CC BY
16
УДК 538.22;537.312.8
СПОНТАННЫЕ И ИНДУЦИРОВАННЫЕ МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ В МОНОКРИСТАЛЛЕ
Зто.бЗго.бМпОз
В. Ю. Иванов, А. А. Мухин, А. С. Прохоров, Ю. Ф. Попов1, А. М. Кадомцева1, Г. П. Воробьев1, К. И. Камилов1, Е. П. Красноперое2, А. М. Балбашов3
Исследованы электросопротивление и намагниченность монокристаллического соединения Бто^Зго^МпОз, в том числе в сильных статических и импульсных магнитных полях. Показано, что в отсутствие магнитного поля при понижении температуры соединение переходит из парамагнитного в локально зарядово упорядоченное состояние при Тг ~ 220 Кие антиферромагнитное А-типа при Гг ~ ПЪ К. Под действием сильных магнитных полей при низких температурах индуцируется переход в ферромагнитное проводящее состояние. Определена фазовая Т-Нсг диаграмма 8т0 5Зг0 5МпОз.
Среди разнообразных соединений замещенных манганитов _хЛгМп03 (В. - редкоземельный элемент; А — Бг, С а,...) особый интерес представляют соединения с х = 0.5, поскольку именно в них обнаружены состояния с различными типами магнитного, орбитального, а также зарядового упорядочения. При изменении температуры и под действием магнитного поля в соединениях Но.^А0,5МпОз происходят множественные спонтанные и индуцированные фазовые переходы со сменой характера упорядочения, зачастую сопровождаемые изменением электрической проводимости на несколько порядков величины [1 - 2].
*МГУ им. М. В. Ломоносова.
2РНЦ Курчатовский институт.
3 Московский энергетический институт.
В соединениях Ко.ьАо.ъМпОз с увеличением атомного номера ЩЬа —► Бт) и переходом от 5г к Сй происходит уменьшение среднего размера катионного радиуса и толеранс-фактора, а, следовательно, и ширины зоны проводимости, что ведет к усилению эффектов локализации и, как следствие, переходу от ферромагнитного (Ф) упорядочения к антиферромагнитному (АФ) и зарядовому упорядочениям. Магнитные поля подавляют слабомагнитные низкопроводящие состояния и индуцируют проводящие Ф состояния при Нсг = 65 — 630 к Э [1-3].
По величине толеранс-фактора Зт0.5Зг0.5МпОз находится между М(105Зг05МпОз и Ьа05Са05МпОз, т.е. для данного соединения можно ожидать свойств, промежуточных между Ф упорядоченным металлом и АФ зарядово упорядоченным полупроводником. В литературе данные по Бто^Бго^МпОз практически отсутствуют. Лишь в работе [4] для поликристаллических образцов было получено, что при понижении температуры в районе 160 К возникает зарядовое упорядочение, которое, однако, носит не дальний, а локальный характер. При дальнейшем понижении температуры устанавливается Ф порядок с существенно меньшей, чем для соединений Зт1-хЗгхМпОз с х < 0.5, спонтанной намагниченностью ц ~ 2МВ. В то же время наши измерения магнитных свойств монокристаллических образцов 5т1_г5,гхМпОз показали, что ярко выраженные Ф свойства, присущие соединениям с 0.4 < х < 0.475, полностью пропадают в концентрационном интервале 0.5 < х < 0.575 [5, 6].
Данная работа посвящена более подробному исследованию электросопротивления и магнитных свойств монокристаллов Зто^Зго^МпОз. Особое внимание уделено исследованию влияния на свойства кристаллов сильных магнитных полей: статических до 140 кЭ и импульсных до 250 кЭ, поскольку из сравнения с другими системами можно ожидать, что полей ~ 100 — 250 кЭ будет достаточно для разрушения низкотемпературного немагнитного состояния и перевода системы в Ф состояние.
Методика эксперимента. Монокристаллы выращивались методом зонной плавки с радиационным нагревом. Намагниченность в слабых полях до 14 кЭ в температурном интервале 4.2 < Т < 300 К измерялась на вибрационном магнитометре, а в импульсных полях до 250 кЭ (с длительностью импульса порядка 20 мс) - индукционным методом. Электросопротивление измерялось четырехточечным методом на постоянном токе в интервале температур от 4.2 до ~ 1100 К при Н = 0 и от 80 до 240 К в статических магнитных полях до 140 кЭ. Электрические контакты к образцам прикреплялись с помощью серебряной пасты. После изготовления контактов образцы нагревались до температуры ~ 400°С, что позволяло существенно уменьшить контактное
сопротивление.
Экспериментальные результаты. 1. Электросопротивление и намагниченность в слабых магнитных полях. На рис. 1 сопоставлены температурные зависимости удельной намагниченности сг, измеренной в поле 5.75 кЭ, и электросопротивления р при Н = 0 и в статических магнитных полях до 120 кЭ. Обе зависимости имеют довольно необыч ный вид. Намагниченность (рис. 1а) при понижении температуры сначала возрастает, затем при Т = Т\ ~ 220 К достигает максимума и начинает резко уменьшаться при Т2 ~ 175 А'. Лишь при Т < 60 К наблюдается незначительный рост сг при понижение температуры. При этом кривые а(Н) практически линейны в полях до 14 кЭ во всем измеренном температурном интервале от 4.2 до 290 К (см. вставку на рис. 1а), что сви детельствует, в отличие от данных для поликристаллов [10], об отсутствии спонтанной намагниченности.
Еще более необычно поведение р{Т) (рис. 16). В целом зависимость имеет полупроводниковый характер, типичный для манганитов с достаточно большой степенью локализации, однако в районе Т = Т2 наблюдается локальный максимум, аналогичный обычно наблюдаемым в районе температуры Кюри. Заметим также, что кривые р(Т) обладают гистерезисом порядка нескольких К. Ранее полупроводниковый характер за висимости р(Т) наблюдался для монокристаллического SmQ^SrQ^MnO^ [7], в то время как у поликристаллического образца того же состава при низких температурах был отмечен металлический характер проводимости [8].
Анализ зависимостей
р ~ exp{Ea/kBT) (1)
и
р/Т~ехр(Еа/квТ), (2)
наблюдающихся для термоактивационного характера проводимости носителей через щель и малых поляронов в адиабатическом приближении соответственно, не дают удовлетворительного описания в достаточно широкой области температур. Однако, если рассматривать не очень широкие интервалы температур сразу ниже и выше максимума на кривых р(Т), мы получим резкое (в 5 - 7 раз) увеличение энергии активации Еа при возрастании температуры.
Н=5.75 кЭ
800 Т,К
200 300 Температура, К
Рис. 1. Температурные зависимости: а) намагниченности сг в поле 5.75 кЭ, б) электросопротивления р в нулевом и фиксированных магнитных полях для монокристалла Зт05Зг05МпОз. На вставках: а) зависимости намагниченности от магнитного поля при фиксированных температурах, б) электросопротивление при высоких температурах.
Рис. 2. Зависимости относительного электросопротивления р(Н)/р(0) от величины магнитного поля П в монокристалле Зт0 5Зг0 5МпО3 при фиксированных температурах.
Чтобы лучше понять механизмы, определяющие температурную зависимость электросопротивления, мы провели измерение зависимости р(Т) при более высоких температурах до ~ 1070 А' (вставка на рис. 16). Оказалось, что выше ~ 600 К электросопроти вление начинает расти. Величина р в минимуме составляет ~ 2 мОм • см, что сравнимо с величинами, полученными для других манганитов в области высоких температур. И н-тересно отметить, что в области достаточно высоких температур (Т > 300 А) завис]: мость р{Т) хорошо описывается одной и той же формулой (2) и ниже и выше минимума сопротивления, т.е. механизм электропроводимости (малые поляроны) не изменяетс я при изменении знака температурного коэффициента сопротивления. Для Еа получено значение ~ 100л1эВ.
2. Влияние статических магнитных полей до ЦО кЭ на электросопротивление. На рис. 16 приведены фрагменты зависимостей р(Т) вблизи измеренные в различных фиксированных полях. Как видно из рисунка, с увеличением поля локальный максимум на кривой р(Т) подавляется, а вместо него появляется участок с достаточно резким падением сопротивления при повышении температуры. Гистерезис на кривых р(Т) во всех полях сохраняется. Температура перехода из исходного состояния в состояние, реализуемое в сильных полях, смещается с ростом поля в сторону низких температур, однако полей до 120 кЭ явно недостаточно, чтобы проследить за характером этой зависимости и тем более индуцировать этот переход при низких температурах.
Весьма интересно поведение зависимостей р(Н) при фиксированных температурах (рис. 2). Прежде всего электросопротивление убывает более чем на порядок в поле ~ 130 к Э в довольно широком интервале температур в районе Т2. Наличие такого большого магнитосопротивления в образце, не обладающем спонтанной намагниченностью, может быть вызвано индуцированным полем фазовым переходом. Действительно, зависимости р(Н) при Т < Т2 имеют вид хотя и довольно размытого, но все-таки фазового перехода I рода с характерной точкой перегиба (кривая для 171 К на рис. 2). При Т > Т2 зависимость р(Н) становится более плавной (рис. 2, 180 К). Наконец, при Т > Т\ перегиб практически исчезает (220.3 рис. 2).
3. Намагниченность в импульсных магнитных полях до 250 кЭ. Сделанное выше предположение об индуцировании магнитным полем фазового перехода нашло полное подтверждение при измерении кривых намагничивания в импульсных магнитных полях до 250 кЭ. На рис. 3 приведены примеры зависимостей сг(Н) при некоторых фиксированных температурах. Как видно из рисунка, при всех Т < 220 К на кривых сг(Н) в Н — Нст наблюдается возрастание намагниченности: при Т < Т2 - скачкообразное, а при Т > Т2- размытое. Величина намагниченности в Н > Нст при Т > 100 К достигает значений ~ 60 Г с • см3 • г или ~ 2.4 р.в, что меньше ожидаемого значения 3.5 цв для однородного Ф упорядоченного состояния с равным количеством ионов Мп3+ и Мп4+. Однако при Т < 100 К полей в 250 к Э оказалось недостаточно для полного насыщения намагниченности, поэтому вопрос о точном значении индуцированного магнитного момента при Т —> 0 остается открытым. Тем не менее очевидно, что магнитным полем индуцируется переход из слабомагнитного состояния в ферромагнитное.
По пороговым полям перехода в Ф состояние была построена Т-Нсг фазовая диаграмма (вставка на рис. 3). Ее отличительной особенностью является то, что гистерезис Н„ в области низких температур не увеличивается, как это обычно наблюдалось для дру-
8ш058Г05МПО
з
60
2.4
0
0.0
О 50 100 150 200 250
Н, кЭ
Рис. 3. Кривые намагничивания монокристалла 8т0 55г0 5Мп04 в импульсных магнитных полях при фиксированных температурах. Па вставке: температурная зависимость критического магнитного поля. Символы о и • соответствуют возрастанию и убыванию поля.
гих систем с х — 0.5 [1, 2]. Сильное размытие переходов в области Т > Тг затрудняет точное определение критических полей в этой области температур.
Обсуждение и выводы. Опираясь на обнаруженное в работе [10] локальное зарядовое упорядочение, можно предположить, что в соединении Бто^Бго^МпОз при понижении температуры действительно возникают малые области с зарядовым упорядочением. Поскольку эти области когерентно не связаны, температура их возникновения размыта в некотором температурном интервале, что приводит к размытому максимуму на зависимостях ег(Т) и отсутствию явных аномалий на зависимостях р{Т) в этой области температур. За среднюю температуру возникновения зарядового упорядочения можно принять температуру максимума <т(Г), т.е. 7\ « 220 К. То, что эта температура действительно является некоторой характерной температурой, подтверждается изменена ем вида зависимостей ст(Н) и р{Н), которые имеют точку перегиба при Т < 220 К и не имеют при Т > 220 К. Такой характер кривых можно связать с разрушением магнитным полем зарядового упорядочения, что неоднократно наблюдалось для других мак
ганитов. То, что полученное нами значение для температуры зарядового упорядочения выше приведенного в работе [4], так же как и отсутствие спонтанного Ф упорядочения при низких температурах, обусловлено какими-то специфическими особенностями монокристаллических образцов по сравнению с поликристаллическими, например, лучшей стехиометричностью по кислороду.
При дальнейшем понижении температуры в системе развивается, на наш взгляд, АФ упорядочение. Это происходит при Т2 ~ 175 К, т.е. при температуре, при которой падение сг(Т) происходит с максимальной скоростью, а на зависимости р(Т) наблюдается максимум. Косвенным подтверждением этому является скачкообразный характер перехода к Ф состоянию в магнитном поле, наблюдавшийся при Т < 170 К, поскольку переход происходит теперь из когерентной структуры, обладающей дальним магнитным порядком. Скорее всего одновременно с разрушением АФ порядка разрушается и локальное зарядовое упорядочение, как это имеет место, например, в соединениях Ргх-хСахМп03 при 0.3 < х < 0.5 [9].
По аналогии с другими соединениями типа К\^хЗгхМпОз с I й 0.5, логично предположить, что АФ структура в Зт0_5Зг0ЪМпОз является структурой А-типа, т.е. состоящей из Ф слоев с противоположно направленными магнитными моментами в соседних слоях. Известно, что эта структура обладает высокой проводимостью внутри слоя и меньшей в перпендикулярном слоям направлении [10]. Такой ярко выраженной анизотропии нам обнаружить не удалось, что связано и с отсутствием нейтроногра-фических данных о направлении волнового вектора АФ структуры в Зт05Зг0^МпОз, и с технологическими трудностями получения бездвойникового кристалла. Тем не менее, уменьшение величины электросопротивления и значительное уменьшение энергии активации при АФ упорядочении косвенно подтверждает наличие именно АФ упорядочения А-типа.
Итак, проведенные исследования электросопротивления и намагниченности монокристаллического соединения Зто^ЗгоъМпОз, в том числе в сильных статических и импульсных магнитных полях, позволили установить следующее:
1. При понижении температуры соединение испытывает следующую последовательность фазовых переходов: из парамагнитного в локально зарядово упорядоченное состояние при 7\ « 220 А"ив АФ А-типа при Т2 ~ 175 К.
2. Сильные магнитные поля разрушают АФ порядок и зарядовое упорядочение и индуцируют переход в Ф состояние. Определена фазовая Т-Н„ диаграмма Зт0.ъЗг0.ъМпОз.
Авторы выражают благодарность А. Н. Кулямзиву за техническую помощь в проведении измерений в сильных статических магнитных полях. Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ (00-02-16500).
ЛИТЕРАТУРА
[1] Т о k и г a Y. and Т о ш i о к a Y. JMMM, 200, 1 (1999).
[2] Salamon М. В. and J a i m е М. Rev. Mod. Phys., 73, 583 (2001).
[3] Respaud M., Llobet A., F г о n t e г a C., et al. Phys. Rev., B61, 9014 (2000).
[4] Martin С., M a i g n a n A., H e г v i e u M., and R a v e a u B. Phys. Rev., B60, 12191 (1999).
[5] I v a n о v V. Yu., M u к h i n A. A., T г a v к i n V. D., et al. Moscow International Symposium on Magnetism, MISM 2002, Book of Abstracts, p. 332 (2002).
[6] I v a n о v V. Yu., M u к h i n A. A., and Balbashov A. M. The European Conference "Physics of Magnetism'02", Abstracts, p. 139, Poznan (2002).
[7] T о m i о к a Y., Kuwahara H., A s a m i t s u A., et al. Appl. Phys. Lett., 70, 3609 (1997).
[8] D a m а у F., Nguyen N., M a i g n a n A., et al. Solid State Commun., 98, 997 (1996).
[9] T о m i о к a Y., A s a m i t s u A., Kuwahara H., et al. Phys. Rev., B53, R1689 (1996).
[10] Kuwahara H., О к u d а Т., T о m i о к a Y., et al. Phys. Rev. Lett., 82, 4316 (1999).
Институт общей физики РАН Поступила в редакцию 22 июля 2002 г.
