WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

восприимчивость). В таких сложных магнетиках, как температурных областях. Определенная таким образом манганиты, в которых переход довольно сильно затянут точка Кюри оказалась равной примерно 97 K для образца по температуре, за точку Кюри обычно принимают либо с x = 0.25 и 130 K для образца с x = 0.3 и примерно температуру, соответствующую максимуму производной совпадала с введенной выше характерной температунамагниченности по температуре (см., например, [1]), рой T0. Для образца с x = 0.4 найденное значение либо температуру начала резкого увеличения воспри- Tc находится в согласии с найденной в нейтронных имчивости (см., например, [12]). В работе за точку экспериментах температурой магнитного упорядочения, магнитного фазового перехода принималась темпера- равной приблизительно 120 K [6].

тура, с которой начинался резкий подъем линейной В температурном интервале 60-230 K мнимая часть восприимчивости. Хотя такое определение температуры восприимчивости оказалась довольно малой по величине фазового перехода носит, очевидно, условный характер, и наблюдалась только на высоких частотах, а действитем не менее оно представляется удобным для сравнения тельная часть практически не зависела от частоты. Мниповедения восприимчивости в двух выделенных выше мая часть восприимчивости, по-видимому, в основном определяется потерями на вихревые токи в образце.

Действительно, как видно из рис. 3, где для образца с x = 0.3 представлены температурные зависимости R, и tg = /, падение тангенса угла потерь с понижением температуры коррелирует с ростом сопротивления, хотя из явления критического замедления (роста времени релаксации однородной намагниченности при T Tc) следует, что tg должен возрастать по мере приближения к Tc. Отметим, что измеренная на частоте 100 kHz для этого образца зависимость (T ) имеет максимум, совпадающий по температуре (T 80 K) с максимумом в зависимости (T ).

2. 2. Температурное и полевое поведение с о п р о т и в л е н и я. Измерения сопротивления проводились для образцов с x = 0.3 и 0.4 в интервале 60-300 K. Полученная кривая R(T ) имела максимум, Рис. 3. Температурные зависимости (1), tg = / (2) и R (3) от T для образца с x = 0.3. положение которого, Tm, также зависело от x, причем Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 294 И.Д. Лузянин, В.А. Рыжов, С.М. Дунаевский, В.П. Хавронин, И.И. Ларионов...

и влиянием переменного поля на релаксационные процессы [13]. Как следует из экспериментальных данных, вторая причина в изучаемой системе несущественна.

Что касается нелинейности кривой намагничения, то в условиях применимости теории возмущения вторая гармоника намагниченности M2 2()h2, где 2() — восприимчивость второго порядка, имеющая статический предел 2(0) = 2M/H2 (M – статическая намагниченность). В простейшем релаксационном приближении, характеризуемом скоростью релаксации, 2() описывается функцией Лоренца. В этом случае действительная часть второй гармоники намагниченности имеет вид Re M2() = 2(0)/ 1 +(2/)2, а мнимая часть Рис. 4. Фрагменты температурных зависимостей разни- равна Im M2 = (2/) Re M2(). Из симметрийных цы R (1) между исходным значением сопротивления (при соображений ясно, что в нулевом внешнем поле сигнал H = 0) и его величиной после возвращения постоянного поля M2 должен равняться нулю, если в образце отсутствует к нулю, R/H (2) и R (3) для образца с x = 0.4.

внутреннее поле. Действительно, M2 — псевдовектор и четная функция h0, она нечетна по H в парамагнитной фазе и M2 = 0 при H = 0. Следовательно, M2 очень чувствительна к появлению областей со спонтанной нанаибольшее сопротивление в максимуме наблюдалось на магниченностью в образце, поскольку в ее зависимости образце с x = 0.3 (Tm 85 K, R(Tm)/R300 104). Для от H появляется характерный H-гистерезис с M2 = 0при образца с x = 0.4 это отношение оказалось на порядок H = 0 (вставка к рис 1). Поскольку M2 0приH, меньше (Tm 110 K). Детально зависимость сопротивлето в зависимости M2(H) должен быть по крайней мере ния от величины постоянного поля изучалась именно на один экстремум.

этом образце. Результаты экспериментов показали, что в полях от 100 до 500 Oe зависимость R(H) практически линейна с dR/dH 0.4 Ohm/Oe вблизи максимума в R(T ) (пример такой зависимости виден на рис. 4). В свою очередь зависимость dR/dH от T также имела максимум при T 107 K (рис. 4).

2. 3. Гистерезис восприимчивости и с о п р о т и в л е н и я. Гистерезисные явления в случае Sm0.7Sr0.3MnO3 возникали при T 130 K, а в случае Sm0.6Sr0.4MnO3 при T 120 K, т. е. в обоих случаях практически при T Tc. Детально исследования полевого гистерезиса линейной восприимчивости и сопротивления проводились в режиме охлаждения в нулевом постоянном поле для образца с x = 0.4. На рис. представлены в качестве примера петли гистерезиса восприимчивости и сопротивления. Интересно, что после возвращения поля к нулю восприимчивость принимала практически исходную величину при H = 0, хотя значения восприимчивости на восходящей и нисходящей ветвях гистерезисной петли, как видно из рис. 5, сильно отличались друг от друга. В то же время такого возврата R к исходному значению не наблюдалось. Температурная зависимость разницы между исходным значением R (при H = 0) и его величиной после возвращения постоянного поля к нулю также имела максимум при температуре, не совпадающей с максимумами кривых (T ) и R(T ) (рис. 4).

2. 4. Нелинейные явления. Появление второй гармоники намагниченности M2 в параллельных постоянном и переменном магнитных полях в обменных Рис. 5. Гистерезис линейной восприимчивости и сопротивлемагнетиках с дипольными силами обусловлено двумя ния. Восходящие ветви изображены сплошными линиями (1), причинами — нелинейностью кривой намагничивания а нисходящие ветви (2) — пунктирными. Образец с x = 0.4.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Линейная и нелинейная восприимчивости манганитов самария резиса по постоянному полю в M2 указывает, очевидно, на образование в парамагнитной фазе макроскопических ферро-(ферри-)магнитных областей (доменов).

Выше 155 K зависимость коэрцитивной силы от температуры (рис. 6, a) приблизительно одинакова для всех образцов. Это свидетельствует, по-видимому, о примерно одинаковых как структуре образующихся доменов, так и их взаимодействии с окружением. При более низких температурах появляются отличия в экспериментальных кривых, в частности зависимости Hc(T ) имеют пологие максимумы, положение которых определяется уровнем допирования.

2) Выше 150 K температурная зависимость Re M2 также практически одинакова для всех образцов (рис. 6, b), в то время как их линейные восприимчивости отличаются на несколько порядков величины. Это в свою очередь указывает на то, что причиной появления сигнала Mявляется образование новой магнитной фазы (макроскопических магнитоупорядоченных областей в парамагнитной матрице).

3) В температурной области, близкой к максимуму в зависимости Hc(T ), кривая Hm(T ) испытывает скачок при различных для разных образцов температурах (рис. 6, c). Этот скачок коррелирует с началом заметного роста сигнала M2 (рис. 6, b) и может показывать завершение формирования структуры доменов новой фазы, после чего начинается рост ее объема.

4) Важным, на наш взгляд, обстоятельством является монотонная зависимость от x всех приводимых параметров сигнала M2 в температурной области ниже 150 K в отличие от немонотонной зависимости (x). Это еще одно свидетельство того, что причиной появления второй гармоники намагниченности является образование новой магнитной фазы. Кроме того, монотонная зависимость от x показывает, что изменение концентрации дырок Рис. 6. Температурная зависимость параметров сигнала Re Mпосле вычитания сигнала от примеси. a — зависимость коэрци- (центров Mn4+) существенно влияет на формирование тивной силы Hc от T ; b — зависимость величины Re M2 от T ; ферро-(ферри-)магнитных доменов. Так, скорость измеc — зависимость положения экстремума сигнала в постоянном нения величины M2 с уменьшением температуры растет поле Hm от T. Ошибки определения параметров составляют при увеличении концентрации Sr.

приблизительно утроенный размер значка, обозначающего эксОтметим, что сигнал M2 на образце с наибольшим периментальную точку.

уровнем допирования (x = 0.4) и наибольшим содержанием магнитных примесей (рис. 1, b) наблюдался и выше температуры возникновения гистерезиса вплоть Эксперименты со второй гармоникой намагничен- до 170 K. Статические свойства упорядоченных областей для всех образцов качественно одинаковы, как это видно ности были выполнены в температурном интервале из данных для Re M2 (рис. 6), имеющей статический 135-230 K. Температурные зависимости параметров Hc, Re M2 и Hm (см. вставку на рис 1,a) сигнала M2 приве- предел, в то время как их динамическое поведение отличается. Действительно, мнимая компонента M2 наблюдадены на рис. 6. Величина погрешностей приведенных на данном рисунке параметров возросла по сравнению с лась только на образце с x = 0.3. При этом Im M2 по погрешностями на рис. 1 вследствие процедуры вычи- величине практически была равна Re M2, а их температания ”примесных” сигналов. Особенности полученных турные и полевые зависимости подобны. Это показывает, экспериментальных данных могут быть суммированы что скорость релаксации магнитного момента областей, следующим образом. которые дают сигнал M2, в образце с x = 0.3 сравнима 1) Полевой гистерезис (коэрцитивная сила Hc) в с частотой возбуждающего поля (Im M2 / Re M2).

парамагнитной фазе был обнаружен во всех образцах. Напомним, что для этого образца наблюдалось наибольВобразцах с x = 0.25 и 0.3 он возникал при T 180 K, шее отношение R(Tm)/R(300). Поскольку на остальных а в образце с x = 0.4 — при T 160 K, т. е. во образцах Im M2 не наблюдалась, то, очевидно, для них всех случаях существенно выше Tc. Появление гисте- / 1.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 296 И.Д. Лузянин, В.А. Рыжов, С.М. Дунаевский, В.П. Хавронин, И.И. Ларионов...

Результаты проведенных экспериментов указывают на [11] В.А. Рыжов, И.И. Ларионов, В.Н. Фомичев. ЖТФ 66, 6, (1996).

две интересные особенности в поведении Sm1-xSrxMnO3.

[12] A. Maignan, C. Martin, F. Damay, B. Raveau. Phys. Rev. B58, Во-первых, в парамагнитной области линейная воспри5, 2758 (1998).

имчивость немонотонным образом зависит от концен[13] И.И. Ларионов, А.В. Лазута, В.А. Рыжов. ЖЭТФ 100, трации Sr. Отметим, что такая немонотонная зависи6(12), 1964 (1991).

мость от x имеет место также для Tc(x) и параметра [14] M.R. Ibarra, J.V. De Teresa. J. Magn. Magn. Mater. 177-181, элементарной ячейки c(x). Во-вторых, в парамагнитной 846 (1998).

фазе наблюдается возникновение полевого гистерезиса второй гармоники намагниченности. Последнее, вероятно, связано с появлением при T > Tc макроскопических ферро-(ферри-)магнитных областей в парамагнитной матрице. Можно предположить, что рост объема этих областей при дальнейшем понижении температуры приводит к появлению полевого гистерезиса и R при T Tc. Статические свойства упорядоченных областей всех образцов качественно схожи, что следует из данных для Re M2(H, T ) (рис. 6), в то время как динамическое поведение отличается. Действительно, для образца с x = 0.3 (с наименьшей величиной в парамагнитной фазе и наибольшим значением R) скорость релаксации намагниченности оказывается соизмеримой с частотой возбуждающего поля, а в двух других. Причина возникновения ферро-(ферри-)магнитных областей может быть связана с электронным фазовым разделением в манганитах, вопрос о котором активно исследуется в настоящее время (см., например, [14]). Полученные в работе результаты показывают, что одновременное изучение линейных и нелинейных магнитных явлений в парамагнитной фазе может дать новую и интересную информацию о физических процессах в манганитах.

Авторы признательны В.А. Трунову, С.В. Малееву и Д.Ю. Чернышову за обсуждение результатов работы, а также И.А. Киселеву за помощь в проведении экспериментов.

Список литературы [1] F. Damay, N. Nguen, A. Maignan, M. Herveu, B. Raveau.

Solid Stat. Commun. 98, 12, 997 (1996).

[2] G.J. Snyder, C.H. Booth, F. Briges, R. Hiskes, S. DiCarolis, M.R. Beasley, T.H. Geballe. Phys. Rev. B55, 10, 6453 (1997).

[3] С.М. Дунаевский, А.И. Курбаков, В.А. Трунов, Д.Ю. Чернышов, В.В. Попов, Х. Родригес-Карвахаль. ФТТ 40, 7, 1271 (1998).

[4] R. Maezono, S. Ishihara, N. Nagaosa. Phys. Rev. B58, 17, 11 583 (1998).

[5] С.М. Дунаевский, А.Л. Малышев, В.В. Попов, В.А. Трунов.

ФТТ 39, 10, 1831 (1997).

[6] D.Yu. Chernyshov, V.A. Trounov, A.I. Kurbakov, S.M. Dunaevsky. EPDTC-6.

Abstract

Budapest (1998). P. 223.

[7] A.V. Lazuta, V.A. Ryzhov, T.I. Arbuzova. Physica C295, (1998).

[8] J. Rodriguez-Carvajal. Laboratoire Leon Brillouin, http: // www-llb.cea.fr / fullweb / powder.htm.

[9] В.А. Рыжов, Е.И. Завацкий, В.А. Соловьев, И.А. Киселев, В.Н. Фомичев, В.А. Бикенеев. ЖТФ 65, 1, 133 (1995).

[10] И.Д. Лузянин, В.П. Хавронин. ЖЭТФ 85, 3(9), (1983).

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.