Магнитные и транспортные свойства фазово-расслоенных неметаллических манганитов

• Автор: Бродский, Илья Викторович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 72 с. : ил.

1 Сопротивление в фазово-расслоенной области
1.1 Описание модели
1.2 Магнетосопротивление
1.3 Обсуждение
2 Температурная и полевая зависимость І/f шума в манганитах 33 2.1 Флуктуации висла носителей в ферроне
4^ 2.2 Флуктуации магнитного момента феррона
2.3 Флуктуации размера феррона
2.4 Интенсивность І/f шума в магнитном поле
3 Устойчивость ферронного состояния в АФМ-матрице при учете квантовых поправок
4 Магнитные и транспортные свойства многоэлектронных ферромагнитных капель
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

Манганитами принято называть магнитные оксиды на основе марганца, описываемые химической формулой А1_хВхМпОз, где А - трехвалентный атом Ьа или Рг, а В - двухвалентный атом Бг, Са или Ва. Манганиты известны физикам уже более пятидесяти лет [1, 2], однако лишь в начале 1990-х гг. в манганитах был экспериментально открыт эффект СМИ. - колоссального отрицательного магнетосопротивления [3, 4], повлекший за собой лавинообразный рост публикаций экспериментальных и теоретических работ, посвященных этим веществам. Эффект СМ11 проявляется в резком падении сопротивления образца при приложении внешнего магнитного поля и характеризуется величиной магнетосопротивления МЩН) — [р(Н) — р(0)/р(Н). В тонких пленках Ьао.б7Сао.ззМпОз в поле Н = 6 Тл были получены значения магнетосопротивления равные МИ = 1.27 • 103 при температуре 77К и МН. = 13 при комнатной температуре. Такие высокие значения МЩН) делают манганиты очень перспективными для приложений в области магнитоза-писи, наравне с используемыми в этой области многослойными магнитными пленками и гранулированными магнитными системами.
Однако, одним только многообразием практических применений нельзя объяснить высокий интерес исследователей по отношению к этим веществам. Привлекательность манганитов в первую очередь связана с интересной и разнообразной физикой, которой они описываются. В манганитах тесно переплетены зарядовые, орбитальные и спиновые степени свободы, что определяет богатство физических характеристик и большое количество теоретических подходов, применяемых при их изучении.
Манганиты обладают богатой фазовой диаграммой. Граничные элемен-

ты серии А1_1В1МпОз при х = 0 и х = 1 имеют антиферромагнитное изолирующее основное состояние, а в области промежуточных допирований мы сталкиваемся с широким спектром магнитных упорядочений. В зависимости от типа и концентрации допирующего элемента могут реализовываться различные типы основного состояния: антиферромагнитное изолирующее состояние, ферромагнитное проводящее и ферромагнитное изолирующее состояние, изолирующее состояние с зарядовым упорядочением, спиновые стекла и т.д. Первые систематические исследования магнитного упорядочения в Ьа1_1СагМпОз относятся к началу 1950-х годов. Авторы работы [2] на основе анализа данных по нейтронному рассеянию нашли различные типы магнитного порядка, которые реализуются в Ьах_1Са1МпОз, и построили первую магнитную фазовую диаграмму манганитов. Теоретическое объяснение основных типов магнитного упорядочения и связи магнитной структуры с зарядовым и орбитальным сектором в манганитах было дано в работе Гу-денафа [5]. Гуденаф исходил из анализа химических ковалентных связей и рассматривал носители, локализованные на ионах марганца, поэтому область применимости его теории относится, в основном, к зарядово упорядоченным фазам с высоким сопротивлением.
Приблизительно в тоже время исследования, проводимые Джонкером и Ван Сантеном [1], открыли замечательную корреляцию между температурой Кюри Тс, намагниченностью насыщения и сопротивлением манганитов при различных значениях х. Они обнаружили, что происходящий в результате легирования переход от антиферромагнитного к ферромагнитному основному состоянию сопровождается изменением поведения сопротивления образца с полупроводникового на металлическое. В антиферромагнитной области сопротивление падает с ростом температуры, а в ферромагнитной оно растет. Кроме того, авторы работы [1] исследовали зависимость температуры Кюри от кристаллической структуры и обнаружили, что образцы с одинаковой постоянной решетки имеют различные температуры перехода. Это привело Джонкера и Ван Сантена к выводу, что теория прямого обменного взаимодействия между ионами марганца не может объяснить ферромагнитный переход в манганитах. Впоследствии их вывод замечательно подтвердился, и в настоящее время установлено, что параметром, влияющим на температуру
Глава. 3. Устойчивость ферронвого состояния в АФМ-матрице

Х(г); (б) решаем первое дифференциальное уравнение (3.10), для того чтобы получить волновую функцию электрона Ф(г); (в) используя полученную волновую функцию Ф(г), решаем второе алгебраическое уравнение (3.11), для того чтобы получить функцию угла подкоса х(г)> (г) возвращаемся к шагу (а) до тех пор, пока не будет достигнута приемлемая точность.

Рис. 3.1: Волновая функция электрона ф(г) и угла подкоса 6(г) в квантовом случае (сплошная линия) и в классическом случае (прерывистая линия).
Функции Ф(г) и х(г)> полученные численным решением уравнений (3.10) и (3.11), приведены на рисунке 3.1, где они сравниваются с классическим решением (3.5). Таким образом, феррон представляет собой хорошо локализованный объект, а переходная область от ферромагнитной (х = 0) к антифер-ромагнитной области (х = я) является довольно узкой. Однако ферронное состояние может исчезнуть при относительно малых значениях параметра а — < ас ~ 75. Действительно, как можно увидеть из рисунка 3.2,
существует переход порогового типа от ферронного состояния к однородному антиферромагнитному состоянию при а < ас. В этом случае полная энергия ферронного состояния сравнивается с дном зоны электронов проводимости в антиферромапштной матрице. Отметим, что дня более точного вычисления