Определение зарядовых состояний атомов в решетках Tl2Ba2Can-1CunO2n+4 И Bi2Sr2Can-1CunO2n+4 (n = 1, 2, 3) методом мессбауэровской спектроскопии

Г. А. Бордовский, А. В. Марченко

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ЗАРЯДОВЫХ СОСТОЯНИЙ АТОМОВ В РЕШЕТКАХ Т12Ба2Сап-1Сип02п+4 И Б128г2Сап-1Сип02п+4 (п = 1, 2, 3) МЕТОДОМ МЕССБАУЭРОВСКОЙ СПЕКТРОСКОПИИ

Параметры тензора градиента электрического поля для узлов меди в решетках Т12Ва2Саг--1Сип02п+4 и Б128г2Саг-1Сип02П+4 (п = 1, 2, 3) определены методом эмиссионной мессбауэровской спектроскопии на изотопе 67Cu(б7Zn), а также рассчитаны в приближении точечных зарядов. Полученные результаты анализируются с привлечением данных ядерного квадрупольного резонанса на изотопе 63Cu. Согласование экспериментальных и расчетных данных достигается, если предположить, что дырки, появляющиеся в результате понижения части атомов таллия и висмута, локализуются преимущественно на узлах кислорода, находящихся в одной плоскости с атомами меди.

Ключевые слова: эффективные заряды, сверхпроводимость, мессбау-эровская спектроскопия.

63

G. Bordovsky, A. Marchenko

DETERMINATION OF CHARGING STATES OF ATOMS IN LATTICES Tl2Ba2Can_iCunO2n+4 AND Bi2Sr2Can_iCunO2n+4 (n = 1, 2, 3) BY THE METHOD OF MOSSBAUER SPECTROSCOPY

The parameters of the electric field gradient tensors at the copper sites of Tl2Ba2Car^1CunO2n+4 and Bi2Sr2Car^1CunO2n+4 (n = 1, 2, 3) have been determined by emission Mossbauer spectroscopy using the 67Cuf7Zn) isotope and calculated in the point charge approximation. The results obtained have been analyzed using the available 63Cu nuclear quadrupole resonance data. The experimental and calculated data can be brought in agreement assuming that the holes resulting from lowering the valence of part of the Tl and Bi atoms are to be placed mainly at oxygen sites of the CuO-O planes.

Keywords: effective charge, superconductivity, Mossbauer spectroscopy.

Соединения Tl2Ba2Can-1CunO2n+4 и Bi2Sr2Can-1CunO2n+4 (n = 1, 2, 3) являются сверхпроводниками с высокими значениями температуры перехода в сверхпроводящее состояние Tc, и актуальной остается проблема определения зарядовых состояний атомов кислорода, которые ответственны за явление сверхпроводимости в этих соединениях. Перспективным методом определения зарядового состояния атомов в металлоксидах меди является эмиссионная мес-сбауэровская спектроскопия (ЭМС) на изотопе Cu(Zn): на основе сравнения экспериментальных и расчетных параметров тензора градиента электрического поля (ГЭП) определяются эффективные заряды атомных центров [1, c. 25-37; 2, c. 30-33; 3, в печати; 4, c. 79-85]. Эффективные заряды дают представление о валентных состояниях ионов в узлах решетки и о существенных отклонениях от стандартных валентных состояний.

Однако для соединений Tl2Ba2Can-1CunO2n+4 и Bi2Sr2Can-1CunO2n+4 число доступных экспериментальных параметров значительно уступает числу определяемых зарядов. Поэтому для ограничения числа возможных комбинаций этих зарядов в настоящей работе предлагается использовать корреляции между постоянными квадрупольного взаимодействия центров 63Cu2+ [данные ядерного квад-рупольного резонанса (ЯКР) и ядерного магнитного резонанса (ЯМР) на изотопе Cu) и 67Zn2+ [данные ЭМС на изотопе 67Cu(67Zn) в металлоксидах меди].

Кроме того, для соединений Tl2Ba2Ca2Cu3O10 и Bi1;6Pb0,4Sr2Ca2Cu3O10 характерна высокая степень дефектности, что приводит к невоспроизводимости экспериментальных результатов, полученных для номинально тождественных. Указанная выше корреляция позволяет не только оценить справедливость предлагаемых моделей зарядового распределения, но сделать предположения о причинах расхождения экспериментальных данных.

Мессбауэровские источники готовились путем диффузионного легирования соединений Tl2Ba2Ca2Cu3O10 [Tl(2223)], Bi1,6Pb0,4Sr2Ca2Cu3O10 [Bi(2223)], Tl2Ba2CaCu2O8 [Tl(2212)], Bi2Sr2CaCu2O8 [Bi(2212)], Tl2Ba2CuO6 [Tl(2201)] и Bi2Sr2CuO6 [Bi(2201)] изотопом 67Cu методом диффузии в готовую керамику при температурах 500-650 оС в течение двух часов на воздухе. Для контрольных образцов отжиг в аналогичных условиях не привел к изменению величин Tc. Все исходные образцы были однофазными. Мессбауэровские спектры

Си(/п) измерялись при 4,2 К с поглотителем /пБ. Предполагалось, что в процессе диффузионного легирования материнский изотоп 67Си занимает мед-

67 Г7

ные узлы решеток и при этом дочерний изотоп /п также оказывается в указанных узлах решеток.

Мессбауэровские спектры 67Си(67/п) для соединений Т1(2201), Ы(2201), Т1(2212) и Ы(2212) представляют собой квадрупольные мультиплеты, отвечающие единственному состоянию зонда 67/п2+ (постоянные квадрупольного взаимодействия для ядер 67/п составляют соответственно 13,3; 14,5; 12,4 и 13,4 МГц), что соответствует рентгеноструктурным данным, согласно которым в этих решетках атомы меди занимают единственную позицию [9, р. 50]. В решетках Т1(2223) и Ы(2223) атомы меди занимают две кристаллографически неэквивалентные позиции [9, р. 55] и ожидалось, что мессбауэровские спектры Си(/п) этих керамик будут отвечать двум состояниям мессбауэровского зонда 67/п2+, находящегося в позициях Си(1) и Си(2). Именно это и наблюдалось в экспериментальных спектрах: постоянные квадрупольного взаимодействия ядер 67/п в узлах Си(1) и Си(2) составляют 19,5 и 14,3 МГц для Т1(2223) и 19,0 и 13,8 МГц для Ы(2223), а отношение интенсивностей спектров зонда 67/п2+, находящегося в позициях Си(1) и Си(2), близко к 1 : 2. Все это иллюстрируют рис. 1 и 2, где приведены эмиссионные мессбауэровские спектры Си(/п) соединений Т12Ба2Сап-1Сип02п+4 и Б128г2Сап-1Сип02п+4. Параметр асимметрии тензора ГЭП для всех узлов меди близок к нулю.

Рис. 1. Эмиссионные мессбауэровские спектры 67Си(67/п) соединений:

а — Т12Ба2Си06, б — Т12Ба2СаСи208 и в — Т12Ба2Са2Си3010. Для спектра Т12Ба2Са2Си3010 показано разложение на два квадрупольных триплета,

67 2+

отвечающих центрам /п в узлах Си

а)

б)

в)

-100 -80 -60 -40 -2« П 20 ЙЦ 80 10П

Скорость, мм,''с

Рис. 2. Эмиссионные мессбауэровские спектры б7Си(б72п) соединений:

а — В12Бг2Си0б; б — В128г2СаСи208 и в — Бм. бРЬо. 43г2Са2Сиз0ю.

Для спектра В^>бРЬ0)48г2Са2Си3О10 показано разложение на два квадру-польных триплета, отвечающих центрам б72п2+ в узлах Си

Мессбауэровская спектроскопия на изотопе б72п позволяет определить величину постоянной квадрупольного взаимодействия для зонда б72п С(2п), ее знак и параметр асимметрии тензора ГЭП, причем для зонда б72п2+ [7, с. 20]:

С@п) « е0

где У22 — главные компоненты тензора ГЭР, создаваемого на ядрах б72п ионами кристаллической решетки (кристаллический ГЭП); Q — квадрупольный момент ядра б72п, у — коэффициент Штернхеймера атома-зонда.

Тензор кристаллического ГЭП можно рассчитать в рамках модели точечных зарядов, так что, сравнивая экспериментальные С(2п) и расчетные величины eQ(1 - у)У2г, оказывается возможным определить эффективные заряды атомных центров в узлах кристаллической решетки.

Мы провели расчет тензоров кристаллического ГЭП в узлах меди решеток Т12Ва2Сап-1Сип02п+4 и В12Бг2Сап-1Сип02п+4 в рамках модели точечных зарядов, при этом решетки представлялись в виде суперпозиции нескольких подрешеток: ТЬВа2Си0( 1)20(2)20(3)2, ВДа2СаСи20( 1)40(2)20(3)2, Т12Ва2Са2Си(1)Си(2)20(1)20(2)40(3)20(4)2, В12Бг2Си0(1)20(2)20(3)2, В128г2СаСи20(1)20(2)20(3)20(4)2, (В11,бРЬо,4)8г2Са2Си(1)Си(2)20(1)20(2)20(3)20(4)20(5)2. В решетках Т1(2201), В1(2201) и Т1(2212) узлы О(1) находятся в плоскости Си - 0(1), в решетке В1(2212) узлы О(3) находятся в плоскости Бг - 0(3), в решетке Т1(2223) узлы О(2) находятся в плоскости Си(2) - О(2), а в решетке В1(2223) узлы О(2) и 0(3) находятся в плоскости Си(2) - О(2,3).

Компоненты тензора кристаллического ГЭП во всех узлах рассчитывались в рамках модели точечных зарядов по формулам:

Vpp =1 ек 2 -1 = 2 е^

к 1 Гк1 Гк1 к

"^к ррк'

V,, = 2 ек 2 ^ = 2 екОр,к,

к 1 Гк1 к

где к — индекс суммирования по подрешеткам; 1 — индекс суммирования по узлам подрешетки; ,, р — декартовы координаты; е к — заряды атомов к-под-решетки; гк1 — расстояние от к1-иона до рассматриваемого узла.

Решеточные суммы Оррк и Орчк подсчитывались на ЭВМ, суммирование проводилось внутри сферы радиусом 40 А (больший радиус суммирования не давал изменения в результатах).

В расчетах использовались структурные данные из работы [9, р. 20-70]. Для всех решеток, кроме В1(2223), тензоры решеточных сумм в узлах меди от всех подрешеток оказались диагональными в кристаллографических осях и аксиально-симметричными. Для решетки В1(2223) тензоры решеточных сумм в узлах Си(1) и Си(2) от подрешеток (В1, РЬ), 0(2), 0(3) и О(5) оказались недиагональными, и была проведена диагонализация тензоров ГЭП. Компоненты тензоров ГЭП вычислялись как суммы произведений фиксированных решеточных сумм на заряды подрешеток.

Если использовать для центров 672п2+ значения у = -12,2 и Q = 0,17 барн [7, с. 165], то для модели А, соответствующей стандартным валентным состояниям атомов (Т13+, В13+, Ва2+, Са2+, Бг2+, Си2+ и 02-), для узлов Си(1) и Си(2) получаются значения eQ(1 - у)У2г2, в 4-5 раз превышающие экспериментальные величины С(2п) в узлах Си(1) и Си(2). Чтобы исключить ошибку, связанную с неправильным выбором значения у, можно сравнивать отношения Б = С(2п1)/С(2и2) и б = Угг^У^. Но и в этом случае имеется существенное расхождение между измеренными Б [они равны 1,36 ± 0,02 и 1,38 для решеток Т1(2223) и В1(2223)] и рассчитанными б величинами (они равны 1,15 и 1,14 для тех же решеток).

Природа этих расхождений может быть установлена на основе совместного анализа данных ЭМС на изотопе 67Си(672п^, полученных нами, и литературных данных по ЯМР и ЯКР на изотопе Си для узлов меди в решетках ТЬВа2Сап-1Сип02п+4 и ВЬБг2Сап-1Сип02п+4 [5, с. 750; 8, р. 148; 10, р. 1188; 12, р. 836; 14, р. 374; 16, р. 247].

На рис. 2, а, 3, а и 4, а приведена диаграмма С(Си) - С(2п) для металло-ксидов двухвалентной меди [здесь С(Си) — постоянная квадрупольного взаимодействия, полученная методом ЯКР 63Си для узлов меди в соединениях Ьа1;858г0,15Си04, КВа2Сиз07 (Я — редкоземельный металл или иттрий), УВа2Си408 и У2Ва4Си7015] [13, р. 245; 15, р. 196] и С(2п) — постоянная квадрупольного взаимодействия, полученная методом ЭМС 67Си(672п) для тех же узлов меди [1, с. 25-37; 2, с. 30-33; 4, с. 79-85]). Для двухвалентных соединений меди экспериментальные данные укладываются на прямую:

С

где С(Си) и С(2п) даны в мегагерцах.

а)

18 19 20 аб 0,7 1*8 0,9 1 1,1

С(гп),МГц Уа,е/А3

Рис. 3. Диаграмма С(Си) - С(2п) для соединений двухвалентной меди (сплошная прямая) (а); диаграмма С(Си) - У22 для соединений двухвалентной меди (сплошная прямая) (б): 1 — Си в Т1(2201) [8, р. 148]; 2 — Си в Т1(2212) [16, р. 247]; 3 — Си(1) в Т1(2223) [5, с. 750]; 4 — Си(2) в Т1(2223) [5, с. 750]. Индексы А и В обозначают модели расчета У22 (расчет и сами модели описаны в тексте). Ссылки относятся к данным С(Си) для соединений Т12Ва2Сап-1Сип02п+4

На рис. 3, б и 4, б приведена диаграмма С(Си) - У22 [по оси абсцисс этой диаграммы отложены рассчитанные значения главной компоненты тензора кристаллического ГЭП для позиций меди [1, с. 25-37; 2, с. 30-33; 3, 4, с. 79-85], в которых методом ЯКР на изотопе 63Си измерены величины С(Си)] [13, р. 245; 15, р. 196], которая описывается выражением

С

где С(Си) дана в мегагерцах, а У22 — в е/А3.

а)

14 15

С(2п), МГц

20 0.6 0,7

Рис. 4. Диаграмма С(Си) - С(2п) для соединений двухвалентной меди (сплошная прямая) (а); диаграмма С(Си) - У22 для соединений двухвалентной меди (сплошная прямая) (б): 1 — Си в В1(2201) [10, р. 1188]; 2 — Си в В1(2212) [12, р. 836]; 3 — Си(1) в В1(2223) [14, р. 374]; 4 — Си(2) в В1(2223) [14, р. 374]. Индексы А и В обозначают модели расчета У22 (расчет и сами модели описаны в тексте). Ссылки относятся к данным С(Си) для соединений В128г2Сап-1Сип02П+4

Данные ЯКР на изотопе 63Си для соединений Т12Ва2Сап-1Сип02п+4 и В12Бг2Сап-1Сип02п+4 вместе с нашими данными ЭМС 67Си(672п) приведены на

диаграмме С(Си) - С(2п) (рис. 3, а и 4, а). Видно, что все точки удовлетворительно соответствуют соотношению (3), т. е. медь в указанных соединениях двухвалентна. Однако, как видно из рис. 3, б и 4, б, для всех соединений отсутствует согласие с линейной зависимостью (4), если расчет У22 проводился в предположении стандартных зарядов атомов (модели А). Очевидно, отклонения данных от линейной зависимости (4) следует объяснить несовершенством выбора модели для расчета У22.

Для согласования данных с зависимостью (4) для соединений Т1(2201), Ы(2201) и Т1(2212) необходимо разместить дырки на ионах кислорода, находящихся в плоскости Си-О, для соединения Ы(2212) дырки необходимо поместить в подрешетке О(3) и, наконец, для соединений Т1(2223) и Ы(2223) дырки должны размещаться на ионах кислорода, находящихся в одной плоскости с атомами Си(2) (модели В) (см. рис. 3, б и 4, б). Соответствующие концентрации дырок составляют 0,20(2), 0,10(1), 0,10(1), 0,15(2), 0,12(1) и 0,20(2) на узел кислорода. Указанное выше распределение дырок не является единственно возможным. Однако значительные отклонения точек на диаграмме С(Си) - У22 от прямой (4) требуют, чтобы поправки к стандартным зарядам модели А были сделаны для ионов, находящихся в ближайшем окружении узлов меди. Вклады в ГЭП от остальных подрешеток на порядок и более уступают вкладам названных кислородных подрешеток, и потребовались бы на порядок большие отклонения зарядов от стандартных, чтобы расчетные значения У22 соответствовали уравнению (4). Такие отклонения вряд ли имеют физический смысл. Таким образом, описанное выше распределение дырок в кислородных подрешетках, по-видимому, является необходимым в рамках принятой модели.

Дырки в кислородных подрешетках требуют внесения в модель акцепторных центров в концентрациях, соответствующих условию нейтральности. Их заряды по обсуждавшейся уже причине мало влияют на значение У22 в узлах меди. Для соединений Т12Ва2Сап-1СипО2п+4 дырки могут появиться за счет перехода части атомов таллия в одновалентное состояние. В пользу такого предположения свидетельствуют, в частности, данные ЯМР 205Т1 для соединений Т1(2212) и Т1(2223) [6, р. 196]. Из рис. 2, б видно, что наблюдается удовлетворительное согласие с линейной зависимостью (3) для моделей В, учитывающих появление дырок на атомах кислорода, а также переход 10(1)% атомов таллия в соединениях Т1(2201), Т1(2223) и 12(1)% — в соединении Т1(2212) в одновалентное состояние.

Для соединений В128г2Сап-1СипО2п+4 не существует прямых экспериментальных данных о природе акцепторов. Происхождение дырок в их кислородных подрешетках можно объяснять, например, дефектностью материала. Рис. 3, б показывает согласие с зависимостью (3) для моделей В, согласно которым заряд дырок в узлах кислорода компенсируется (для определенности) понижением заряда подрешетки висмута. Для В11;6РЬ0,48г2Са2Си3О10 такое понижение заряда имеет место и вызвано замещением В1 на РЬ.

Для соединений Т1(2223) и В1(2223) имеются другие экспериментальные данные ЯКР 63Си (соответственно [15, р. 162] и [11, р. 317]), заметно отличающиеся от данных [5, р. 750] и [14, р. 376]. Как видно из рис. 5, а, данные [11, р. 317; 15, р. 162] приводят к существенному отклонению точек Си(1) от прямой (3). Такое отклонение объясняется пониженным валентным вкладом в С(Си),

что связано с частичным заполнением дырки в 3ё оболочке Си(1). Имеющееся отклонение от прямой (3) соответствует заряду атомов Си(1) +1,8 е в Т1(2223) и от +1,85 е до +1,7 е в Ы(2223). Это может означать, что авторы [11, р. 317; 15, р. 162] использовали образцы (2223) с частично восстановленной медью в положениях Си(1), причем степень восстановления зависела от неконтролируемых условий приготовления материала.

С(2п), МГц у

Рис. 5. Диаграмма С(Си) - С(2п) для соединений двухвалентной меди (сплошная прямая) (а); диаграмма С(Си) - У22 для соединений двухвалентной меди (сплошная прямая) (б): 1 — Си(1) в Т1(2223) [15, р. 162]; 2 — Си(1) в Т1(2223) [15, р. 162]; 3 — Си(1) в Ы(2223) [11, р. 317]; 4 — Си(2) в В^2223) [11, р. 317].

Индексы А и С обозначают модели расчета У22 (расчет и сами модели описаны в тексте).

Ссылки относятся к данным С

Из рис. 5, б видно, что использование моделей А и данных [11, р. 317; 15, р. 162] приводит к отклонению от прямой (4) точек как Си(1), так и Си(2) для обоих соединений Т1(2223) и В1(2223). Отклонение точек Си(1) объясняется обсуждавшимся выше отличием валентности меди в этих узлах от +2. Отклонение точек Си(2) следует связывать с появлением дырок на узлах кислорода, находящихся в одной плоскости с атомами Си(2). При объяснении их происхождения следует учитывать дополнительный источник дырок за счет понижения заряда Си(1). В частности, если принять, что заряд Си(1) в Т1(2232) равен +1,8 е, то точка Си(2) попадает на прямую (3) при 0,11 дырки в подрешетке О(2) и 6% одновалентного таллия. Аналогично, если принять, что заряд Си(1) в В1(2232) равен +1,75 е, то появление 0,16 дырки на каждый узел О(2) и О(3), необходимых для того, чтобы точка Си(2) попадала на прямую (3), с учетом двухвалент-ности свинца не требует дополнительных акцепторных центров. Эти модели отмечены индексом С на рис. 5, б.

Построенные модели распределения зарядов в решетках Т1(2223) и В1(2223) описывают данные ЭМС 67Си(672п) в сочетании с различными данными ЯКР 63Си. Уточненные модели распределения зарядов не только приводят в соответствие измеренные константы квадрупольного взаимодействия Си и рассчитанные кристаллические ГЭП, но и достигают согласия между величинами Б и б [для соединения Т1(2223) для моделей В и С получены б = 1,34 и 1,38; для соединения В1(2223) для моделей В и С получены б = 1,41 и 1,43]. Модели В и С предполагают наличие дырок на кислородных узлах в плоскости Си(2) - О, но отличаются степенью заполнения дырки в 3ё оболочке меди в

узлах Cu(1). Выбор между альтернативными моделями В и С может быть проведен только после устранения противоречий в экспериментальных данных ЯКР 63Cu. При этом нельзя исключить, что разница в значениях C(Cu) для узлов Cu(1) может быть связана с разницей в технологии приготовления образцов (2223), т. е. заряды атомов Tl, Bi, Cu(1), О(2) и О(3) в решетках (2223) могут быть управляемыми.

Заключение

Методом ЭМС на изотопе 67Cu(67Zn) определены параметры тензора ГЭП в узлах меди решеток соединений Tl2Ba2Can-1CunO2n+4 и Bi2Sr2Can-1CunO2n+4 (n = = 1, 2, 3). Проведен расчет этих параметров в приближении точечных зарядов. Согласование экспериментальных и рассчитанных значений параметров тензора ГЭП может быть осуществлено, если предположить, что дырки, появляющиеся в результате дефектности материала, локализуются преимущественно в подрешетках кислорода, находящихся в одной плоскости с атомами меди [для решетки Bi(2212) — находящегося в одной плоскости с атомами стронция, для решеток Hg(2223), Tl(2223) и Bi(2223) — находящегося в одной плоскости с атомами Cu(2)]. Источниками этих дырок для соединений Tl(2223) и Bi(2223), могут быть собственные атомы [Tl, Bi, Cu(1)], зарядовые состояния которых зависят от технологии приготовления образцов.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Бордовский Г. А., Марченко А. В., Серегин П. П., Сайфулина А. Н. Двухэлек-тронные центры с отрицательной корреляционной энергией в решетках La2-xSrxCuO4, Nd2-xCexCuO4 и YBa2Cu3O7-x // Известия РГПУ им. А. И. Герцена: Научный журнал: Естественные и точные науки. 2008. № 10(64). С. 25-37.

2. Бордовский Г. А., Марченко А. В., Серегин П. П., Сайфулина А. Н. Эффективные заряды атомов в решетках RBa2Cu3O7-x // Физика диэлектриков: Материалы XI Международной конференции. СПб., 2008. Т. 1. С. 30-33.

3. Бордовский Г. А., Марченко А. В., Серегин П. П. Заряды атомов в керамиках YBa2Cu3O7, YBa2Cu4O8 и Y2Ba4Cu7Oi5 // Физика и химия стекла. 2009 (в печати).

4. Бордовский Г. А., Марченко А. В., Серегин П. П., Теруков Е. И. Экспериментальное определение пространственного распределения электронных дефектов в решетках La2-xSrxCuO4 и Nd2-xCexCuO4 // Письма в Журнал технической физики. 2008. Т. 34. Вып. 9. С. 79-85.

5. Жданов Ю. И., Богданович А. М., Михалев К. Н., Алексашин Б. А., Лаврентьев В. В., Верховский С. В., Акимов А. И., Чернякова А. П. Частоты ЯКР кристаллографически неэквивалентных позиций атомов меди Tl2Ba2Ca2Cu3O10 // Сверхпроводимость. 1993. Т. 6. С. 750-757.

6. Жданов Ю. И., Михалев К. Н., Алексашин Б. А. Ядерно-магнитный резонанс и спин-решеточная релаксация 205Tl в образцах Tl2Ba2CaCu2O8+x и Tl2Ba2Ca2Cu3O10+x // Сверхпроводимость. 1990. Т. 3. С. 194-200.

7. Серегин П. П. Физические основы мессбауэровской спектроскопии. СПб.: Изд-во СПбГПУ, 2002. 169 с.

8. Alekseev N. E., Nikolaev E. G., Mitin A. V., Khlybov E. P. Zhdanov S. V., Lavrentjev V. V., Medvedev E. Yu. NQR of Cu in Tl2Ba2CuO6+x // Physica C. 1992. V. 192. P. 147-150.

9. Characterization of high Tc materials and devices by electron microscopy / Eds. N. D. Browning, S. J. Pennycook // Cambridge Univ. Press. 2000. 400 p.

10. Kohori Y, Ueda K.-L, Kohara T. Cu NQR in Bi2Sr2CuО6 // Physica C. 1991. V. 185/189. P. 1187-1188.

11. Oashi T., Kumagai K., Nakajima Y., Tomita T. Observation of Cu-NQR in Bi2Sr2Cai_ xYxCu2Ü8+y. // Physica C. 1989. V. 157. P. 315-319.

12. Rajarajan A. K., Palkar V. R., Mishra N. C., Miltani M. S., Vijayaraghavan R., Gupta L. C. Nuclear quadrupole resonance studies in Bi2Sr2CaCu2Ox. // Solid State Commun. 1989. V. 71. P. 835-837.

13. Smith D., Slichter C. The study of mechanisms superconductivity by NMR relaxation // Lecture Notes in Physics. 2006. V. 684. P. 243-295.

14. Statt B. W., Song L. M. Copper quadrupolar site assignments for Bi1,6Pbo,4Sr2Ca2Cu3Ü1o. // Physica C. 1991. 183. Р. 372-378.

15. Walstedt R. E. Relaxation models for cuprate of NMR // Springer Tracts in Modern Physics. 2007. V. 228. P. 159-211.

16. Zhdanov Yu. I., Aleksashin B. A., Mikhailov K. N., Lavrentjev V. V., Verkhovskii S. V., Yakubovskii A. Yu., Ozhogin V. I., Shustov L. D., Myasoedov A. B. Interlayer CuO2 antiferro-magnetic correlations in Tl-based superconducting Tl2Ba2CanCun+iO6+2n and Tl05Pb0)5Sr2Ca0)8Y0)2Cu2O7 oxides 63Cu and 205Tl NMR and spin-latticec relaxation data // Physica C. 1991. V. 183. P. 247-251.

REFERENCES

1. Bordovskij G. A., Marchenko A. V., Seregin P. P., Sajfulina A. N. Dvuhelektronnye centry s otricatel'noj korrelacionnoj energiej v reshetkah La2-xSrxCuO4, Nd2-xCexCuO4 i YBa2Cu3O7-x // Izvestija RGPU im. A. I. Gercena: Nauchnyj zhurnal: Estestvennye i tochnye nauki. 2008. № 10(64). S. 25-37.

2. Bordovskij G. A., Marchenko A. V., Seregin P. P., Sajfulina A. N. Effektivnye zarady atomov v reshetkah RBa2Cu3O7-x // Fizika dielektrikov: Materialy XI Mezhdunarodnoj konferen-cii. SPb., 2008. T. 1. S. 30-33.

3. Bordovskij G. A., Marchenko A. V., Seregin P. P. Zarady atomov v keramikah YBa2Cu3O7, YBa2Cu4O8 i Y2Ba4Cu7O15 // Fizika i himija stekla. 2009 (v pechati).

4. Bordovskij G. A., Marchenko A. V., Seregin P. P., Terukov E. I. Eksperimental'noe opre-delenie prostranstvennogo raspredelenija elektronnyh defektov v reshetkah La2-xSrxCuO4 i Nd2-xCexCuO4 // Pis'ma v Zhurnal tehnicheskoj fiziki. 2008. T. 34. Vyp. 9. S. 79-85.

5. Zhdanov Ju. I., Bogdanovich A. M., Mihalev K. N., Aleksashin B. A., Lavrent'ev V. V., Verhovskij S. V., Akimov A. I., Chernjakova A. P. Chastoty JAKR kristallograficheski neekviva-lentnyh pozicij atomov medi Tl2Ba2Ca2Cu3O10 // Sverhprovodimost'. 1993. T. 6. S. 750-757.

6. Zhdanov Ju. I., Mihalev K. N., Aleksashin B. A. Jaderno-magnitnyj rezonans i spin-reshetochnaja relaksacija 205Tl v obrazcah Tl2Ba2CaCu2O8+x i Tl2Ba2Ca2Cu3O10+x // Sverhprovodimost'. 1990. T. 3. S. 194-200.

7. Seregin P. P. Fizicheskie osnovy messbauerovskoj spektroskopii. SPb.: Izd. SPbGPU, 2002. 169 s.

8. Alekseev N. E., Nikolaev E. G., Mitin A. V., Khlybov E. P. Zhdanov S. V., Lavrentjev V. V., Medvedev E. Yu. NQR of Cu in T№a2CuO6+x // Physica C. 1992. V. 192. P. 147-150.

9. Characterization of high Tc materials and devices by electron microscopy / Eds. N. D. Browning, S. J. Pennycook // Cambridge Univ. Press. 2000. 400 p.

10. Kohori Y, Ueda K.-I., Kohara T. Cu NQR in Bi2S^CuO6 // Physica C. 1991. V. 185/189. P. 1187-1188.

11. Oashi T., Kumagai K., Nakajima Y., Tomita T. Observation of Cu-NQR in Bi2Sr2Ca1-xYxCu2O8+y // Physica C. 1989. V. 157. P. 315-319.

12. Rajarajan A. K., Palkar V. R., Mishra N. C., Miltani M. S., Vijayaraghavan R., Gupta L. C. Nuclear quadrupole resonance studies in Bi2Sr2CaCu2Ox // Solid State Commun. 1989. V. 71. P. 835-837.

13. Smith D., Slichter C. The study of mechanisms superconductivity by NMR relaxation // Lecture Notes in Physics. 2006. V. 684. P. 243-295.

14. Statt B. W., Song L. M. Copper quadrupolar site assignments for Bi16Pb0,4Sr2Ca2Cu3O10 // Physica C. 1991. 183. R. 372-378.

15. Walstedt R. E. Relaxation models for cuprate of NMR // Springer Tracts in Modern Physics. 2007. V. 228. P. 159-211.

16. Zhdanov Yu. I., Aleksashin B. A., Mikhailjov K. N., Lavrentjev V. V., Verkhovskii S. V., Yakubovskii A. Yu., Ozhogin V. I., Shustov L. D., Myasoedov A. B. Interlayer CuO2 antiferro-magnetic correlations in Tl-based superconducting Tl2Ba2CanCun+1O6+2n and Tl05Pb0)5Sr2Ca0)8Y0)2Cu2O7 oxides 63Cu and 205Tl NMR and spin-latticec relaxation data // Physica C. 1991. V. 183. P. 247-251.