WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 10 Сравнение механизмов отрицательного магнитосопротивления в марганцевых перовскитах и хромовых шпинелях © В.А. Гавричков, Н.Б. Иванова, С.Г. Овчинников, Т.Г. Аминов, А.Д. Балаев, Г.Г. Шабунина, В.К. Чернов, М.В. Петухов Институт физики им. Л.В. Киренского Сибирского отделения Российской академии наук, 660036 Красноярск, Россия Институт общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова Российской академии наук, 117907 Москва, Россия Красноярский государственный технический университет, 660074 Красноярск, Россия E-mail: gav@iph.krasnoyarsk.su (Поступила в Редакцию 22 декабря 1998 г.) В вырожденном ферромагнитном полупроводнике HgCr2Se4(n) наблюдался переход в полевой зависимости электросопротивления от квадратичной ( H2) выше Tc к линейной ( H) ниже Tc. Наряду с большим отрицательным магнитосопротивлением эти магнитоэлектрические эффекты соответствуют эффектам, наблюдаемым на перовскитоподобных оксидах La1-xCaxMnO. Поскольку нелегированный полупроводник HgCr2Se4 является ферромагнетиком приблизительно с той же критической температурой, что и легированный, а какиелибо сведения об эффекте Яна–Теллера в этом соединении отсутствуют, мы считаем, что наши результаты ставят под сомнение существующие гипотезы (поляронную и двойного обмена) происхождения гигантского магнитосопротивления в La1-xCaxMnO. В качестве возможного механизма магнитосопротивления для обоих соединений обсуждается механизм примесного sd-рассеяния.

Детальный анализ магнитосопротивления тонких пле- зонным расчетам [7], дно зоны проводимости в данном нок перовскитоподобного оксида La1-xCaxMnO показы- соединении имеет 4s-3d-характер. В работе [8] был предвает, что температурная и полевая зависимости элек- ложен 4s-3d-механизм примесного рассеяния носителей тросопротивления полностью обусловлены только на- в нестехиометричных магнитных полупроводниках, сомагниченностью при температурах как выше, так и гласно которому температурная и полевая зависимости ниже Tc [1]. Причем в соответствии с представления- электросопротивления определяются соответствующими ми о носителях тока как о поляронах малого радиуса зависимостями намагниченности: = M(T, H). Ре(M) (0)(1 - M2) [2–4]. Авторы [1] наблюдали зультаты расчета [9] для HgCr2Se4(n), основанные на резкий переход в низкополевой (H 0) зависимости этом механизме рассеяния, имеют хорошее соответствие электросопротивления от квадратичной ( H2) выше Tc как с самим наличием большого отрицательного магк линейной (H) ниже Tc. В соответствии с поляронны- нитосопротивления, так и с его температурной зависими представлениями при всех температурах, как выше мостью для этого нестехиометричного соединения. ПоTc, так и ниже Tc, должна наблюдаться отрицательная этому естественно предположить, что, исходя из одного кривизна в низкополевой зависимости электросопроти- и того же механизма sd-рассеяния, и в случае этого вления [2–4]. Однако ниже Tc экспериментальные за- соединения могут иметь место перечисленные выше висимости имеют положительную кривизну [1]. Более особенности магнитосопротивления.

того, в [5] в образцах этих же составов была обнаруДля идентификации механизма рассеяния, привожена зависимость электросопротивления от направледящего к гигантскому отрицательному магнитосопрония намагниченности. Обнаруженная значительно ранее тивлению, мы провели наблюдение аналогичных [1] аналогичная анизотропия магнитосопротивления для пенизкополевых зависимостей электросопротивления для реходных металлов была хорошо понята в терминах HgCr2Se4(n) как выше, так и ниже Tc. Как и в [1], мынаsd-рассеяния [6]. Все это — новые вопросы для теории блюдали переход от квадратичного поведения магнитосоэлектропроводности в оксидах переходных металлов.

противления выше Tc к линейному ниже Tc. Более того, Цель настоящей работы — сравнение эксперимен- в последнем случае также наблюдался отдельный пик в тальных зависимостей магнитосопротивления ферромаг- магнитосопротивлении, накладывающийся на линейную нитного полупроводника HgCr2Se4(n), полученных при полевую зависимость и косвенно свидетельствующий о температурах выше и ниже температуры магнитного существовании зависимости электросопротивления от фазового перехода Tc, с аналогичными зависимостя- направления магнитного поля. Подчеркнем, что мы имеми для La1-xCaxMnO. Подобно последним, выро- ли дело с совершенно отличным от La1-xCaxMnO соедижденный магнитный полупроводник HgCr2Se4(n) обла- нением, вероятно объединенным с ним лишь общностью дает большим отрицательным магнитосопротивлением фазового расслоения на проводящие и непроводящие (/ 100%) с пиком в области Tc. Согласно фазы [10] и одним и тем же механизмом рассеяния.

Сравнение механизмов отрицательного магнитосопротивления в марганцевых перовскитах... Механизм воздействия двойного обмена на магнито- 2. Результаты измерений сопротивление исключен: нелегированное соединение HgCr2Se4 является ферромагнитным полупроводником На рис. 1, a, b полевые зависимости электросопротивления для двух исследуемых образцов имеют квас Tc = 106 K. С повышением уровня легирования или дратичный характер: (H)|H0 H2. На рис. 2, a, b нестехиометрии температура Кюри лишь незначительно возрастает, тогда как подвижность носителей в Tc возра- электросопротивление с ростом поля сначала увеличивается, а затем, достигнув максимума, монотонно стает примерно на два порядка [11]. Какие-либо данные уменьшается в более высоких полях. Выделенные из об эффекте Яна–Теллера отсутствуют. Таким образом, этих данных линейные зависимости и оставшиеся пики представления о поляронной природе носителей в случае магнитосопротивления приведены на рис. 2, a, b и c, d этого соединения также должны быть исключены из соответственно. Наиболее замечательной особенностью рассмотрения. Реально мы можем иметь дело с рассевсей совокупности экспериментальных данных являетянием на спиновом беспорядке и рассеянии на дефектах ся переход от квадратичной зависимости электросопронестехиометрии. Однако сильная концентрационная зативления (рис. 1, a, b) выше Tc к линейной ниже Tc висимость подвижности при низких температурах [11] (рис. 2, a, b). Наличие пика в магнитосопротивлении, свидетельствует в пользу последнего.

накладывающегося при низких полях на линейную зависимость, может быть отнесено к проявлению зависимости электросопротивления от угла между направлением 1. Образцы и методика измерений намагниченности и направлением тока в присутствии процессов вращения намагниченности. Амплитуда пика Монокристаллические образцы были приготовлены по стремится к нулю при T Tc. Каждому из двух образцов технологии, описанной в [12], и впоследствии подвергнуты дополнительному отжигу в парах ртути при давлении паров P = 4.1 at. и температуре T = 350C для образца 1 и P = 2.7 at., T = 428C для образца 2.

Такой отжиг позволяет получать вырожденные образцы HgCr2Se4 n-типа с концентрацией носителей, слабо зависящей от температуры. Контакты к образцам для резистивных измерений были изготовлены путем микросварки с последующим применением ртутно-индиевой амальгамы. В качестве подводящих проводов использовался тонкий серебряный провод диаметром 6 µm.

Четыре контакта располагались вдоль одной линии для резистивных измерений и по углам квадрата — для холловских измерений на большой грани образца.

Магнитное поле до 7 T создавалось сверхпроводящим соленоидом.

Эдс Холла, полученная как разность напряжений на потенциальных контактах при противоположных направлениях поля, оказалась практически постоянной в интервале температур 4.2–160 K, что говорит о слабой зависимости концентрации носителей от температуры.

Магнитотранспортные измерения были проведены в диапазоне полей H = 0 - 6 T при двух температурах T = 4.2 и 125 K для первого, T = 4.2 и 111 K для второго образца. Магнитное поле было приложено вдоль направления тока. В работе анализируется начальный участок магнитополевой зависимости удельного электросопротивления при H, меньшем 0.6 T.

На рис.1, a, b приведены полевые зависимости электросопротивления для двух исследуемых образцов при температурах T = 125 K для первого и T = 111 K для второго образца, что в обоих случаях выше Tc = 106 K.

На рис. 2, a, b приведены полевые зависимости электроРис. 1. Полевая зависимость электросопротивления при сопротивления при температуре T = 4.2K для тех же температуре T = 125 K для первого (a) и при T = 111 K образцов. для второго (b) образца.

6 Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 1802 В.А. Гавричков, Н.Б. Иванова, С.Г. Овчинников, Т.Г. Аминов, А.Д. Балаев, Г.Г. Шабунина...

Рис. 2. Полевая зависимость электросопротивления для первого (a) и второго (b) образцов при температуре T = 4.2K и выделенные из них линейные зависимости. Остаточное положительное магнитосопротивление: (c, d) для первого и второго образцов соответственно.

соответствует свое значение поля, при котором наблю- двойного обмена на магнитосопротивление и полярондается максимум, и свое значение амплитуды самого ной природой носителей примесный механизм sd-рассеямаксимума. Дополнительные измерения, направленные ния может иметь место в качестве первопричины для на явное выделение зависимости магнитосопротивления большого отрицательного магнитосопротивления.

от угла между приложенным полем и направлением Соответствующая теория, основанная только на предтока, не проводились. Однако уже имеющиеся данные ставлениях о sd-механизме рассеяния, также воспроизобнаруживают сходство с результатами, полученными на водит искомый переход от квадратичной зависимости эпитаксиальных пленках La1-xCaxMnO [5]. Напомним, электросопротивления выше Tc к линейной ниже Tc [13].

что в объемных образцах La1-xCaxMnO анизотропия В основе этих теоретических представлений лежат ремагнитосопротивления не наблюдалась до сих пор.

зультаты расчета зонной структуры магнитного полупроводника с учетом сильных кулоновских корреляций носителей в 3d-состояниях хрома [14]. Согласно этим 3. Обсуждение результатов расчетам, зоны 4s- и 3d-состояний ведут себя соверТаким образом, наблюдая сходные полевые зависимо- шенно различным образом: если зона более диффузсти электросопротивления в совершенно различных со- ных 4s-состояний с понижением температуры сильно единениях La1-xCaxMnO и HgCr2Se4(n), мы приходим расщепляется по спину за счет sd-обмена, амплитуда к выводу о том, что наряду с механизмом воздействия парциальной плотности 3d-состояний, соответствующих Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. Сравнение механизмов отрицательного магнитосопротивления в марганцевых перовскитах... 4 переходу A2 E, меняется без изменения энергии самих состояний. Сдвиги d-зоны возможны только за счет гейзенберговского обмена, но они порядка Tc 0.01 K и много меньше sd-обменного взаимодействия. В результате доли 4s- и 3d-состояний, а также эффективный параметр гибридизации между ними сильно изменяются в соответствии с намагниченностью полупроводника.

Вместе с ними меняется распределение носителей по 4sи 3d-каналам рассеяния, а также скорость релаксации в последнем. Как показывают расчеты [13], скачок в температурной зависимости электросопротивления и пик магниторезистивного отношения должен наблюдаться при T Tc, а амплитуда эффекта зависит от конкретных особенностей рассеяния носителей в 3d-канале. Анизотропия магнитосопротивления в этом случае становится естественным следствием спин-орбитального взаимодействия, как это имело место для ферромагнитных переходах металлов [6].

Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (грант № 99-02-17405), а также ФЦП ”Поддержка интеграции высшего образования и фундаментальной науки” (грант № 69).

Список литературы [1] J. O’Donnell, M. Onellion, M.S. Rzchowski, J.N. Eckstein, J. Bozovic. Phys. Rev. B54, 10, R6841 (1996).

[2] N. Furukawa. J. Phys. Soc. Jpn. 63, 3214 (1994).

[3] J. Inoue, S. Maekawa. Phys. Rev. Lett. 74, 3407 (1995).

[4] A.J. Millis, P.B. Littlewood, B.I. Shraimen. Phys. Rev. Lett. 74, 5144 (1995).

[5] J.N. Eckstein, I. Bozovic, J. O’Donnell, M. Onellion, M.S. Rzchowski. Appl. Phys. Lett. 69, 9, 1312 (1996).

[6] R.I. Potter. Phys. Rev. B10, 4626 (1974); A.P. Malozemoff.

Phys. Rev. B32, 6080 (1985).

[7] T. Kambara, T. Oguchi, G. Yokoyama, K.I. Gondaira. Jpn. J.

Appl. Phys. 19, 223 (1980).

[8] В.А. Гавричков, М.Ш. Ерухимов, С.Г. Овчинников. Препринт № 452Ф. Ин-т физики им. Л.В. Киренского (1987).

[9] В.А. Гавричков, С.Г. Овчинников. ФТТ 41, 1, 68 (1999).

[10] Э.Л. Нагаев. ФТТ 43, 11, 2069 (1998).

[11] A. Selmi, A. Mauger, M. Heritier. J. Appl. Phys. 57, 1, (1985); A. Selmi et al. JMMM 66, 3, 295 (1988).

[12] Т.Г. Аминов, В.Т. Калинников, В.Е. Махоткин, Л.И. Очертянова, Г.Г. Шабунина. Неорган. материалы 12, 1299 (1976);

В.Т. Калинников, Т.Г. Аминов, А.А. Бабицына, А.В. Зачатская, Н.П. Лужная, В.П. Турчанов, М.А. Черницина, Г.Г. Шабунина, Н.П. Шапшева. Магнитные полупроводниковые шпинели типа CdCr2Se4. Штиинца, Кишинев (1978).

150 с.

[13] V.A. Gavrichkov, S.G. Ovchinnikov. Phys. B259–261, (1999).

[14] В.А. Гавричков, С.Г. Овчинников, М.Ш. Ерухимов, И.С. Эдельман. ЖЭТФ 90, 1275 (1986).




© 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.