Взаимосвязь магнитных, электрических и упругих свойств в манганитах и халькопиритах (1102498), страница 4
Текст из файла (страница 4)
И, наконец, внешнее магнитное полеимеет тенденцию разрушать ФМ капли, увеличивая энергию дырок внутри капель итем самым, облегчая их переход в делокализованное состояние.Как указывалось выше, КМС объясняется в рамках МДФС, вызванного сильнымs-d обменом. Яназе и Касуя показали, что в магнитных полупроводниках, в которыхсуществует МДФС, вызванное сильным s-d обменом, параметры решетки в его ФМчасти уменьшены. Это связано с тем, что в ФМ части кристалла расстояние междупримесным ионом и его ближайшими соседями – магнитными ионами – укороченоиз-за экранирования новым распределением заряда, при котором происходитпонижение энергии ФМ части кристалла вследствие увеличения перекрытия междуоболочками валентного электрона примеси и d-оболочками ближайших магнитныхионов.
Нагаев показал, что объем ФМ части образца, находящегося в МДФС,увеличивается при наложении магнитного поля. В районе TC МДФС разрушается поддействием нагревания, при этом должно наблюдаться расширение образца в целом.Исследование температурных зависимостей теплового расширения видно, что при T< ТС Δl/l линейно возрастает с увеличением температуры, что обусловлено фононнымангармоническим вкладом. В районе ТС возрастание Δl/l с температурой происходит сбóльшей скоростью, что вызвано избыточным вкладом в Δl/l, связанным сразрушением МДФС в кристалле. Гигантская объемная магнитострикция (ГОМ)11заключается в подавлении этого избыточного теплового расширения магнитнымполем.
В области температур выше ТС включение внешнего магнитного поляувеличивает степень ФМ порядка вблизи примесей сильнее, чем в среднем покристаллу, так как его действие усиливается s-d обменом. Другими словами,магнитное поле восстанавливает в образце МДФС, разрушенное нагреванием, иприсущее его ФМ части сжатие решетки, что и является причиной гигантскойотрицательной объемной магнитострикции в ТС – районе. Однако, указанный вышепроцесс восстановления МДФС магнитным полем имеет место только вограниченном температурном интервале вблизи ТС, поэтому кривые |ω|(T) имеютрезкий максимум вблизи или выше ТС и быстро спадают с дальнейшим повышениемтемпературы.Стоит отметить, что ГОМ не наблюдается в традиционных магнитныхполупроводниках, таких как EuSe и др., в которых решетка более жесткая, чем вманганитах.
Очевидно, ГОМ, определяемая s-d обменом, проявляется лишь вразмягченной кристаллической решетке, где s-d обменное взаимодействие сравнимо сэлектростатическимивзаимодействиями,обеспечивающимисуществованиекристалла. Размягченность решетки в манганитах проявляется в зависимости типарешетки от Т, Н и уровня легирования.Оказалось, что в монокристаллах La1-хAxMnO3 (A = Ba, Ca) максимальнаявеличина |ω|max зависит от радиуса RА катиона А: она тем больше, чем большеразность |RА – RLa3+| (RLa3+ = 0.136 нм). Так, при Н = 8.2 кЭ |ω|max = 4.8 × 10-4 в La1-5хBaxMnO3 (RBa2+ = 0.161 нм) и 8.6 × 10 в La1-хCaxMnO3 (RCa2+ = 0.134 нм).
Рост |ω|max сростом разности |RА – RLa3+|, вероятно, связан с размягчением кристаллическойрешетки, вызванным флуктуациями величины радиусов катионов А и La3+, которыепринято характеризовать параметром беспорядкаσ2 = Σxiri2 - <r>2,(3)где xi и ri – концентрация и радиус i – катиона соответственно, <r> - средний радиус вподрешетке. Так, величины σ2 в составах с |ω|max следующие (в нм2): 1.1 × 10-5 (А =Ва) и 6 × 10-8 (А = Са).Пятая глава посвящена результатам исследований влияния дефицита кислородана магнитные, электрические, магнитоэлектрические и магнитоупругие свойстваманганитов La1-xSrxMnO3-δ. В работе были исследованы следующие системы: LaMnO3δ, La0,9Sr0,1MnO3-δ, La0,8Sr0,2MnO3-δ, La0,6Sr0,4MnO3-δ с δ = 0 – 0.2.
В авторефератевлияние дефицита кислорода на систему La1-xSrxMnO3-δ описываются на примересоставов La0,9Sr0,1MnO3-δ, так как в остальных исследованных образцах наблюдаетсяпохожее поведение.На рис. 3а показана температурная зависимость намагниченности М(Т) состава сδ = 0.1, которая типична и для составов с δ = 0.03 и 0.15.
Из этого рисунка видно, чтов области низких температур намагниченность слабо зависит от Т. Экстраполяциейэтого участка кривой М(Т) до пересечения с осью Т была определена величинаспонтанной намагниченности M0; ее значения для всех исследованных образцовприведены в таблице II. После этого участка начинается спад на кривых М(Т),который продолжается в широкой температурной области. Очевидно, понятиетемпературы Кюри ТС образца, находящегося в изолирующем МДФС, каким являетсяисследуемый состав La0.9Sr0.1MnO3-δ, весьма условно. Ее определение невозможно12методом термодинамических коэффициентов Белова-Арротта из-за магнитнойнеоднородности системы. Не правомерно определение ТС и по намагниченности вслабых магнитных полях, так как эта намагниченность обусловлена, в основном,размагничивающим фактором.
Размагничивающий фактор ФМ фазы зависит от ееконфигурации, которая меняется с температурой. Поэтому в качестве температурыКюри была взята температура, полученная путем экстраполяции наиболее крутойчасти кривой М(Т), измеренной в максимальном поле измерения 50 кЭ, до еепересечения с осью температур. Ее величины представлены в таблице II для всехизученных образцов.
Там же представлены температуры Кюри, полученные таким жеспособом из кривых М(Т), измеренных в магнитном поле 12 кЭ. Из таблицы II видно,что разница между величинами TC, измеренными в полях 12 и 50 кЭ, достигает ~ 60К. Это является дополнительным свидетельством магнитной неоднородностиобразцов. В пользу существования МДФС свидетельствует и смещение петлигистерезиса намагниченности образца, охлажденного до 5 К в магнитном поле(кривая FC), как показано на рис. 3б.30La0.9Sr0.1MnO2.9H=50 кЭ ZFCH=12 кЭ ZFC2015M, ед.
СГСМ/гM, ед. СГСМ/г25a10515La0.9Sr0.1MnO2.910б50-5-10ZFCFC в H=4.5 кЭ-150050100150200250300-5T, K-4-3-2-1012345H, кЭРисунок 3. Температурная зависимость намагниченности (а) и петли гистерезисанамагниченности (б) при температуре 5 К, измеренные после охлаждении образца вмагнитном поле 4.5 кЭ (кривая FC) и после охлаждения в отсутствии магнитногополя (кривая ZFC) состава La0.9Sr0.1MnO2.9.Из рис.
3а видно, что выше TC существует хвост намагниченности, при этомвеличины намагниченности при 300 К и 5 К различаются всего в 5 раз.Высокотемпературная часть последнего участка кривой М(Т), измеренной вмагнитных полях Н = 12 кЭ и 50 кЭ, подчиняется соотношению (1), описывающаянамагниченность в зависимости от Н и Т ансамбля суперпарамагнитных кластеров,обладающие моментом μС = 25.5 μB и μС = 19.8 μB соответственно. В таблице IIприводятся величины суперпарамагнитных кластеров в составах с δ = 0.03, 0.1 и 0.15и интервалы температур, в которых наблюдалось суперпарамагнитное поведение.
Тамже для этих составов приводятся: парамагнитная точка Кюри θ и величины удельногоэлектросопротивления ρ при Т = 200 К. Оказалось, что зависимость ρ(Т) имеетполупроводниковый характер, с энергией активации Е, значения которойпредставлены таблице II.13Очевидно в системе La0.9Sr0.1MnO3-δ c δ = 0.03, 0.1 и 0.15 имеются однозарядныеакцепторы – ионы Sr2+ и двухзарядные доноры – вакансии кислорода.
Энергетическиеуровни доноров расположены выше энергетических уровней акцепторов, поэтомуэлектроны с донорных уровней частично (у составов с δ = 0.1 и 0.15) или полностью(у состава с δ = 0.03) перейдут на акцепторные уровни, т.е. полупроводник будетчастично компенсирован. Количество нескомпенсированных электронов или дырокна ф.е., которое равно 0.1 – 2δ, приведено в последнем столбце таблицы II. В составахс δ = 0.1 и 0.2 имеется электронный тип проводимости, а в составе с δ = 0.03 –дырочный.
Если считать, что одна дырка приводит к образованию 1 иона Mn4+ смагнитным моментом 3 μВ, а 1 электрон – к образованию иона Mn2+ с магнитныммоментом 5 μВ, то при полном ФМ упорядочении в составе с δ = 0.03 магнитныймомент на ф.е. равнялся бы 3.96 μB/ф.е., в составе с δ = 0.1 – 4.1 μB/ф.е. и в составе с δ= 0.15 – 4.2 μB/ф.е.
Как видно из таблицы II, величины экспериментально полученныхзначений магнитного момента (M`0, μB/ф.е.), определенного из M0, оказалисьблизкими к ~ 1 μВ, т.е. в ~ 4 раза меньше. Вследствие чего можно предположить, чтои при самых низких температурах, при которых производились измерения (5 К), лишь0.25 объема образца упорядочено ферромагнитно.Таблица II.
Магнитные и электрические характеристики La0.9Sr0.1MnO3-δδθ,КТС, К50 кЭ0,032610,10,15M`0,μB/ф.ед.12 кЭ214M0,СГСМ/г12 кЭ18,9M`0,μB/ф.ед.50 кЭm,μB/ф.ед.12 кЭm,μB/ф.ед.50 кЭE,эВlg ρ,T=200K0,1–2δ0,8M0,СГСМ/г50 кЭ28,21,193,631,0029,41,2423220-300 K19200-300 K0,423,834200-300 K26150-300 K0,473,9924,41,0231,31,3123170-300 K19200-300 K0,545,410,04дырки0,1электроны0,2электроны275183290175Из таблицы II видно, что по мере возрастания дефицита кислорода температураКюри и моменты суперпарамагнитных кластеров уменьшаются, а парамагнитнаяточка Кюри, намагниченность M0, удельное электросопротивление и энергияактивации увеличиваются. Магнитосопротивление Δρ⁄ρ и магнитострикция в составес δ = 0.03 отрицательны в районе ТС. Хотя и наблюдается максимум на кривой|Δρ⁄ρ|(Т) в ТС (смотри рис. 4a), этот максимум на 1-2 порядка ниже, чем у состава с δ =0 по данным работы [10]. Как видно из рис.
4б, модуль объемной магнитострикции ωтакже проходит через максимум в районе ТС, но его величина всего лишъ ~ 10-5, чтона порядок ниже, чем у состава с δ = 0 [10]. Следует отметить, что кривые {Δρ⁄ρ}(H)и ω(Н) далеки от насыщения в максимальных полях измерения Н = 12.1 кЭ, чтоприсуще магнитным полупроводникам в районе ТС и объясняется присутствиемферронов [7]. Занижение максимальных величин |Δρ⁄ρ| и |ω| в районе ТС в составе с δ= 0.03 по сравнению с составом с δ = 0, по-видимому, связано с уменьшениемконцентрации ферронов из-за частичной компенсацией дырок электронами. Всоставах с δ = 0.1 и 0.5 с электронным типом легирования величины |Δρ⁄ρ| и |ω|меньше на 1-2 порядка, чем в составе с δ = 0.03, то есть в них наблюдается отсутствие14гигантских эффектов магнитосопротивления и объемной магнитострикции, чтосвидетельствует об отсутствии ферронов около неионизованных вакансий кислорода.10,3H = 6,9 кЭ10,6 кЭ12,1 кЭa0-150,1ω·10Δρ/ρ, %0,20,0-0,1La0,9Sr0,1MnO2,97160180-3-4-0,2140-2200220240-550260T, Kб6.9 кЭ10.612.1La0,9Sr0,1MnO2,97100150200250300350T, KРисунок 4.
Температурная зависимость магнитосопротивления Δρ/ρ (a) и объемноймагнитострикции ω (б) в разных магнитных полях состава La0.9Sr0.1MnO2.97.На основании исследования магнитных, электрических, магнитоэлектрических имагнитоупругих свойств составов La1-хSrхMnO3-δ (х = 0, 0.1, 0.2, 0.4) показано, что сростом дефицита кислорода от δ = 0.03 до δ= 0.2 удельное электросопротивлениеувеличивается и исчезают (или занижены) колоссальное магнитосопротивление игигантская объемная магнитострикция, присущие системе La1-хSrхMnO3.Одновременно понижается температура Кюри, а кривая температурной зависимостинамагниченности М(Т) изменяет свой вид по сравнению с кривой М(Т)стехиометричного по кислороду образца.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
