в температурном интервале от 2 до 1370 K. Ниже 10 K зафиксирована нисходящая ветвь магнитного перехода с TN < 2 K. Структурный фазовый переход фергюсонит–шеелит в ортониобате неодима изучен методом ДСК в режиме нагрева и охлаждения. Скачкообразное изменение теплоемкости и отсутствие гистерезиса зависимости $C_{p}^{^\circ }(T)$ позволяют отнести данное превращение к фазовым переходам второго рода. Проведена оценка вклада аномалии Шоттки в общую теплоемкость ортониобата неодима. По температурной зависимости теплоемкости $C_{p}^{^\circ }(T)$ рассчитаны стандартные термодинамические функции NdNbO4 во всем изучаемом диапазоне. Полученные значения могут быть использованы при моделировании новых материалов на основе ортониобата неодима.
Список литературы
Dou R., Zhang Q., Gao J. et al. // Crystals. 2018. V. 8. P. 55. https://doi.org/10.3390/cryst8020055
Hirano M., Dozono H. // J. Am. Ceram. Soc. 2013. V. 96. P. 3389. https://doi.org/10.1111/jace.12595
Dymshits O.S., Alekseeva I.P., Zhilin A.A. et al. // J. Lumin. 2015. V. 160. P. 337. https://doi.org/10.1016/j.jlumin.2014.12.040
Haugsrud R., Norby T. et al. // Nat. Mater. 2006. V. 5. P. 193. https://doi.org/10.1038/nmat1591
Kim D.-W., Kwon D.-K., Yoon S.H. et al. // J. Am. Ceram. Soc. 2006. V. 89. P. 3861. https://doi.org/10.1111/j.1551-2916.2006.01302.x
Yang H., Zhang S., Yang H. et al. // Ceram. Int. 2019. V. 45. P. 3620. https://doi.org/10.1016/j.ceramint.2018.11.022
Pang L.-X., Zhou D. // J. Am. Ceram. Soc. 2019. V. 102. P. 2278. https://doi.org/10.1111/jace.16290
Wu F., Wu P., Zhou Y. et al. // J. Am. Ceram. Soc. 2019. V. 4. P. jace.16926. https://doi.org/10.1111/jace.16926
Zhang P., Feng Y., Li Y. et al. // Scripta Materialia. 2020. V. 180. P. 51. https://doi.org/10.1016/j.scriptamat.2020.01.026
Song Z., Zhang P., Wang Y. et al. // J. Alloys Compd. 2014. V. 583. P. 546. https://doi.org/10.1016/j.jallcom.2013.09.023
Zhao Y., Zhang P. // Ceram. Int. 2018. V. 44. P. 1935. https://doi.org/10.1016/j.ceramint.2017.10.136
Peng Y., Xia W.S., Yi C.J. et al. // J. Mater. Sci.: Materials in Electronics. 2020. V. 31. P. 785. https://doi.org/10.1007/s10854-019-02586-1
Arulnesan S.W., Kayser P., Kimpton J.A. et al. // J. Solid State Chem. 2019. V. 277. P. 229. https://doi.org/10.1016/j.jssc.2019.06
Sarin P., Hughes R.W., Lowry D.R. et al. // J. Am. Ceram. Soc. 2014. V. 97. P. 3307. https://doi.org/10.1111/jace.13095
Tsunekawa S., Kamiyama T., Sasaki K. et al. // Acta Crystallogr., Sect. A (Foundations of Crystallography). 1993. V. 49. P. 595. https://doi.org/10.1107/S0108767392013035
Catchen G.L., Williams I.D., Spaar D.M. et al. // Phys. Rev. B. 1991. V. 43. P. 1138. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.43.1138
Kukueva L.L., Ivanova L.A., Venevtsev Yu.N. // Ferroelectrics. 1984. V. 55. P. 129. https://doi.org/10.1080/00150198408015351
Omori M., Kobayashi Y., Hirai T. // J. Mater. Sci. 2000. V. 35. P. 719. https://doi.org/10.1023/A:1004761418633
Database ICDD PDF-2 # 01-085-1110
Рюмин М.А., Никифорова Г.Е., Тюрин А.В. и др. // Неорган. материалы. 2020. Т. 56. С. 102. [Ryumin M.A., Nikiforova G.E., Tyurin A.V. et al. // Inorg. Mater. 2020. V. 56. P. 97. https://doi.org/10.1134/S0020168520010148]https://doi.org/10.31857/S0002337X20010145
Wang F.F.Y., Gravel R.L. // Phys. Status Solidi. 1965. V. 609. P. 609.
Cashion J.D., Cooke A.H.H., Leask M.J.M. et al. // J. Mater. Sci. 1968. V. 3. P. 402. https://doi.org/10.1007/BF00550984
Yamauchi H., Tsunekawa S., Tomiyoshi S. et al. // J. Phys. Soc. Jpn. 1990. V. 59. P. 2602. https://doi.org/10.1143/JPSJ.59.2602
Nikiforova G., Khoroshilov A., Tyurin A. et al. // J. Chem. Thermodyn. 2019. V. 132. P. 44. https://doi.org/10.1016/j.jct.2018.12.041
Kondrat’eva O.N., Nikiforova G.E., Tyurin A.V. et al. // J. Alloys Compd. 2019. V. 779. P. 660 .https://doi.org/10.1016/j.jallcom.2018.11.272
Никифорова Г.Е., Тюрин А.В., Рюмин М.А. и др. // Журн. неорган. химии. 2020. Т. 65. С. 643. [Nikiforova G.E., Tyurin A.V., Ryumin M.A. et al. // Russ. J. Inorg. Chem. 2020. V. 65. P. 688. https://doi.org/10.1134/S0036023620050186]https://doi.org/10.31857/S0044457X20050189
Никифорова Г.Е., Хорошилов А.В., Гавричев К.С. и др. // Неорган. материалы. 2019. Т. 55. № 9. С. 1019. [Nikiforova G.E., Khoroshilov A.V., Gavrichev K.S. et al. // Inorg. Mater. 2019. V. 55. P. 964. https://doi.org/10.1134/S0020168519090085]https://doi.org/10.1134/S0002337X19090082
Huse M., Skilbred A.W.B., Karlsson M. et al. // J. Solid State Chem. 2012. V. 187. P. 27. https://doi.org/10.1016/j.jssc.2011.12.025
Гуревич В.М., Горбунов В.Е., Гавричев К.С. и др. // Геохимия. 1999. № 4. С. 423. [Gurevich V.M., Gorbunov V.E., Gavrichev K.S. et al. // Geochem. Int. 1999. V. 37. P. 367.]
Westrum E.F. // J. Therm. Analys. 1985. V. 30. P. 1209. https://doi.org/10.1007/BF01914288
Ding S., Zhang Q., Gao J. et al. // Opt. Mater. 2017. V. 64. P. 474. https://doi.org/10.1016/j.optmat.2017.01.021
Дополнительные материалы отсутствуют.
Инструменты
Журнал неорганической химии