Взаимосвязь магнитных, электрических и упругих свойств в манганитах и халькопиритах (1102498), страница 3
Текст из файла (страница 3)
1а, накотором приводится кривая М(Т) при Н = 50 кЭ. Оказалось, что экспериментальныезависимости М(Т) при Т < Tk в разных магнитных полях удовлетворительноподчиняется следующему соотношению:М = М0L(μсH/kT) + Ms,(1)где L = cth(μcH/kT) – kT/μсH функция Ланжевена, описывающая намагниченность взависимости от Н и Т ансамбля суперпарамагнитных кластеров илиневзаимодействующих магнитных моментов парамагнитных ионов с моментом μс. Вэтой формуле μс – магнитный момент суперпарамагнитных кластеров, Ms – величинаМ при Т = Tk, М0 = M(T→ 0) – Ms и k – постоянная Больцмана. Величины μс былиопределены с помощью подгонки под кривую М(Т).
В поле 50 кЭ на кривой М(Т)отсутствует минимум при низких температурах и для этого случая величина Ms былаполучена путем экстраполяции участка кривой М(Т) при 60 ≤ Т ≤ 200 К допересечения с осью М. При этом значения μс были следующие: 7 μВ при Н = 6 кЭ, 9μВ при Н = 8 кЭ, 9 μВ при Н = 9 кЭ, 8.5 μВ при Н = 11 кЭ, 4.1 μВ при Н = 50 кЭ. Этоуказывает на то, что в СС фазе имеются невзаимодействующие магнитные кластеры,при T < Tk состоящие из двух ионов Mn – двухвалентного и трехвалентного или двухтрехвалентных, моменты которых упорядочены ферромагнитно.
В магнитном поле 50кЭ, в котором СС- состояние полностью подавлено магнитным полем, в бесконечномкластере, обладающем спонтанной намагниченностью, имеются, в основном,невзаимодействующие парамагнитные ионы с магнитным моментом ~ 4 μВ, т.е. ионыMn3+.Для двух других составов ZnSiAs2:Mn, CdGeAs2:Mn состояние спинового стеклане наблюдалась в низкотемпературной области, поэтому нам удалось выделитьспонтанную часть намагниченности (MS) с помощью соотношения8Ms = М - М0L(μсH/kT).(2)В остальном поведение намагниченности для ZnSiAs2:Mn, CdGeAs2:Mn былосхоже с выше описанным в системе ZnGeAs2:Mn.В рассматриваемых в данной работе системах эффективное обменноевзаимодействие определяется, в основном, конкуренцией обмена через носители токаи сверхобмена. Известно [2], что полупроводниковые халькопириты стабилизируютсявнутренними дефектами, являющимися источниками дырок и образующимистабильные комплексы с Mn.
Как указывалось выше, Mn замещает Cd или Zn, так чтоэти комплексы можно представить в виде (Me, VC, Mn), где Me есть Cd или Zn и VC –вакансия. Как указывалось выше, в ZnGeAs2:Mn при низких температурах ρ падает сростом Т, в основном, за счет возрастания подвижности и поэтому сверхобменпревалирует при низких температурах, являясь причиной состояния спиновогостекла. Напротив, обмен через носители тока преобладает при более высокихтемпературах, и он ответственен за ферромагнетизм.В работах [3, 4] распределение атомов Mn, например, в GaAs, предполагалосьполностью хаотическим. Однако, как показали вычисления, взаимодействия атомовMn, расположенных в соседних узлах, приводит к их притяжению [5].
В этом случаеРККИ взаимодействие, модифицированное для наноразмерных объектов, приводит кобразованию наноразмерных ФМ кластеров [6], как и было показаноэкспериментально в представленной диссертационной работе.Таким образом показано, что рассмотренные новые высокотемпературныематериалы спинтроники ZnSiAs2:Mn, CdGeAs2:Mn и ZnGeAs2:Mn – неоднородныемагнетики.Четвертая глава посвящена аномалиям магнитосопротивления и объемноймагнитострикции в системах La1-xAхMnO3 (A = Ca, Ba). Для составов La1-xBaxMnO3 (x= 0.15, 0.2, 0.25, 0.3) на температурных зависимостях удельногоэлектросопротивления ρ(Т) наблюдается максимум в районе точки Кюри и при Т < ТСсоставы с x = 0.2, 0.25, 0.3 имеют проводимость металлического типа, а состав с x =0.15 – полупроводникового.
При Т < ТС тепловое расширение Δl/l линейно возрастаетс температурой, что вызвано фононным ангармоническим вкладом. Наклон линииΔl/l(Т) значительно возрастает в окрестности ТС, что указывает на дополнительныйвклад в тепловое расширение.На примере монокристалла La0.7Ba0.3MnO3 рассмотрим поведение объемноймагнитострикции (ω) и магнитосопротивления (Δρ/ρ) в зависимости от температуры иот магнитного поля, которое характерно для всех остальных составов этой системы.Здесь ω = λ|| + λ⊥, где λ|| - продольная и λ⊥ - поперечная по отношению к магнитномуполю магнитострикция. На рисунке 2 показаны температурные зависимостиобъемной магнитострикции (а) магнотосопротивления (б) и изотермы этих величин врайоне температуры Кюри (в и г соответственно).
Из рисунков 2а и 2б видно, чтозависимости ω(Т) и (Δρ/ρ)(Т) вблизи ТС проходят через минимум и в минимумевеличины |ω| и |Δρ/ρ| достигают гигантских значений: |ω| = 4 × 10-4 и |Δρ/ρ| = 22.7 % вмагнитном поле 8.2 кЭ. В том же магнитном поле при комнатной температуре |ω| =2.54 × 10-4 и |Δρ/ρ| = 11.6 %. Как видно из рисунков 2в и 2г, кривые ω(Н) и (Δρ/ρ)(Н)не насыщаются вплоть до максимального поля измерения, равного 8.2 кЭ, хотяизотермы намагниченности при Т < ТС насыщаются в магнитных полях ~ 2 кЭ.9100325ω·10-244H=3.6 кЭ6.28.2ω ·10-1a-300-4-4-8-8б-16-24-24200250300350305350330-16-20150325300г3150400315-12-20100в-3-4-12320-2-4Δρ/ρ, %Δρ/ρ, %330 K-12T, K46H, кЭ810Рисунок 2. Температурная зависимость объёмной магнитострикции (а) имагнитосопротивления (б) для состава La0.7Ba0.3MnO3 в различных магнитных полях.Изотермы объёмной магнитострикции (в) и магнитосопротивления (г) в районетемпературы Кюри на кривых для состава La0.7Ba0.3MnO3.Таблица I.
Cоставы La1-xAхMnO3 (A = Ca, Ba). Максимальные значения объемнойудельногоэлектросопротивленияρmax,магнитострикции|ω|max,магнитосопротивления |Δρ/ρ|max и температуры, при которых они наблюдаются(Т|ω|max, Тρmax, T|Δρ/ρ|max)Состав|ω|max,H=8.2 кЭТ|ω|max, Kх = 0.15х = 0.2х = 0.38.6 x 10-58.2 x 10-58 x 10-5131170180x = 0.15x = 0.2x = 0.25x = 0.34.15 x 10-42.09 x 10-44.8 x 10-44 x 10-4198247245312|Δρ/ρ|max, % T|Δρ/ρ|max, KH=8.2 кЭA = Ca18.514513.41807.5190A = Ba25.420224.32364224522.7317ρmax, Ω мТρmax, КTC, K0.080.10.0051701872151551802050.2510-310-22 x 10-3216250246332228251250316Магнитосопротивление системы La1-xCaxMnO3 изучено многими авторами.
Вэтой системе было обнаружено колоссальное магнитосопротивление вблизи ТС,которое заключалось в подавлении максимума на кривой ρ(Т). В даннойдиссертационной работе было изучено тепловое расширение и магнитострикциямонокристаллических образцов данной системы. Как и в системе La1-xBaxMnO3, вовсех исследуемых образцах наблюдалось излишнее, по сравнению с линейным по10температуре, тепловое расширение в районе ТС. В данной системе величины |ω|maxоказалось меньше, чем у составов La1-xВaxMnO3, что видно из таблицы I. Как и впредыдущей системе, изотермы объемной магнитострикции не испытываютнасыщения, вплоть до максимального поля измерения 8.2 кЭ.Свойства систем La1-xAxMnO3 (A = Ca, Ba), описанных выше можно объяснитьприсутствием в этих составах магнитно-двухфазного ферро-антиферромагнитногосостояния (МДФС), вызванного сильным s-d/d-d обменом.
Такое МДФС былоописано ранее в теоретических работах Нагаева [7], Яназе и Касуя [8] и Даготто ссоавторами [9]. В таком МДФС носители заряда сосредоточены в ФМ частикристалла и отсутствуют в АФМ части. Такое состояние может быть какизолирующим при невысоком уровне легирования, так и проводящим при высоком. Всистемах La1-xАxMnO3 (А = Ba, Ca) температурная зависимость ρ в составах с х = 0.1и 0.15 ниже ТС имеет полупроводниковый тип проводимости, а в составах 0.2 ≤ х ≤0.3 – металлический, то можно предположить, что это МДФС – изолирующее всоставах с х = 0.1 и 0.15 и проводящее – в составах с 0.2 ≤ х ≤ 0.3.Колоссальное магнитосопротивление в исследованных системах можнообъясняется следующим образом. Для проводящего МДФС характерно резкоевозрастание ρ в районе ТС.
Здесь имеются два механизма, по которым примесномагнитное взаимодействие влияет на сопротивление: рассеяние носителей заряда,уменьшающее их подвижность, и образование хвоста их зоны, состоящего излокализованных состояний. В районе ТС происходит резкое уменьшениеподвижности носителей заряда и их частичная локализация в хвосте зоны, что иобъясняет максимум на кривой ρ(Т) вблизи ТС.
Под действием магнитного поляпроисходит делокализация носителей заряда из хвостов зоны и увеличение ихподвижности, что и приводит к КМС. В случае существования изолирующего МДФСв образце внешнее магнитное поле увеличивает радиусы ФМ капель, что облегчаеттуннелирование носителей заряда между ФМ каплями. Кроме того, магнитныемоменты ФМ капель упорядочиваются внешним полем, что также облегчаеттуннелирование носителей заряда между ними.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
