Struktur, Mössbauer, Elektrik und γ | Kunming Permanent Magnets Co., Ltd

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 15495 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Aus technischen und strahlenschutztechnischen Gründen ist es unerlässlich geworden, neue Trends bei intelligenten Materialien zu finden, die als Schutz vor ionisierender Strahlung dienen. Um die unerwünschten Eigenschaften von Bleischürzen zu überwinden und die richtigen oder besseren Abschirmungseigenschaften gegen ionisierende Strahlung zu erreichen, geht man heute dazu über, Ferrit als Abschirmungsmaterial zu verwenden. Um Fremdphasen im untersuchten MZN-Nanoferrit zu verhindern, wurde die Kopräzipitationsmethode eingesetzt. Zur Analyse der hergestellten Probe wurden Röntgenbeugungsmethoden (XRD) und Fourier-Transmissionsinfrarotspektroskopie (FTIR) verwendet. Wie durch XRD und FTIR nachgewiesen, verfügen die untersuchten Materialien über ihre einzigartige Spinellphase mit der kubischen Struktur der Fd3m-Raumgruppe. Der DC-Widerstand von Mg-Zn-Ferrit wurde im Temperaturbereich (77–295 K) durchgeführt und seine Abhängigkeit von der Temperatur weist darauf hin, dass es unterschiedliche Ladungstransportmechanismen gibt. Die Mössbauer-Spektrenanalyse bestätigte, dass das Übergangsverhalten der ferrimagnetischen zur superparamagnetischen Phase von der Zn-Konzentration abhängt. Der Einbau von Zn in MZF erhöhte die Nanoferritdichte, wohingegen die Zugabe verschiedener Zn-Oxide die Dichte für Nanoferritproben verringerte. Diese Variation der Dichte veränderte die Ergebnisse der Strahlungsabschirmung. Die Probe mit hohem Zn-Gehalt (MZF-0,5) liefert uns bessere Ergebnisse bei den Strahlungsabschirmungseigenschaften bei niedrigem Gamma-Wert, sodass diese Probe bessere Abschirmungsergebnisse für geladene Teilchen bei niedriger Energie aufweist. Abschließend kann die Möglichkeit geklärt werden, MZN-Nanoferrit mit unterschiedlichem Gehalt in unterschiedlichen Bereichen zur Abschirmung ionisierender Strahlung einzusetzen.

Obwohl der technologische Fortschritt das Leben der Menschen einfacher gemacht hat, hatte er auch negative Folgen, wie zum Beispiel die rasche Ausweitung der Lagerstätten für Atommüll, die Nutzung nuklearer Strahlung in unserem täglichen Leben, zu dem Industrien, medizinische Diagnosezentren, Kernreaktoren, Lebensmittelbestrahlung und Kernenergie gehören Forschungseinrichtungen und medizinische Diagnostik sowie Therapie1. Aufgrund ihrer magnetischen, elektrischen, optischen und mechanischen Eigenschaften haben oxidbasierte Proben wie Nanoferrite in den letzten Jahren große Aufmerksamkeit erhalten2,3,4. Dadurch können diese Materialien in vielen Anwendungen eingesetzt werden, darunter in der medizinischen Diagnostik, wiederaufladbaren Lithiumbatterien, Hochfrequenzmedien, Solarenergiegeräten, magnetischen Flüssigkeiten und Strahlenschutzmaterialien5,6,7. In dieser Studie verwendeten Forscher Ferrite in Form von Nanopartikeln und stellten fest, dass die physikalischen und chemischen Eigenschaften dieser Ferrite im Nanobereich unter anderem von Faktoren wie Kristallgröße, Energiebandlücke, Oberfläche und Volumenmorphologie8,9 beeinflusst werden andere Dinge10.

Eines der bekanntesten weichmagnetischen Spinellmaterialien, Magnesium-Zink-Ferrit (MZF) in Nanogröße, ist eine ökologisch unbedenkliche, ungiftige Substanz, die aufgrund ihrer winzigen Bandlücke sichtbares Licht absorbiert und als gedämpftes Material für Gamma verwendet werden kann Strahlen. Eine vielfältige Sammlung früherer Studien zeigt ein anhaltendes Interesse an der Strahlenabschirmung gegen ionisierende Strahlung11,12,13. Ebenso stellt die durch Gammastrahlung verursachte Verschmutzung bei elektronischen, Netzwerk- und drahtlosen Geräten ein ernstes Problem dar und erfordert die Erforschung und Entwicklung von Strahlungsabsorptionsmaterialien14,15,16. Die allgemeine Idee der Verwendung weichmagnetischer Spinellmaterialien hängt von den magnetischen und elektrischen Eigenschaften dieser Materialien ab, wie z. B. dem höheren Wert der elektrischen Leitfähigkeit, Permittivität (σr) und Permeabilität (μr) des Materials17. Allerdings ist die Verwendung eines Verbundwerkstoffs aus Polymer oder eines Zementblocks mit magnetischem Ferrit als Füllstoff ein intelligenter Weg zur Verbesserung der EMI-Abschirmleistung18,19.

Es ist notwendig, die unerwünschten Emissionen von Materialien/Geräten und externen Medien zu begrenzen, um die negativen Auswirkungen ionisierender Strahlung sowie die schädliche Beeinflussung des Menschen zu regulieren und hinauszuzögern. Die Fähigkeit von Abschirmmaterialien, Strahlung abzulenken und zu absorbieren, ist die Hauptfunktion dieser Materialien. Wir wissen, dass Ladungsträger in elektrisch leitfähigen Abschirmmaterialien Reflexionen verursachen, und wir können vorhersagen, wie dies geschieht20,21,22. Der Absorptionsprozess erfolgt durch die Nutzung der magnetischen und elektrischen Dipole von Abschirmmaterialien. Zur Leitung der Absorptionsstrahlung werden mehrere Abschirmmaterialien verwendet; Diese Materialien wurden aufgrund ihrer intelligenten und vielversprechenden Strahlenschutzeigenschaften ausgewählt und umfassen Kohlenstoffnanoröhren23, Graphen24, Polymere25, BaTiO36,26, PZTiO327 und Nanoferrit28.

Diese Arbeit beinhaltet die Synthese von Mg(1−x)ZnxFe2O4 (MZF) im Nanomaßstab über ein chemisches Verfahren und wurde entwickelt, um magnetisches Ferrit als Füllmaterial zu verwenden, das zur Abschwächung der Gammastrahlung beiträgt, was einen grundlegenden Beitrag zum Absorptionszerfall leistet führen zu einer hohen Abschirmwirkung bei gleichzeitig hoher Dämpfung ionisierender Strahlung.

Bei der Anwesenheitsuntersuchung von Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben mit (x = 0,0, 0,10, 0,20, 0,30, 0,40 und 0,50) wurde das Ferritsystem unter Verwendung der Co-Präzipitationsmethode hergestellt29,30. Die Ausgangsmaterialien waren MgCl2·6H2O, ZnCl2 und FeCL3·6H2O (Molverhältnis 1:2) durch Zugabe einer 25%igen Amoniaklösung. Die gesamte verwendete Substanz stammte vom Oxford Lab und war von sehr hoher chemischer Reinheit (99,99 %). Reagens. Das Ferritsystem wurde in einer typischen Reaktion hergestellt,

Das Volumen der Reaktionsmischung wurde unter magnetischem Rühren während einer kontinuierlichen allmählichen Zugabe von 25 ml zu einer 25 %igen Ammoniaklösung vereinigt, wobei das Erhitzen 30 Minuten lang fortgesetzt wurde. Ein schwarzer Niederschlag wurde dekantiert und mit 500 ml destilliertem Wasser in einem wechselnden Magnetfeld gewaschen (Schema 1).

Schematische Darstellung der Synthese von Mg(1−x)ZnxFe2O4 durch Co-Präzipitationsmethode.

Die linearen Schwächungskoeffizienten (µ) von Ferritproben wurden experimentell mit der Schmalstrahlmethode in Verbindung mit einem Pb-Kollimator gemessen. Die kollimierten Photonen, die unterschiedliche Energien haben, haben mit verschiedenen Arten von Glasproben interagiert. Strahlungsmessungen wurden mit einem NaI (Tl)-Szintillationsdetektor (Oxford-Modell) mit einem 3–3 Zoll großen Durchmesser durchgeführt. Detektionsfenster, das mit einem Mehrkanalanalysator gekoppelt war31. Die im Experiment verwendeten radioaktiven Quellen waren Ba-133 (81 und 356 keV, 1 µCi), Cs-137 (662 keV, 5 µCi), Co-60 (1173 und 1332 keV, 10 µCi) und Th- 233 (911 und 2614 keV, 20 µCi). Abbildung 1 zeigt den Versuchsaufbau, der Quelle, Probe und Detektor umfasst. Der Bereich unterhalb des Photopeaks wurde verwendet, um die Photonenintensität ohne und mit Absorber für jede Gammalinie im Experiment zu bestimmen. Die Unsicherheiten betrugen weniger als 1 % der Gesamtzahl der Unsicherheiten. Die Spektren wurden mit der von Canberra entwickelten Genie-2000-Software analysiert.

Aufbau der Strahlungsmessung.

Röntgenbeugungsmuster der untersuchten Proben, die bei 1100 °C getempert wurden, sind in Abb. 2 dargestellt. Röntgenbeugungsmuster weisen auf eine einphasige kubische Spinellstruktur mit dem Hauptpeak (311)6,32,33,34,35 hin. Anhand der breiten XRD-Peaks kann bestätigt werden, dass die Proben aus ultrafeinen Partikeln in Nanogröße bestehen. Die Kristallitgröße wurde aus der XRD der intensivsten Peaks unter Verwendung der Scherer-Gleichung geschätzt. (1) und liegt im Bereich von 35–45 nm. Die berechneten Werte des Gitterparameters (a), der Kristallitgröße (t), des interplanaren Abstands (d), der Röntgendichte (dx) und der Schüttdichte (dB) sowie des Prozentsatzes der Porosität (P) sind ebenfalls enthalten in Tabelle 1 zusammengefasst.

XRD-Muster von Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben mit (x = 0,0, 0,10, 0,20, 0,30, 0,40 und 0,50).

Die entsprechenden Highscore-Plus-Proben von Mg(1−x)ZnxFe2O4 sind in Abb. 3 dargestellt. Beugungspeaks, die den Beugungsebenen (111), (220), (311), (222), (400), (422) entsprechen. , (511), (440), (533) und (202) sind einphasig mit der Raumgruppe Fm-3m indiziert.

Der passende Highscore plus für XRD-Muster für alle Proben.

Die Struktur- und Gitterparameter von Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben wurden basierend auf der Halbwertsbreite FWHM (β), dem Bragg-Winkel (θ im Bogenmaß) und den Miller-Indizes jeder Ebene (hkl) der Beugung bestimmt Gipfel. Mit Hilfe der folgenden Gleichungen können wir den interplanaren Abstand (d′), die Mikrospannung (ɛ), den Kettenabstand (R), die Kristallitgröße (d), die Versetzungsdichte (δ) und die Verzerrungsparameter (g) bestimmen36 :

wobei k = 0,89; und λ-Wellenlänge der Röntgenstrahlung für Cu-κα-Strahlung = 1,541178 Å

Die Strukturparameter R, ɛ, d, δ und g werden berechnet und in Tabelle 1 aufgeführt. Die in Tabelle 1 gezeigten berechneten Daten zeigen, dass die Werte der Gitterparameter (a) mit abnehmendem Mg-Gehalt abnehmen37. Dieser Rückgang kann darauf zurückgeführt werden, dass Mg2+-Ionen mit einem kleineren Ionenradius (0,066 nm) durch Zn2+-Ionen mit einem größeren Ionenradius (0,082 nm) ersetzt wurden. Auch das ungewöhnliche Dichteverhalten, das bis zu x = 0,3 ansteigt und dann abnimmt, kann auf den Ersatz von leichterem Mg durch schwerere Zn-Atome und die Verteilung der Zinkkonzentration im Untergitter und damit auf den Einfluss der Kondensation auf die Kristallstruktur zurückgeführt werden38. Die ermittelten Werte in Tabelle 1 zeigen, dass die Mg-Zn-Ferrit-Zusammensetzung sowohl die XRD als auch die Schüttdichte deutlich reduziert. Dies hängt mit dem Ersatz des Mg2+-Ions mit kleinerem Ionenradius (0,066 nm) durch Zn2+-Ion mit größerem Ionenradius (0,082 nm) zusammen. Zn2+-Ionen in einem Spinellferrit hingegen haben eine signifikante Affinität zu tetraedrischen Zwischenräumen ( A-Stellen) und können daher sowohl Mg2+- als auch Fe3+-Ionen in A-Stellen ersetzen, wie aus der Kationenverteilung hervorgeht. All dies zeigt, dass der Anteil der Leerstellen in den Materialien zunimmt, was sich auf die Packungsdichte auswirkt.

Abbildung 4 zeigt die FTIR-Spektren im Wellenzahlbereich (400–1500 cm−1) bei Raumtemperatur für Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben, die mit der Kopräzipitationsmethode hergestellt wurden. Es kann festgestellt werden, dass die höhere Frequenz (υTetra) auf die Eigenschwingung des Tetraederkomplexes um ≈ 600 cm−1 zurückzuführen ist, die niedrigere Frequenz (υOcta) auf die Eigenschwingung des Tetraederkomplexes um ≈ 450 cm−139,40 zurückzuführen ist. Diese Änderung zwischen zwei Frequenzen kann durch die Änderung des Fe3+_O−-Komplexes im Mg(1−x)ZnxFe2O4-Ferritsystem aufgrund der Besetzungsmöglichkeit von Zn2+-Ionen an tetraedrischen (A) Stellen erklärt werden, wobei Fe-Ionen teilweise A-Stellen besetzen und B-Sites. Mg2+ nimmt an den A-Stellen und/oder B-Stellen ab und ersetzt das Zn2+-Ion, was zur Wanderung einiger Fe-Ionen von den B-Stellen zu den A-Stellen führt. Es kann beobachtet werden, dass die charakteristischen IR-Banden, wie gezeigt, Banden in der Nähe von 1400 cm−1 unterscheiden. Dies ist auf die Streckschwingungen und H-O-H-Biegeschwingungen des freien oder absorbierten Wassers zurückzuführen30.

FTIR von Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben mit (x = 0,0, 0,10, 0,20, 0,30, 0,40 und 0,50).

Die Kraftkonstanten (FC) an den A- und B-Stellen, die von den Schwingungsfrequenzen abhängen, sind (FOcta) bzw. (FTetra), wie in Tabelle 2 angegeben. Es ist ersichtlich, dass die Kraftkonstante an der Die Tetraederplätze sind ausgedehnter als die Oktaederplätze. Die Verringerung der Kraftkonstante an der Tetraederstelle nach der Zn2+-Substitution in MgFe2O4 weist darauf hin, dass Zn2+-Ionen die Tetraederplätze besetzen. \(F=4\pi {c}^{2}{v}^{2}\mu\) wurde verwendet, um die Kraftkonstante schwingender Bindungen zu berechnen, wobei c die Lichtgeschwindigkeit im Raum (cm/s) ist. ist die Wellenzahl der Frequenz und die verringerte Masse von Fe3+- und O2−-Ionen, die durch \(\mu =\frac{{m}_{o}*{m}_{Fe}}{{m }_{o}+{m}_{Fe}}\)39.

Aus Abb. 5 ist ersichtlich, dass es bei allen Proben eine Überlappung der Absorptionsbande in den FTIR-Spektren gibt. Für eine genauere Analyse und den Erhalt fundierter Informationen über die Änderungen in der Struktur und Position der Absorptionsbande, die in den untersuchten Proben auftreten, werden daher die entfalteten Spektren über mehrere Gaußsche Peaks ≈ (8–14 Peaks) verwendet. Alle Parameter, die aus entfalteten FTIR-Peaks ermittelt werden, sind in Tabelle 3 dargestellt.

Gaußsche Entfaltung des FTIR-Spektrums von Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben mit (x = 0,0, 0,10, 0,20, 0,30, 0,40 und 0,50).

Abbildung 6a und b zeigen die Abhängigkeit des elektrischen Widerstands und der Leitfähigkeit für das Ferritsystem Mg(1−x)ZnxFe2O4 von den Temperaturbereichen (77–295 K). Es ist deutlich zu erkennen, dass die Existenz zweier linearer Bereiche jede Leitfähigkeitskurve charakterisiert, was auf das Vorhandensein unterschiedlicher Ladungstransportmechanismen zurückzuführen ist41,42. Das ln(σ)-gegen-1000/T-Diagramm zeigt eine Monolinearitätsbeziehung zur Schätzung der Aktivierungsenergie über den gesamten Temperaturbereich. Daher wurde die Aktivierungsenergie (Ea) mithilfe der Arrhenius-Gleichung bestimmt, wobei die entsprechende Auftragung von ln(σT) gegen 1000/T eine annähernd lineare Beziehung zeigt, wie in Gl. (9)43,44,45.

(Ln ρ), (Ln σ) Vs. (1000/T, (k−1)) von Mg(1−x)ZnxFe2O4-Proben mit (x = 0,0, 0,10, 0,20, 0,30, 0,40 und 0,50).

In dieser Gleichung ist \({\rho }_{o}\) der spezifische Widerstand bei Raumtemperatur, \(\Delta E\) ist die Aktivierungsenergie in Elektronenvolt, k ist die Boltzmann-Konstante, 8,625 × l0–5 eV /K und T ist die absolute Temperatur. Für die Änderung der Steigung in allen Kurven waren zwei parallele Leitfähigkeitsprozesse mit unterschiedlichen Aktivierungsenergien verantwortlich. Diese Steigungsverschiebung wird häufig bei Temperaturen beobachtet, die nahe der Curie-Temperatur der Proben (Tc)46,47,48 liegen.

Es war möglich, die Aktivierungsenergie jeder Probe innerhalb des beobachteten Temperaturbereichs anhand der Steigung linearer Widerstandsdiagramme zu berechnen. Den Ergebnissen zufolge lag die Aktivierungsenergie im Bereich von 0,21–0,76 eV, wie in Tabelle 4 und Abb. 7 dargestellt. Es wurde festgestellt, dass der Zn-Gehalt im System Mg(1−x)ZnxFe2O4 Ferrit auf x erhöht wird = 0,2 führte zu einem Anstieg der Aktivierungsenergie, und dann können Abnahmen auf die Theorie zurückgeführt werden, dass sie auf das Vorhandensein unterschiedlicher Ladungstransportmechanismen zurückgeführt werden können, und die Abnahme, auf die die Theorie einer Änderung der Aktivierungsenergie zurückzuführen ist Die Aufspaltung des Leitungsbandes und der Valenzbänder unterhalb (Tc), der höhere Wert der Aktivierungsenergie bei höherer Zn-Konzentration, weisen auf eine starke Blockierung des Leitungsmechanismus zwischen Fe3+- und Fe2+-Ionen hin48.

Aktivierungsenergie des Mg-Zn-Ferritsystems mit unterschiedlichem Mg-Gehalt (x).

Für alle Proben mit einem Gewicht von 0,015 g wurden homogene und gut gemahlene Mössbauer-Spektroskopiemessungen durchgeführt. Der sequentielle Zerfall der 57Co-Quelle erzeugte 14,4 keV-Strahlen (5 mCi). Alle Messungen wurden über einen Geschwindigkeitsbereich von ± 10 mm s bei Raumtemperatur (RT) durchgeführt und die Spektraldaten wurden mithilfe von Lorentz-Linienformen angepasst. Die Mösbauer-Spektren von Mg1−xZnxFe2O4 wurden bei (RT) aufgenommen und mithilfe der Lorentzschen Linienformen angepasst (Abb. 8). Veranschaulicht die Hyperfeinparameter, Isomerenverschiebung (IS), magnetisches Hyperfeinfeld (Hhf), Quadrupolverschiebung (QS), relative Fläche (A0) und Linienbreite (Г). Die Analyse der Mösbauer-Spektren für alle aufgezeichneten Spektren (x = 0–0,5) ist durch die Aufspaltung von Dubletts charakteristisch, was auf das Vorhandensein von Fe3+-Ionen an der tetraedrischen und oktaedrischen Stelle zurückzuführen ist und das superparamagnetische Verhalten der Mg-Zn-Ferritproben bestätigt49,50.

Angepasste Mössbauer-Spektren für Proben Mg(1−x) Zn(x)Fe2O4.

Zusätzlich zum superparamagnetischen Dublett wurde ein einzelnes Sextett (B) beobachtet; Dies weist auf Relaxationseffekte hin, dh auf das Vorhandensein von Ionen nur in der oktaedrischen B-Stelle, während das magnetische Sextett der A-Stelle verschwindet. Allerdings kann die Möglichkeit der Besetzung von Fe3+-Ionen sowohl an den A- als auch an den B-Positionen die Werte des magnetischen Hyperfeinfelds, die Verschiebung des Quadrupolverschiebungs-Isomers und den Zusammenhang mit der Substitution von Zn in der Mg-Ferrit-Zusammensetzung geringfügig beeinflussen. Bei allen Proben werden die Zentren der Zeeman-Linien nicht verändert (0,446 für Sextett (B) und 0,431 für Dublett), was darauf hinweist, dass der Ersatz von Mg2+ durch Zn2+-Ionen die Lagensymmetrie nicht verändert hat.

Die in (Tabelle 5) angegebenen angepassten Parameter zeigen die angepassten Mossbauer-Parameter Isomerverschiebung (δ), Quadrupolaufspaltung (ΔEQ) und Fläche (A). Die Isomerverschiebung von Sextett (B) wird den Eisenionen an der B-Stelle zugeordnet. aufgrund des Unterschieds im Fe3+–O2–-Kernabstand51,52,53. Die Fläche der Unter-Mößbauer-Spektren für Sextett (B) nimmt systematisch ab, wenn der Zn-Gehalt an der B-Stelle zunimmt. Zurückzuführen ist dies auf die Zunahme des schwachen paramagnetischen Charakters (Zn-Ionen), während der ferromagnetische Charakter abnimmt (Fe-Ion), dh die Abschwächung der Wechselwirkungen zwischen den Untergittern (AB) zwischen Fe-Ionen. Da die Partikelgrößen klein sind, ist die Kristallisation unvollständig. Die ΔEQ-Werte nehmen mit zunehmendem Zn-Gehalt ab, was auf eine geringere lokale Verzerrung an den B-Stellen der Ferritstruktur 54 hinweist. Das Wachstum superparamagnetischer Dubletts aufgrund der abnehmenden Partikelgröße mit zunehmendem Zn-Gehalt, was eine Verringerung der Massenmagnetisierung bedeutet. Aufgrund einer großen Anzahl nichtmagnetischer nächster Nachbarn kann das zentrale Dublett den magnetisch isolierten Ionen zugeschrieben werden, die nicht zur magnetischen Fernordnung beitragen55,56.

Die Transmissionen (T) wurden anhand der folgenden Formel basierend auf Photonenintensitäten (I) und Glasdicke (t) für eine Vielzahl von Ferritproben bei verschiedenen Energien berechnet57,58:

T-Werte für Ferritproben mit 0,0, 0,10, 0,20, 0,30, 0,40 und 0,50 Zn sind in den Abbildungen dargestellt. 9, 10 und 11 bei 0,356, 0,662, 0,911, 1,332 und 2,614 MeV. (Ein Beispiel).

Transmissionsvariation in Abhängigkeit von den Dickenwerten (x) für eine MZF0,0-Nanoferritprobe.

Variation der Transmission in Abhängigkeit von den Dicken-(x)-Werten für eine MZF0,3-Nanoferritprobe.

Variation der Transmission in Abhängigkeit von den Dickenwerten (x) für eine MZF0,5-Nanoferritprobe.

Die T-Werte von Ferritproben sinken bei einer bestimmten Energie, wenn der Zn-Gehalt und die Dicke der Ferritproben ansteigen, wie in diesen Abbildungen dargestellt. Die T-Werte für MZF0.0-, MZF0.3- und MZF0.5-Ferritproben betragen 0,10012086, 0,116960243 und − 0,12909263 bei 0,356 MeV bzw. 0,29 cm. Das Beer-Lambert-Gesetz kann zur Bestimmung des linearen Dämpfungskoeffizienten (µ) verwendet werden, der ein wichtiges Merkmal für die Messung der Wechselwirkung von Photonen mit Ferritproben ist59:

Die Werte des Massenschwächungskoeffizienten (µm) für Ferritproben MZF0,0, MZF0,1, MZF0,2, MZF0,3, MZF0,4, MZF0,5 liegen bei 0,081, 0,356, 0,662, 0,911, 1,173, 1,332 und 2,614 MeV sind in Abb. 12 dargestellt. Mit steigender Photonenenergie sinken die Werte. Abhängig von ihrer Energie interagieren Photonen auf drei verschiedene Arten mit Materie. Wenn es um Wechselwirkungen geht, sind der photoelektrische Effekt, die Compton-Streuung und die Paarbildung Phänomene, die bei unterschiedlichen Energieniveaus auftreten: niedrig, mittel und hoch.

Variation des Massenschwächungskoeffizienten (µm) in Abhängigkeit von der Photonenenergie für alle untersuchten Nanoferritproben.

Bei 0,081, 0,356, 0,662, 0,911, 1,173, 1,332 und 2,614 MeV sind die Werte in Abhängigkeit von der Ferritzusammensetzung in Abb. 13 dargestellt. In Abb. 13 gab es eine Ausnahme von dieser Regel, wo die Massenschwächungswerte für alle Proben bis auf diese angegeben wurden bei 0,081 MeV nimmt ab, wenn der Zn-Gehalt von 0 auf 0,5 Gew.-% steigt. Dies könnte darauf zurückzuführen sein, dass die Compton-Streuung in diesem Energiebereich dominiert. Dabei ist die Wahrscheinlichkeit, dass eine Compton-Reaktion auftritt, proportional zu Z und der Photonenenergie (E) gemäß Z/E.

Variation des Massenschwächungskoeffizienten (µm) gegenüber untersuchten Nanoferritproben.

Das Strahlenschutzdesign basiert stark auf der (T0,5)-Halbwertsschicht. Die Dicke des Materials, die erforderlich ist, um die einfallende Photonenintensität auf 50 % ihres Ausgangswerts zu reduzieren, wird als diese Eigenschaft bezeichnet60:

Die T0,5-Werte der Ferritproben bei 0,081, 0,356, 0,662, 0,911, 1,173, 1,332 und 2,614 MeV wurden gemessen und in Abb. 14 dargestellt. Es wurde festgestellt, dass Ferritproben niedrigere T0,5-Werte aufwiesen, wenn der Zn-Gehalt zunahm von 0 bis 0,5 Gew.-%. Beispielsweise sind bei 0,356 MeV 1,87, 1,70, 1,67, 1,65, 1,62 und 1,56 cm die T0,5-Werte von MZF0,0, MZF0,1, MZF0,2, MZF0,3, MZF0,4 und MZF0 .5 Ferritproben. Außerdem steigen die T0,5-Werte aller Ferritproben mit zunehmender Photonenenergie. Für die MZF0,5-Probe sind 0,36, 1,56, 2,00, 2,37, 2,70, 2,88 und 3,97 cm die T0,5-Messwerte bei 0,081, 0,356, 0,662, 0,911, 1,173, 1,332 und 2,614 MeV. Die Ergebnisse zeigen, dass die Ferritproben MZF0,0 und MZF0,5 die höchsten bzw. niedrigsten T0,5-Werte aufweisen.

Variation der Halbwertsschicht (T0,5) über der Photonenenergie für alle Proben.

Magnesium-Zink-Ferrit wurde erfolgreich mit der Co-Präzipitationsmethode synthetisiert und mithilfe von XRD- und FTIR-Techniken charakterisiert. Die XRD-Muster bestätigen die Bildung einer einzelnen Phase. XRD-Daten wurden verwendet, um strukturelle Eigenschaften wie den Gitterparameter aexp (Å), die Kristallitgröße t (nm), den interplanaren Abstand d (nm), die Röntgendichte dx (g/cm3) und die Schüttdichte dB (g/cm3) zu untersuchen. , Porosität P (%), Kettenabstand R (nm), Mikrodehnung (ɛ), Versetzungsdichte δ (nm-2) und Verzerrungsparameter (g). Es wurde festgestellt, dass es stark von den Strukturparametern abhängt, wenn Zn durch Mg-Ionen ersetzt wird. Den FTIR-Spektren zufolge stiegen sowohl die ν1- als auch die ν2-Schwingungsfrequenzen für tetraedrische und oktaedrische Plätze im Bereich von 609–624 cm−1 bzw. 461–482 cm−1 an, was weiter zur Berechnung von Kraftkonstanten herangezogen wurde. Das magnetische Hyperfeinfeld und das Isomer verschieben sich stark abhängig von Zn in der Mg-Ferrit-Zusammensetzung. Die Zugabe von Zn zu Magnesium-Zink-Ferrit MZF-Nanoferrit erhöhte die Dichte und verbesserte die Gamma-Abschirmungseigenschaften. Die µm-Eigenschaften wurden experimentell bei 0,081, 0,356, 0,662, 0,911, 1,332 und 2,614 MeV bestimmt. Die Gamma-Abschirmungseigenschaften der MZF-Nanoferrit-Probe sind im Vergleich zu anderen Proben bei niedriger Energie am höchsten. Beispielsweise betragen die MAC-Werte bei 0,081 MeV 0,283, 0,311, 0,340, 0,368, 0,396 und 0,425 cm2/g für MZF0,0, MZF0,1, MZF0,2, MZF0,3, MZF0,4 und MZF0,5 Ferritproben; während die MAC-Werte bei 2,614 MeV 0,0385, 0,03894, 0,03848, 0,03847, 0,03846 und 0,03845 cm2/g für MZF0,0, MZF0,1, MZF0,2, MZF0,3, MZF0,4 und MZF0,5 Ferrit betragen Proben. Die MZF0,5-Ergebnisse zeigten bessere Ergebnisse für MZF-Nanoferrit bei niedriger Energie und MZF0,0 bei hoher Energie. Aufgrund der erhaltenen Ergebnisse können wir das MZF-Nanoferrit als Strahlungsschutzmaterial für γ-Strahlen bezeichnen.

Alle während dieser Studie generierten oder analysierten Daten sind in diesem veröffentlichten Artikel enthalten.

Eine Korrektur zu diesem Artikel wurde veröffentlicht: https://doi.org/10.1038/s41598-022-26362-0

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Diese Arbeit wurde von Prinzessin Nourah bint, Abdulrahman-Universität, Forschungsunterstützungsprojektnummer (PNURSP2022R173) finanziert. Prinzessin Nourah bint, Abdulrahman-Universität Riad, Saudi-Arabien.

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HA Saudi

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Gharam A. Alharshan

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MAM Uosif

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AMA Henaish

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HMZ, SAI und AMH: haben den Hauptmanuskripttext geschrieben; HAS, MAU, GAA und SAI: alle Figuren vorbereitet und ertränkt; HAS, GAA und HMZ: Mitwirkung bei der Vorbereitung der verwendeten Verbundwerkstoffe; Alle Autoren haben das Manuskript überprüft und überarbeitet.

Korrespondenz mit Hesham MH Zakaly.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Springer Nature bleibt neutral hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.

Die ursprüngliche Online-Version dieses Artikels wurde überarbeitet: In der Originalversion dieses Artikels war MAM Uosif fälschlicherweise mit „Physikabteilung, Fakultät für Naturwissenschaften, Al-Azhar-Universität, Zweigstelle Assiut, Assiut 71524, Ägypten“ verbunden. Die korrekte Zugehörigkeit lautet: Physics Department, College of Science, Jouf University, PO 2014, Sakaka, Al-Jouf, Saudi-Arabien.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Zakaly, HMH, Issa, SAM, Saudi, HA et al. Struktur, Mössbauer-, elektrische und γ-Strahlen-Dämpfungseigenschaften der mit Magnesium-Zink-Ferrit synthetisierten Kopräzipitationsmethode. Sci Rep 12, 15495 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-17311-y

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Eingegangen: 04. Februar 2022

Angenommen: 25. Juli 2022

Veröffentlicht: 15. September 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-17311-y

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