DÉSORDRE DE STRUCTURE DANS LES CRISTAUX DU TYPE PEROVSKITE

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DÉSORDRE DE STRUCTURE DANS LES CRISTAUX DU TYPE PEROVSKITE

R. Comes, F. Denoyer, M. Lambert

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R. Comes, F. Denoyer, M. Lambert. DÉSORDRE DE STRUCTURE DANS LES CRISTAUX DU TYPE PEROVSKITE. Journal de Physique Colloques, 1971, 32 (C5), pp.C5a-195-C5a-203.

�10.1051/jphyscol:1971527�. �jpa-00214746�

DÉSORDRE DE STRUCTURE

DANS LES CRISTAUX DU TYPE PEROVSKITE

R. COMES, F. DENOYER et M. LAMBERT Laboratoire de Physique des Solides (*)

Faculté des Sciences, 91, Orsay

Résumé. - Dans ces cristaux, les atomes sont déplacés hors de leur position de grande symétrie et, ceci, même dans la phase cubique paraélectrique. Ces déplacements atomiques sont correlés d'une maille à la maille voisine et d'une manière anisotrope qui diffère suivant le type de dépla- cement considéré. L'ordre local est mis en évidence par i'analyse des diffusions de Rayons Xexistant en dehors des taches de diffraction. On discute du caractère critique ou non de ces diffusions ainsi que de leur relation avec la dynamique du cristal.

Abstract. -In these crystals atoms are displaced out of the high symetry positions even in the cubic paraelectric phase. These displacements induce anisotropic correlations which differ with the nature of the displacement involved. The local order is analyzed by means of X Ray diffuse scattering which appear outside the Bragg spots. The critical nature of this scattering and its relation with the crystal dynamics are discussed.

Nous discuterons ici de deux types de désordre qu'on rencontre dans les cristaux du type pérovskite. Le premier est relié au déplacement des atomes hors des positions de grande symétrie et par conséquent aux effets ferro-électriques ; il est caractéristique des phases haute température de BaTiO, et KNb03. Le second est relié à la rotation des octaèdres d'oxygène ou de fluor, rotation qui conduit à l'apparition de phases à mailles multiples, c'est le cas par exemple de KMnF,. Les deux effets peuvent, du reste, coexister et un cristal comme NaNbO,, par exemple, présente une succession de phases dont la structure est tout à fait complexe. Dans cet article, nous nous intéresserons essentiellement et dans tous les cas à la phase cubique stable à haute température et toujours para-électrique. Le désordre présent dans ces cristaux se traduit par l'apparition

d'une diffusion cohérente des Rayons X en dehors des Ti

0

dans certaines régions de L'espace réciproque ; elle est

:: :: ^@ ::

enregistrée au moyen de diagrammes photographiques ^{FIG. 1. -} Structure pérovskite idéale.

dont l'analyse conduit à des modèles de structure.

1. Corrélations linéaires de position : BaTi0,-KNbO,.

- Ces deux cristaux possèdent une succession de phases isomorphes qui sont respectivement et à tempé- rature croissante : rhomboédrique, orthorhombique, tétragonale et cubique. Dans tous les cas, la maille élémentaire peut être considérée comme une maille cubique légèrement déformée. La figure 1 représente la structure cubique ; dans les autres phases, les atomes sont légèrement déplacés à partir des positions de grande

(*) Laboratoire associe au C. N. R. S.

symétrie qu'ils occupent dans la phase cubique de façon à ce que la symétrie du cristal soit différente. Si, en première approximation, nous ne considérons que l'atome central (Ti ou Nb), dans chacune des 3 phases de basse température il se trouve respectivement déplacé suivant une diagonale de la maille, une diagonale de face et un côté de la maille. Les déplacements ato- miques, déterminés par des études structurales menées par diffraction de Rayons X et de neutrons, sont donnés dans le tableau 1 (Fig. 2) pour la phase tétragonale de BaTiO, [l], [2]. Ces déplacements étant petits, la maille reste toujours pseudo-cubique et dans tout ce qui suit

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1971527

R. COMES, F. DENOYER et M. LAMBERT

Position des atomes dans la phase tétragonale de BaTiO,.

Phase tétragonale de BaTi03

a Paramètres a = 3,995 A c = 4,034 A ;

a Coordonnées des atomes dans la maille.

Méthode Référence Ba Ti

- - - -

-+

Diffraction

,

(f

(;

de Rayons X ^I

0 , 0 2 6 ~ o0c(;-0,00) 2 O i c ( ~ - 0 , 0 O )

Diffraction 2 0,023 c 2 0 c

(f

q

(;

de neutrons 2

nous nous rapporterons toujours à la maille cubique déformée.

Les quatre structures possibles pour ces cristaux apparaissent donc a priori comme des structures ordonnées, la phase cubique étant para-électrique alors que les 3 autres possèdent une polarisation spontanée et sont donc ferro-électriques. Les transitions de phase se présentent donc comme des transitions d'une phase ordonnée à une autre phase ordonnée, ce qui conduit à des variations d'entropie faible en accord avec les résultats expérimentaux [3], [4], [5], qui donnent une variation d'entropie au moins inférieure d'un ordre de grandeur à celle qu'on attendait pour une transition ordre-désordre et qui est à peu près la même pour les 3 transitions de phase : rhomboédrique-orthorhom- bique, orthorhombique-tétragonale, tétragonale- cubique. A partir de la théorie de Landau [6] des transitions de phase, il est facile de montrer que, dans le cas de la dernière transition, qui est en fait une transition d'un état ferro-électrique à un état para- électrique, la faible variation d'entropie correspond à une valeur élevée de la constante de Curie, donc à une possibilité de constante diélectrique élevée qui fait l'intérêt de ce type de composés.

En fait, l'argument de la variation d'entropie est insuffisant pour exclure la possibilité de transition du type ordre-désordre 171, car il n'envisage, pour la struc- ture désordonnée, que la possibilité d'existence d'un désordre purement statistique (Fig. 3b). Si, dans la phase désordonnée, le désordre de position des atomes n'est pas statistique, mais qu'il existe des zones à l'in- térieur desquelles les déplacements atomiques soient corrélés (Fig. 3c), lors de la transition la variation d'en- tropie se trouve divisée par le nombre de mailles élé- mentaires se trouvant dans une telle zone, c'est-à-dire que l'existence d'un « ordre local » dans la phase désordonnée explique également la faible variation d'entropie observée pour les transitions de phase que subissent BaTiO, et KNbO,. A chacune de ces transi- tions, l'ordre à grande distance disparaît, ne laissant

subsister dans la phase désordonnée qu'un ordre local tel que le nombre de mailles élémentaires mis en jeu soit de l'ordre de 10.

FIG. 3. -Transition d'un état ferro-électri~ue (a) à un état para-électrique (b) ou (c). La transition (a) + (b) illùstre le passage d'un état ordonné à un état désordonné où le désordre est pure- ment statistique. La transition (a) +- (c) illustre le passage-d'un état ordonné a un état désordonné avec « ordre local »

Ces domaines corrélés sont donc assez petits et s'ils possédaient une forme isotrope ils seraient assez diffi- ciles à mettre en évidence par des expériences de Rayons X. L'expérience montre qu'il n'en est rien et que l'intensité diffusée se trouve concentrée dans des plans de l'espace réciproque parallèle aux faces de la maille cubique [8], [9], [IO] : la figure 4 montre les diagrammes obtenus pour cnacune des 3 phases de haute température car, seule la phase rhomboédrique stable à basse température ne présente aucune diffusion de grande intensité. Dans les autres cas, les :diffusions sont très intenses et étroitement localisées dans les 3 plans ( 100 } du réseau réciproque pour la phase cubique, dans les plans (100) et (010) pour la phase tétragonale et dans un plan seulement (100) pour la phase orthorhombique. L'apparition d'une série de plans (100) signifie que dans le réseau direct l'ordre à

(CI

FIG. 4. - KNb03 - diagrammes de cristal fixe réalisés en rayonnement monochromatique MoK,. a : phase orthorhom- bique (25 O C ) , axe [O011 parallèle au faisceau incident, axe 10101 vertical, axe [IO01 horizontal. b : phase tétragonale (250 OC),

même orientation. c : phase cubique (500 OC), même orientation.

grande distance est partiellement supprimé dans la direction [100], ne laissant subsister que des files pério- diques d'atomes mais limitées à un certain nombre de mailles. Le modèle simplifié [ I l ] de la figure 5, chaînes linéaires d'atomes périodiques placées aux nœuds d'un réseau plan périodique perpendiculaire mais dont l'origine se trouve décalée de

+

- les chaînes parallèles considérées sont partielle- ment incohérentes ; on voit donc apparaître sur le

diagramme la figure de diffraction d'une chaîne, c'est- à-dire une série de plans parallèles équidistants ;

- le déplacement des chaînes étant parallèle à leur propre direction, l'intensité est nulle dans l'espace réciproque dans le plan passant par l'origine et c'est bien ce qui est observé expérimentalement (Fig. 4).

Lorsqu'on passe successivement à la phase tétra- gonale, puis à la phase cubique, il apparaît successive- ment les plans de diffusion (010) puis (001). L'ordre à grande distance se trouve donc rompu successivement dans les 2 directions [O101 et [O011 ne laissant place qu'à un ordre local. L'hypothèse la plus simple qu'on

R. COMES, F. DENOYER et M. LAMBERT

FIG. 6. - Position de l'atome central Ti ou Nb dans les trois phasesPaute température de BaTiOs ou KnbOs. a : phase orthorhombique. b : phase tétragonale. c : phase cubique.

I l

I

puisse faire pour interpréter I'ensemble de ces résultats, hypothèse qui s'appuie également sur le fait que seule la phase rhomboédrique stable à basse température est une phase complètement ordonnée, est que le déplace- ment atomique a lieu dans tous les cas le long d'une diagonale de la maille pseudo-cubique [12]. Si dans toutes les mailles les déplacements sont parallèles, la structure est ordonnée et rhomboédrique. Si, par contre, les déplacements, dans deux mailles différentes, ont lieu suivant des diagonales différentes la structure moyenne sera différente suivant les cas considérés et pourra être orthorhombique, tétragonale ou cubique (Fig. 6). L'hypothèse d'un déplacement de l'atome central (Ti, Nb) suivant une des directions < ¹¹¹ >

quelle que soit la phase considérée a été formulée égale- ment par H. Takahashi et 1. B. Bersuker [13], [14]. Une telle hypothèse permet de rendre compte de la structure moyenne des phases successives de BaTiO, et KNbO, par l'introduction d'un désordre croissant lorsque la température augmente puisque 2 positions atomiques locales sont utilisées pour expliquer la structure ortho- rhombique, 4 pour la phase tétragonale et 8 pour la phase cubique. D'autre part, on peut ainsi expliquer la présence simultanée de corrélations suivant 2 direc- tions [100] et [O101 dans la phase tétragonale et dans 3 directions dans la phase cubique et ceci sans qu'il soit nécessaire d'introduire une hétérogénéité du milieu, c'est-à-dire des domaines. La figure 7 représente en projection sur un plan (010) les structures tétragonale et cubique : les déplacements atomiques dirigés suivant les directions < ¹¹¹ > ^se projettent donc suivant les directions < 101 >. On voit, en particulier, sur cette figure que, dans la phase tétragonale, l'ordre s'étend à grande distance suivant la direction [O011 qui est celle de la polarisation spontanée alors qu'il se trouve limité suivant la direction [100]. Le passage de la phase tétra- gonale à la phase cubique apparaît donc bien comme une rupture de l'ordre à grande distance dans la direc- tion [OOl], les chaînes se trouvant alors également limitées dans cette direction. Chacune des transitions de phase est donc de même nature puisqu'elle corres- pond à la possibilité pour la composante des déplace- ments atomiques dirigée suivant une direction < ¹⁰⁰ >

de prendre deux positions opposées, l'ordre étant cependant maintenu sur une certaine lqngueur en donnant naissance à ce que nous appelons les chaînes

< 100

>.

De la largeur des plans de diffusion de la figure 4 nous pouvons déterminer la longueur de cohérence le long d'une direction [100] ; on trouve expérimentale- ment une longueur de 50 à 100 A, c'est-à-dire de 12 à 25 mailles. Cet ordre de grandeur est lui aussi tout à fait en accord avec la valeur mesurée de l'entropie de transition. En fait, le modèle que nous avons introduit ici est très simplifié puisque nous avons toujours raisonné sur le cas d'un solide monoatomique ; il peut être généralisé en introduisant les déplacements des autres atomes de la maille. Le calcul complet a été

4 1 1

e[OO1~

COlOl

5. - Modèle de corrélation linéaire le long des axes [1001.

1 , 1 1

I

Il 1

11

Co011

a) phase thtragonale

b) phase cubique

FIG. 7. -Projection sur un plan (010) des déplacements ato- miques de l'atome de Ti ou de Nb. a : phase tétragonale : l'ordre à grande distance s'étend selon la direction [OOl]. b : phase cubique : il y a rupture de l'ordre à grande distance selon [OOl].

effectué par R. Comes [15] pour les différentes phases de KNbO, et BaTiO, et rend bien compte des mesures quantitatives d'intensité diffusée. Pour conclure ce chapitre, nous devons insister sur le fait que la phase cubique de ces 2 composés est en fait la phase la moins ordonnée : le désordre avec corrélations linéaires subsiste même lorsqu'on porte les cristaux à tempéra- ture relativement élevée. On observe simplement, et dans le cas de BaTiO, où la température de transition tétragonale-cubique est la plus basse (120 OC), un élar- gissement des plans de diffusion indiquant une diminu- tion de la longueur de corrélation par un facteur 2 quand la température est portée à 700 OC. Quant à l'intensité diffusée, elle est sensiblement constante dans le domaine d'existence de chaque phase et ne présente pas de phénomène critique au voisinage des points de transition.

II. Corrélations planaires : KMnF,. - Le cas de KMnF, est tout à fait différent bien que la phase cubique de haute température ait la même structure

moyenne, c'est-à-dire la structure perovskite. Lors- qu'on refroidit le cristal à partir de la phase cubique, il se transforme à 184 OK en une phase tétragonale 1161 dont la maille a la multiplicité 2a, 2b, 2c et dont la structure peut être décrite à partir de la rotation des octaèdres de F autour de l'axe c [17] ; la structure obtenue (Fig. 8) présente la périodicité 2a, 2b. Elle présente également la périodicité 2c, car les couches successives perpendiculaires à I'axe c ont des rotations de sens opposé.

FIG. 8. - a : Rotation des atomes de l'octaèdre de fluor autour de I'axe c. b : Déplacements dans le plan (001) des atomes de fluor.

Le diagramme des Rayons X obtenu dans la phase cubique (Fig. 9) ne présente pas les diffusions en plans décrites précédemment, mais il présente encore des diffusions qui sont, cette fois, localisées le long des axes < ¹⁰⁰

>

FIG. 9. - KMnF3 : phase cubique (T = - 73 OC) diagramme de cristal fixe réalisé en rayonnement monochromatique MoK,.

en particulier par les nœuds de surstructure correspon- dant à la phase tétragonale stable au-dessous de 184 0K. Ces observations signifient que, cette fois encore, la phase cubique est une phase désordonnée. Le désordre fait intervenir des déplacements atomiques tels que les plans ( 100) restent périodiques ; les

C5a-200 R. COMES, F. DENOYER et M. LAMBERT

déplacements sont corrélés à l'intérieur d'un même III. Corrélations linéaires et corrélations planaires : plan. Par contre, des plans successifs sont partiellement NaNbO,. - Les cristaux de NaNbO, présentent incohérents puisqu'on observe la figure de diffraction lorsqu'on les chauffe une succession de phases cristal- d'un plan, c'est-à-dire la série de droites parallèles lines [20], [21] dont les structures relativement périodiques normales à ce plan et passant par les complexes ne sont pas encore toutes connues. La phase nœuds du réseau plan réciproque ; il n'y a pas de corré- cubique est stable au-dessus de 640 OC et donne lieu, lation entre les déplacements atomiques de plans lorsqu'on l'examine au moyen de diagrammes de { 100 ) successifs. Si on se reporte à la structure de la Rayons X, aux deux types de diffusion simultanés [22] : phase tétragonale décrite figure 8, nous voyons qu'une - les séries de plans 100 ),

succession de plans parallèles tels que les octaèdres de - les séries d'axes

<

>.

Fluor aient tourné comme l'indique le schéma de la

figure 8b, mais tels que la rotation ait lieu au hasard La phase cubique est donc particulièrement désor- vers la droite ou la gauche est tout à fait en accord avec donnée, le désordre ~rovenant ^à la fois du déplace- les résultats expérimentaux. Le fait que les axes de

diffusion passent par les nœuds de surstructure de la phase basse température indique simplement que dans chaque plan considéré le doublement de maille est réalisé même dans la phase cubique. Le calcul de la répartition de l'intensité diffusée a été fait pour un tel modèle [19] et rend bien compte des caractéristiques observées, en particulier du fait expérimental qu'il n'existe pas d'axes de diffusion passant par les taches de diffraction du réseau cubique moyen.

La largeur des lignes de diffusion nous donne direc- tement la taille des domaines planaires corrélés : elle est supérieure à 200 A, c'est-à-dire que chaque zone cohérente correspond en fait à plus de mille mailles.

Nous avons présenté figure 10 des domaines cohérents juxtaposés dans un même plan.

de cristal fixe réalisé en rayonnement monochromatique MoK,.

A

150.

.- L Y

L

.- f

m s 100.

.- C

W

FIG. 10. - Microdomaines planaires. Les traits pleins repré- C sentent des domaines cohérents alors que les traits pointillés

correspondent à la frontière entre les différents domaines. Toute-

fois la structure de la frontière n'est pas connue. C z

Contrairement au cas précédent, les diffusions

01

observées varient cette fois beaucoup avec la tempéra- 600 650 700 750 800 )

ture, leur intensité devient grande au voisinage du TEMPERATURE ( O C 1

point de transition et leur largeur diminue : On a donc F,,. 12. - Variation avec la température de l'intensité des-&&

affaire ici à un phénomène critique et les longueurs de sions en axes dans NaNbOs, enregistrée au point réciproque corrélation deviennent très grandes quand on s'ap- ₃

h = - 1

proche du point de transition. L , k = 2 , 1 = 0 , 1 .

et conduisant aux corrélations linéaires et à la rotation riences ont été réalisées à Brookhaven par l'équipe de des octaèdres d'oxygène, rotation corrélée dans des G. Shirane [26]. Si on en compare les résultats à ceux plans ( 100 ). La présence simultanée des deux effets des mesures de Rayons X :

permet d'observer facilement sur l a photographie de la la distribution diffusée est la même figure 11 combien les longueurs de corrélation sont dans le réseau réciproque. Pour en rendre compte par plus grandes dans le cas de la cohérence planaire : les un modèle de phonons de basse fréquence, il faut axes de diffusion sont beaucoup plus fins que les plans- une distribution de ces mêmes D'autre part, l'intensité de ces diffusions étant très phonoas et relativement complexe ;

grande, nous avons pu reporter quantitativement la

variation de cette intensité avec la température (Fig. 12) 2) chaque fois que les diffusions sont étroitement au voisinage de la transition à 640 OC qui apparaît être localisées, c'est-à-dire les longueurs de corrélation de même nature que la transition à 184 OK de KMnF,. grandes, les diffusions observées sont ⁽⁽ quasi sta- On a bien affaire à un phénomène critique mais qui tiques B, c'est-à-dire le changement d'énergie des n'est pas limité à un domaine de température étroit neutrons centré sur une valeur nulle (Fige 13) [27], [281.

entourant le point de transition et s'étend sur plus de Ceci peut s'expliquer en disant soit que le mode de 200 OC : l'effet est encore loin d'avoir disparu à 800 OC.

-

IV. Nature de ce désordre. - Nous avons décrit ^{Ba Ti} cubique 150. C des modèles de structures désordonnées qui peuvent

exister en particulier dans les cristaux cubiques à structure perovskite. Ces modèles rendent compte des

,,,,-

diagrammes de Rayons X obtenus expérimentale- -È ment ; il est bien certain cependant que les Rayons X 8 ne peuvent pas distinguer un désordre statique d'un

2

effet dynamique consistant en un mouvement corrélé

*

des atomes d'une même chaîne ou d'un même plan. :

Cette dernière description est plus réaliste et corres- ^500- pond, en fait, à l'existence de fluctuations dans le

cristal, les domaines de fluctuation ayant une structure O

tout à fait anisotrope, linéaire ou planaire. Ceci est _{O 2} L 6 8 10 ^{I .} 12 ^I IL ^I 16

compatible avec les mesures de Résonance Nucléaire _{k,mev ( G.Shinno et ai.)} faites par R. Kind, B. Balmer et W. H. Granicher 1231

sur les cristaux de KNb03 et qui indiquent un temps ^(a) de vie pour les chaînes inférieur à IO-' ^S.

Les modèles introduits doivent également être 2000-

confrontés à la description des transitions de phase à partir de la dynamique des réseaux développée notam- ment par W. Cochran [24] et appliquée aux diverses

' .\

K M n 5 h(113)

transitions des cristaux à structure perovskite [25]. ¹⁵⁰⁰ -

Cette théorie prévoit, en particulier, l'existence dans la

-

-

187 A

phase cubique d'un mode de vibration dont la fréquence _E 188 A

diminue lorsqu'on abaisse la température jusqu'au

5

.

voisinage du point de transition. Il devient alors

-

instable et la structure se déforme pour donner nais- sance à la phase stable à basse température. Dans le cas

de la transition para- ferro-électrique, cet effet se produit ₅₀₀ - pour un mode de centre de zone de Brillouin ; dans le

cas de la transition avec doublement de mailles due à la rotation des octaèdres d'oxygène, l'effet se manifeste en bordure de zone de Brillouin. Dans les deux cas, la

-0,2 O '42

fréquence devenant faible au voisinage du point de

transition, il apparaît une diffusion des Rayons X ^%u,rne~ i G.Shirane et al. 1 localisée soit au voisinage des taches de Bragg (effet

ferro-électrique), soit au voisinage des taches de sur- ^(b)

structure de la phase stable à basse température (dou- RG. 13. - Résultats expérimentaux des expénenc~ aux neU- trons exécutées sur BaTiO3 et KMnF3 (d'après Shirane) [27J 1281.

blement de maille). Cet effet est, de la même manière, _{a :}

la composante centrée en fiw = 0 au &ans- par diffusion de neutrons et on peut alors versal optique a suramorti D dans BaTiOs. b : profil du mode analyser l'énergie des neutrons diffusés et, de là, « suramorti » au voisinage de la transition à 184 OK dans KMnFs.

Bibliographie

C5a-202 R . COMES, F. DENOYER et M. LAMBERT

vibration est « suramorti », soit simplement que le temps de vie des fluctuations devient relativement grand (supérieur à 10-11 s).

Dans le cas de BaTiO, et KMnF,, les résultats expé- rimentaux obtenus par diffusion des Rayons X et des neutrons sont donc compatibles et parler de phonons

<( suramortis » ou de << chaînes de corrélation » peut

apparaître comme une question de langage. Il existe cependant un cristal au moins pour lequel les résultats expérimentaux semblent actuellement contradictoires : KTaO,. Ce cristal reste cubique dans un très grand domaine de température : il est cubique au-dessus de 4 OK. Dans ce cas, il a été mis en évidence, pardiffusion de neutrons [29], l'existence d'un mode de vibration TO dont la fréquence diminue lorsque la température s'abaisse (Fig. 14), diminution qui laisse prévoir

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FIG. 15. - KTa03 : phase cubique (T = 25 OC), diagramme de cristal fixe réalisé en rayonnement monochromatique AgK,.

900 OK. (Fig. 16), ce qui semble indiquer une augmen- tation importante du déplacement des atomes avec la température, mais ne laisse pas présager de phénomène critique à basse température.

- j ^-

.- L 300 ₀

-

120

100

N-

> _{Q 80-}

-

_.

N- 60-

r

60

20-

O

30 -

1 empbrature, 'K i Shirane et al. l 4 .-

-

a - 2 0 -

FIG. 14. -Courbe (&)2 en fonction de Ia température pour :$

KTa03 (d'après Shirane) [29]. c

- C ^{m -}

l'existence d'une phase ferro-électrique au-dessous de

4OK. Or, le diagramme de Rayons X présente des ^{O Y I O ~ ~} t ~ m p i n i u r e . ^{O ~ ~} *K ^{) O S W ( W O ~ O O ~ ~ ~ O O}

traînées de diffusion (Fig. 15) analogues à celles obser-

vées pour KnbO,, la structure paraît donc désordonnée RG. 16. - Variation avec la température de I'intensité des diffu- et présente également une corrélation suivant les axes sions en plans dans KTa03, enregistrée au point réciproque

<

>

domaines corrklés, leur temps de vie devrait donc égale- Ces résultats semblent donc pour le moment assez ment être grand. Bien plus, l'intensité de ces diffusions incohérents et une description détaillée de la dyna- ne diminue pas du tout lorsqu'on augmente la tempéra- mique des cristaux à structure perovskite reste encore à ture, mais croît continuellement depuis 77 OK jusqu'à faire.

-

KTa03 T.O. (q=O)

*'

,.4

- ,{/*'

,' //'

,E.'

,/'

P .

- _.a

.'

,' 2f'

$& '

I I I l I

50 100 150 200 250

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