CC BY
12Магнетосопротивление антиферромагнитного монокристалла TmBa2Cu3Ox
Амитин Е.Б.(1), Блинов А.Г.(1'2), Боярский Л.А.(1'2)(boy@casper.che.nsk.su), Диковский В.Я.(3),Жданов К.Р.(1), Каменева М.Ю.(1), Козеева Л.П.(1)
1. Институт неорганической химии СО РАН, 630090, Новосибирск 2. Новосибирский госуниверситет, 630090, Новосибирск 3. Ben Gurion University, Beer Sheva, Israel
Введение
Экспериментальные исследования полевых и температурных зависимостей магнетосопротивления (МС), проведенные нами на монокристаллах ТшБаСиО [1] и, параллельно, японской группой на кристаллах УБаСиО в магнитоупорядоченной фазе [2], обнаружили сложное и необычное поведение МС. Нейтронографически было показано [3], показало, что в нулевом магнитном поле в плоскости аЬ объем образца разбивается на домены с 90 -градусными границами. При этом домены ориентированы вдоль осей легкого намагничивания [100] и [010]. Включение магнитного поля, параллельного одной из этих осей, при достижении порогового поля Нр приводило к переориентации антиферромагнитных доменов, отвечающей обычному спин-флоп переходу - в образце увеличивался объем доменов, для которых антиферромагнитный вектор Ь ориентирован перпендикулярно внешнему магнитному полю. Казалось бы, в такой схеме влияние магнитного поля на различные свойства 123-купратов должно быть в значительной степени прогнозируемо. Тем не менее, было найдено [1, 2], что ряд характерных зависимостей не согласуются с ожидаемыми. Не вызывает сомнения тот факт, что наблюдаемые особенности связаны именно с магнитоупорядоченным состоянием. При переходе в парамагнитную фазу по температуре, а также при выходе из антиферромагнитной области (увеличением уровня допирования), характер полевых и температурных зависимостей МС коренным образом изменяется. В настоящей статье предпринимается попытка увязать полученные экспериментальные данные и возможные механизмы описания наблюдаемых закономерностей.
Экспериментальные результаты и их обсуждение
Нами проведены измерения полевых и температурных зависимостей МС монокристалла ТшБа2Си3Ох с Х=6.3, а также кристалла с содержанием кислорода Х=6.4, не имеющем дальнего магнитного порядка. Монокристаллы представляли собой тонкие однофазные пластинки с размерами 1.5 х 0.2 х 0.03 мм . Минимальный размер ориентирован вдоль оси с. Измерительный ток пропускался в плоскости аЬ. Измерения проводились в магнитных полях до 14.5 Т. Магнитное поле ориентировалось в плоскости аЬ под различными углами по отношению к направлению измерительного тока I.
Полевые зависимости сопротивления измерялись при фиксированных температурах в диапазоне 4.2-250 К. Для исключения эффектов памяти каждому измерению полевой зависимости предшествовал отогрев образцов выше точки Нееля.
Для «немагнитного» образца (Х=6.4) было показано, что полевые зависимости МС имеют обратимый характер и слабо зависят от ориентации поля в ай-плоскости. Что касается образца с Х=6.3, то его МС имело значительную анизотропную компоненту и обладало четко выраженным гистерезисом. В последнем случае полевые зависимости МС, могут быть представлены как сумма двух составляющих:
'АЯ л
Я0
+
л
'Ая4
Я0
де
'АЯ^
ЧЯ0уг
'АЯ л
К0
0
= — [[(я1)+ я(И 1)- 2Я0 ] - изотропная,
2 Я,
= +-
2Я
— [я (я1)- Я (И 1)] - анизотропная
составляющие.
На рис.1 представлены полевые зависимости МС для температур 4.3, 13, 20 и 31 К. Штриховыми линиями изображены изотропные компоненты МС. Анизотропная компонента имеет симметричный относительно оси абсцисс вид. При этом для И//1 [АЯ(H)]a=Я(H) - Я(0) <0, а для И11 [АЯН)^ = Я(И) - Я(0) >0. Полевые зависимости [АЯЯ)^ имеют гистерезисный характер, симметричный для обеих ветвей анизотропной составляющей. Величина гистерезиса убывает с ростом температуры. Стрелками на рисунке показаны условия измерения МС -возрастание или уменьшение магнитного поля. Изотропная составляющая вносит существенный отрицательный вклад при температурах ниже 20 К. Ее зависимость от магнитного поля близка к квадратичной
[АЯ(И)/Я(0Д ~ Г(Т)Н
[1, 2]. Интересно, что температурная зависимость изотропного МС заметно отличается от температурного хода магнетосопротивления немагнитного образца (Х=6.4). Возможное происхождение этой компоненты будет обсуждено ниже.
Остановимся подробнее на анизотропной составляющей МС. Основываясь на наших и нейтронографических данных [3], мы можем заключить, что эта составляющая связана с переориентацией в магнитном поле антиферромагнитного вектора Ь в тех доменах, где Ь параллельно направлению Н (спин-флоп переход) [1-3]. Переориентация антиферромагнитного вектора на
г
ех
а
I
оГ
<
0.5
о.о!
-0.5 -1.0 -1.5 -2.0 -2.5
0.5 0.0 -0.5 -1.01—
-1.5 0.4 0.2 0.0 -0.2 -0.4 -0.6 -0.8 -1.0 0.3 0.2 0.1 0.0 -0.1 -0.2 -0.3 -0.4
- . одсЕШХИЖЮОООООШпООС^ -о'°о/ т=31 к
....... .......
0
8
н, т
10
12
14
Рис. 1.
90 градусов в пороговом магнитном поле Нр , в объеме одного домена,
происходит скачком как фазовый переход 1 -го рода. При этом величина порогового поля оценивается из соотношения
Нр =
2НЕНА
где НЕ - обменное поле (10 -10 Т), НА-поле магнитной анизотропии (0.1-1 Т). Величина Нр составляет от 1 до 1 0 Т, что хорошо согласуется как с нашими, так и с нейтронографическими данными.
Нами проводилось исследование температурной зависимости величины порогового поля, в качестве которого мы принимали точку экстремума функции дЯ(И)/дИ при увеличении магнитного поля. Определенная таким способом величина Ир хорошо согласуется со значением порогового поля, полученным из нейтронографических данных [3]. На рис. 2 представлена искомая зависимость Ир(Т). В [1] было показано, что в интервале температур 4.2 - 40 К величина порогового поля убывает с ростом температуры как 1/Т. Дальнейший рост температуры приводит к выходу величины Ир на константу ~ 0.7 Т.
Симметрийный анализ 123-купратных систем, проведенный в работе В.Г. Барьяхтара и др. [4] показал, что спин - флоп фазовые переходы возникают в исследуемых системах в случае появления в яЬ плоскости вдоль осей я или Ь (или я и Ь вместе) орторомбических искажений. Появление таких дисторсий в магнитоупорядоченной фазе изучаемых систем было показано в [5,6]. В тетрагональном же кристалле (в соответствии с [4]) вместо спин-флоп перехода должен наблюдаться постепенный поворот моментов. Таким образом, появление в системе орторомбических искажений обуславливает возникновение на фазовой диаграмме линии спин-флоп переходов. Связанное с такими искажениями понижение симметрии системы приводит к анизотропии электросопротивления. Включение магнитного поля, параллельного измерительному току, ведет к спин-флоп переходу, при котором происходит поворот доменов, объясняющий знаки наблюдаемых эффектов в анизотропных компонентах МС.
Температурная зависимость порогового поля в обычных магнетиках определяется функцией ИА(Т), которая, в свою очередь, связана с температурным ходом констант магнитной анизотропии К(Т) [4]. Существенное влияние на полевые и температурные зависимости МС в исследуемых соединениях могут оказывать также магнитострикционные явления [5].
Температурные зависимости констант магнитной анизотропии и параметров магнитострикции Л(Т) определяются зависимостью спонтанного магнитного момента подрешетки антиферромагнетика М(Т) (возможно, степенью М(Т)) [4]. В таком случае закономерности для Ир(Т) должны были бы иметь такой же характер, как и М(Т) (вид бриллюэновской функции). В то же время эксперимент указывает на обратный знак кривизны этой зависимости (рис. 2.). Не улучшает ситуацию учет квазидвумерности исследуемых систем. При этом также сохраняется бриллюэновский характер порогового поля [6-8].
По-видимому, спин-флоп переход в антиферромагнитной системе с двумя осями легкого намагничивания может проходить как поворот магнитной структуры внутри домена на 90о через потенциальный барьер. В этом случае постоянная величина порогового поля будет соответствовать величине потенциального барьера. В рамках этих предположений могут быть объяснены как характер несоответствия величин гистерезисных эффектов приведенным выше прогнозируемым оценкам, так и необычный характер температурной зависимости величины порогового поля.
6 -
5 4
Р 3
СГ
X
2 1
ь
0
О 10 20 30 40 50 60
Т, к
Рис. 2.
Авторы [9,10] полагают, что определяющим фактором в характере полевых и температурных зависимостей МС 123 ЯБСО в антиферромагнитной фазе служит упомянутая выше орторомбическая дисторсия, которая возникает вдоль оси [100] из-за взаимодействия упорядоченной магнитной системы с кристаллической решеткой. Связанное с таким искажением понижение симметрии системы приводит к анизотропии электросопротивления. Включение магнитного поля, параллельного измерительному току, ведет к спин - флоп переходу, при котором происходит поворот доменов, объясняющий знаки наблюдаемых эффектов в анизотропных компонентах МС.
Другая группа авторов [2,7] полагает, что в основе природы наблюдаемых необычных закономерностей в МС в недодопированных 123-купратах лежит взаимодействие носителей зарядов с так называемыми «страйпами».
К недостаткам этих объяснений, по нашему мнению, следует отнести то, что обе группы авторов не учитывают резкого изменения состояния электронной подсистемы купратов, происходящее ниже 50 К. Металлический характер закономерностей, который имеет место в слое СиО2 выше 50 К, изменяется при более низких температурах (Т < 30 К) на полупроводниковый [1, 2]. В этой области температур инициируется слабая локализация в электронной подсистеме. Эта локализация может приводить к неустойчивости регулярной антиферромагнитной структуры, что должно приводить к появлению ферромагнитных неоднородностей [8]. Появление ферромагнитных микрообластей в антиферромагнитной матрице позволяет объяснить нелинейные кривые намагниченности, которые наблюдаются в исследуемых 123-купратных системах при температурах 4.2 - 10 К [7]. Возникновение неоднородных магнитных состояний, вообще говоря, коррелирует с представлениями о страйпах, развитыми в последние годы.
Другим эффектом, к которому может иметь непосредственное отношение явление локализации, является изотропное, отрицательное МС. Мы полагаем, что изотропная, отрицательная компонента в МС, которая близка к нулю при Т = 50 К и быстро возрастает с понижением температуры ниже 30 К, связана с процессами локализации в 123 купратах [9-11]. Известно, что в зарядовых подсистемах таких структур в магнитных полях могут проявляться квантовые эффекты, связанные с разрушением интерференции электронных траекторий с самопересечением. Это может приводить к появлению отрицательного МС. Такое МС изотропно в том смысле, что оно не зависит от угла между полем и измерительным током. Как показали теоретические оценки, полевые зависимости МС, связанного с локализацией, должно иметь квадратичный по полю характер [9-11]. Эти свойства характерны для полученной в наших экспериментах изотропной компоненты МС. Как было сказано выше, экспериментальная изотропная составляющая МС описывается соотношением [ДЯ/Я(0)]7 ~ Е(Т)Н2. Из теоретических оценок следует также, что прогнозируемые эффекты для исследованных нами систем могут наблюдаться в области классически слабых полей, в которых и проводились эксперименты (1 -10 Т).
Заключение
1. Анализ результатов проведенных нами измерений в плоскости аЬ магнетосопротивления монокристаллического образца тулиевого 123 купрата в области антиферромагнитного упорядочения, показал, что полевые зависимости МС можно представить в виде двух компонент - изотропной и анизотропной.
2. Изотропная составляющая МС, как мы предполагаем, связана с эффектами локализации, которые проявляются в области температур ниже 50 К. Наблюдаемые закономерности обусловлены влиянием магнитного поля на квантовые поправки к проводимости, связанные с эффектами интерференции траекторий с самопересечениями. Эти выводы подтверждаются хорошим совпадением экспериментальных данных с прогнозируемыми характеристиками: независимостью изотропного вклада от ориентации магнитного поля по отношению к направлению тока, квадратичнаой зависимостью величины изотропного вклада от поля, отрицательной величиной изотропной компоненты, которая исчезает при переходе к металлическому характеру проводимости в области Т>50 К.
3. Анизотропная компонента МС связана с переориентацией в магнитных полях антиферромагнитных доменов в окрестности точки спин-флоп перехода. Предполагается, что имеющаяся в упорядоченной области орторомбическая дисторсия должна при переориентации антиферромагнитного вектора приводить к наблюдаемым закономерностям в МС.
Работа поддержана ФЦП «Интеграция» (грант 274), Научными программами «Университеты России» (грант 1785) и «Высокотемпературная сверхпроводимость» (грант 98009), а также РФФИ (грант 00-02-17914).
Литература
1. Е.Б.Амитин, А.Г. Байкалов, А.Г.Блинов, В.Я. Диковский, К.Р.Жданов, М.Ю.Каменева, Л.П.Козеева, А.П.Шелковников. Письма в ЖЭТФ, (1999) Т.70, С. 350 - 355.
2. 2.Y.Ando, A.N.Lavrov, K.Segava. Cond-Mat./9905071 (1999).
3. 5. P.Burlet, J.Y.Henry, L.P.Regnault. Physica C, V.296,P.205 (1998)
4. В.Г. Барьяхтар, В.М. Локтев, Д.А. Яблонский. СФХТ, Т.2, С.32, (1989).
5. A.Janossy, F.Simons, T.Feher. Сond-mat/0005275 (2000).
6. A.Janossy et al. Phys. Rev. B, V.59, P. 1176, (1999)
7. Y.Ando, A.N. Lavrov, K.Segava. Сond-mat./0005290 (2000).
8. Э.Л. Нагаев, Физика магнитных полупроводников. М.: Наука, (1 979)
9. Б.Л.Альтшулер. Автореф. дисс. д.ф.-м.н. Ленинград. (1983).
10. B.L.Altshuler, D.E.Khmelnitskii, A.I.Larkin, P.A.Lee. Phys. Rev. B.,
11. V. 20, P.707-710 (1980)
12. Б.Л.Альтшулер, А.Г.Аронов, А.И. Ларкин. ЖЭТФ, Т.81, С.768 -783,(1981)
