Низкотемпературное магнитосопротивление и магнитно- фазовая диаграмма для La_1-xCa_xMnO₃

В последнее время наблюдается ростет интерес [1] к свойствам La_1-xCa_xMnO₃ связанных редкоземельных перовскитов манганита. Для широкого круга легирования, эти материалы имеют от парамагнитного до ферромагнитного (ФМ) перехода при охлаждении, которое сопровождается резким падением удельного сопротивления. Такое поведение обычно объясняет теория двойного обмена [2] на основе обмена электронов между Mn+3 и Mn+4 ионами. ФM температурный переход (Tc) поднимается в магнитном поле, и таким образом система может быть настроена между низкой и высокой проводимостью фаз с применением магнитного поля. Это приводит к "колоссальному" магнетосопротивлению (КМС) возле Tc (на 100 000%, чем в тонких пленках) [1], которая имеет совершенно иную физическую природу от "гигантского" магнетосопротивления наблюдаются в слоистых и кластерных соединениях.

Несмотря на долгую историю работы с этими материалами, не было никакого систематического исследования свойств во всем диапазоне легирования или при низких температурах. В данной работе мы представляем первые измерения магниторезистивного материала (La_1-xCa_xMnO₃) для х 0,1 и в широком диапазоне температур и полей. В частности, мы получаем полную магнитно-фазовую диаграмму, и мы изучаем низкотемпературные свойствае, которые ранее не были рассмотрены более подробно. В легирование спектр КМС от х=0.15 до х=0,50, мы наблюдаем значительное MРС, 35% при температуре ниже Tc, режима, который игнорируется в предыдущих теоретических работах. При х=0,50, Основное состояние изменяется от ФM и проводится к антиферромагнитному (AФM) и изоляционному, ведущие в первом приближении AФM переход при х=0,50 с большим переохлаждением сильное гистерезисное поведение

Наши образцы (х: 0, 0,10, 0,20, 0,25, 0,33, 0,45, 0,48, 0,50, 0,52, 0,55, 0,60, 0,67, 0,75 и 1,00) были синтезированы путем смешивания стехиометрическом соотношении из La₂O₃, CaCO₃ и MnO₂ и затем нагреванием на воздухе при 1250 градусах цельсия 5 ч ( при 1380 - 12 ч; при 1390 - 20 ч) с промежуточным растиранием и порошковой дифракции рентгеновских исследований, что показало чистую однофазность образцов. Для того чтобы наблюдать за влиянием стехиометрии кислорода, некоторые образцы прошли различные термические обработки, таких как отжиг в 200 бар давления кислорода от 600 до 1300 закалки, но небольшие изменения в физических свойствах привели (КМС 2%, ФМ 5%). Тщательные исследования керамических образцов лантана, легированные манганиты нашли стехиометрию кислорода в пределах, 1% идеальный, после разнообразных условий синтеза (в том числе практически совпадает с нашим) и с катион легированием [3]. В самом деле, предварительное нейтронографическое исследование образцов, изготовленных в нашей группе показало, что они совместимы с настоящей высокой степенью стехиометрии [4]. Кроме того, такое отличие 1% D Различия в стехиометрии кислорода было обнаружено лишь 5% дефекта Tc [3]. Намагниченность измеряли на коммерческом СКВИД-магнитометре и удельное сопротивление измеряли с помощью стандартного в линии онтакта техники.

Фазовая диаграмма La_1-xCa_xMnO₃ температурной зависимости х приведена на рис. 1. Изогнутая линия рисуется в качестве руководства для глаз примерно на границе между спин-неупорядоченным состояним и парамагнитным спин-упорядоченным состоянием, пунктирные линии указывают на приблизительные границы между различными состояниями земли. Различные режимы дополнительно обсуждаются обсуждаются ниже в порядке увеличения х.

Рисунок 1 – Фазовая диаграмма La_1-xCa_xMnO₃ на основе настоящей работы. Температуры принимаются до точки перегиба Td и TN для х=0,48 и 0,50 получается при нагревании в H=0,1 Т.

Для всех х=0.50, MС при низких температурах увеличивается резко при Н=0,5 Т, а затем насыщается при 90%, для теоретические одноионных значений поведенны типичные домена эффектов в ферромагнетиках. При х=0 и 0.10, материал ФM является при низких температурах [5] 160 K и диэлектрическое поведение при всех температурах измеренно.

Между 0,20 и 0,45, рентгеновские материалы представленные для КМС поведения, как показано на рис.1 при х=0,2 и 0,25 резкое падение при низкой температуре металлического состояния и пика в MР четко коррелирует с ФM Переход наблюдаем отрицательный МС и активированное сопротивление (мы находим R может поместиться хорошо к R0). С начала года привели предыдущие авторы вывод, что проводимость за счет прыжков магнитного поля [1, 6]. В этой картине носителей связаны с местной ФМ корреляцией между ионами Mn, и проведение через прыжок между спин-ориентированных Mn+4, также повышение константы Кюри [7], которая согласуется с расширенным моментом поля. С другой стороны, КМС недавно было объяснено [8] в бесконечной моделе мер Кондо которая хорошо описываетв La_1-xCa_xMnO₃термически активированную природу аномально большой MР (100 000%), что наблюдается в тонких пленках подавленым субстратом индуцированного напряжения [9]. Это подавление привело к гораздо более высокомй переходу, и, таким образом, значительно большему падению (следовательно, большая MР).

В режиме легирования КМС, поведенная Tc была объяснена моделью двойного обмена, в которой Mn+3 и Mn+4 ионы связаны через электронный обмен кислородный связей. Эти модели привели к ферромагнетизму и металлической проводимости. Достаточная плотность Mn+4 и неприсоединившихся спинов в таких моделях вызывает сильное рассеяние электронов. Для температур ниже Тс, модель двойного обмена объясняет качественные особенности данных, в то время как вблизи насыщения детального согласия не хватает[0, 1]. При низких T TC было несколько явным теоретические предсказанным, но большинство работ [2, 8, 10]. подразумевает, что МС и спины выстраиваются в ограниченое пространство.

Рисунок 2 – Намагниченности, сопротивление и магнитосопротивление из La_0.75Ca_0.25MnO₃ в зависимости от температуры на различных полях. На вставке низкотемпературные линии данных, как описано в тексте.

На рис. 2 мы также нанесли отрицательное МС в зависимости от температуры La_0.75Ca_0.25MnO₃ (эти Данные показывают, те же функции, что и для рентгеновских 0,20, 0,33 и 0,45). В то время как низкая температура MР при малых полях может быть понята в терминах доменной стенки рассеяния (как описано ниже), это низкая температура MР в сильных полях не может быть объяснено в рамках существующей теории. Чтобы понять MР при низких температурах, полезно более подробно. изменять ФМ порядки до 95% насыщения, что хорошо описываются по различным формам. Показано сплошной линией на вставке к рис. 2 (форму одинаково хорошо подходящих данных для х=0.20, 0,33 и 0,45). Сопротивление растет из-за границы домена и другим не зависящим от температуры механизмов рассеяния. Термин является эмпирически подходящим к данным, которые представляют собой сочетание электрон-электронного и электрон-магнонного рассеяния, все из которых являются ожиданеем, что будет значительным в этой системе температурных зависимостей и не впишется. Только (пунктирная линия на вставке к рис. 2), как это было предложено Кубо и Oхатом [10]на основе расчета электронно-магнонного рассеяния, хотя сочетание этого условия будет адекватно соответствовать данным. Электрон-фононное рассеяние, однако, как ожидается, также быть важной причиной сопротивления в этом температурном диапазоне, 500 К [11].

Полевые зависимости извлечения из наименьших квадратов подходит к данным приведеным на рис. 3 для La_0.75Ca_0.25MnO₃. Мы считаем, что R1 обозначает поля зависимостей в больших полях (меньше на 15%), который является довольно аномальным поскольку насыщенный. И применение нескольких Тесла должна быть только на малое возмущение обменные поля порядка 200 T, которая, как ожидается, в ферромагнетика с Tc, 250 К. Полевая зависимость в больших полях предполагает либо очень сильной связи или магнитоупругую удивительно высокую чувствительность магнонной электронной рассеяности для внешних полей. Что больше всего поражает в Рис. 3, однако, то, что большая часть низкой температуры MР происходит при низких H=0,5 Tл, резко уменьшается и этот домен выравнивается намагниченность с полем. Эти данные сильно подразумевают, что низкая температура MР может быть в значительной степени отнесена к доменому эффектоу.

Рисунок 3 – Полевая зависимость r0, r1 при T=20K для La_0.75Ca_0.25MnO₃ (аналогичные результаты были получены при х, 0,20, 0,33 и 0,45). На вставке Функция MР демонстрирует нелинейность

Низкие температуры доменного отрицательное МС в других ферромагнетиков может быть из-за деформации воздействие на доменах как они выровнены в поле, и в этом случае магнитосопротивлением пропорциональна [12]. Вставка на Рис. 3 показывает, что это не тот случай. Отрицательные MR в чистых ферромагнетиках Также выяснили, как электронов, проходящих через доменные стенки, став спина электронов меньшинства в соседних доменах, и затем быть сильно рассеяны из-за эффектов поверхности Ферми [13]. Наш низкий измеренный коэффициент 1023 Vcm указывается, что пробег электронов в этой системе, 10А, намного меньше, чем любого возможного размера домена, и, таким образом это объяснение доменной MР.

Вклад доменной стенки в КМС материалы, происходит в результате сильной корреляции между местными ФM и металлическим поведением в DE. На малых полях спинов в доменных стенках обязательно не ферромагнитное состояние, и таким образом создастся сопротивление расстояния. Так как спин-неупорядоченная фаза является изолирующим, это не удивительно, что даже небольшие локальные возмущения от ферромагнетизма в доменных стенок может привести к значительным сопротивлениям, а подробные расчеты этого эффекта не существует. В сильном поле, намагниченность доменов являются почти параллельна, и таким образом доменных стенок являются меньше возмущения от ферромагнетизма. T 0 подъем в MR (4,0) связано с увеличением относительного вклада теплового рассеяние вымерзает. Низкая температура MR больше, чем что удельного сопротивления данные из кристаллических объемных и тонких Образцы пленки, которые несколько ниже сопротивления [1, 8]. Это означает, что MR может быть повышена за счет небольшого размер зерна в пределах наших керамических образцов, что приводит к более магнитных доменов, в результате которых может иметь технологические последствия.

Как видно из рис. 1, при х= 0.50 основное состояние становится изолирующим антиферромагнетиком [14, 15]. Как видно на рис. 4, х=0.50, х=0.75  найти [T= 360K],  предполагается, что ФM обмен происходит между спинами, которые являются доминирующими. При более низких температуры происходит переход, вероятно, чтобы AФM состояние (видно на рис. 4 как капля) что мы называем температурой Нееля TN. Также, мы видим перегиб, он соответствует острому пику, например, один ожидает увидеть  упорядочение переход зарядов [16]. Это говорит о том, что заряд-упорядочение при TN подавляется ферромагнетизмом, производимых эффектов DE при более высоких температурах, позволяя системе введите АФМ. Существование упорядочения зарядов может также объяснить максимум в TN на фазовой диаграмме,  предположительно, это будет выгодно при конкретном сочетании Mn+3 и Mn+4 ионов.

Рисунок 4 – Намагниченность La1-xCaxMnO3 на 4 T измеряется на потепление. На вставке  прямые линии указывают на каждое дополнение эфектов.

О поведении на легирования вблизи перехода от  состояния AФM, особенно любопытно, как предложенные неоднозначные данные рассеяния нейтронов [15]. При x=0.45,  почти полной насыщенности ФM можно было бы ожидать для FM состоянии. При х-0,48, там, кажется, на ФМ, 230 K, а затем Небольшой спад Мат, 190 K. х=0.50, там снова кажется, ФМ, но потом небольшая часть полного насыщения, вероятно, связано переход к полностью АФМ. Для х=0.48 и 0,50, наличие промежуточной температуры ФM состояние отображается насыщением  и ростом. Из крупных фракций, 70% степень полного ферромагнитный момент, поведение, которое не наблюдается forx.0.50.

Для x=0.50, нет наблюдаемое различие измеренная на потепление и похолодание, предполагая, что переходы в и из государственного АСМ второго порядка. Для x=0.48 и 0,50, однако, температуры, при которых переходы в и из АФМ происходит варьироваться. Охлаждения и потепления, а продемонстрировано на рис. 5, подразумевая сильно первого порядка перехода. Что отличает эти два уровня от допинга более высокие значения х, что они проходят ФМ при высоких температурах, а не просто развития некоторых малой дальности ФM порядке. Переход AФM, таким образом, от одним спин-упорядоченного состояния в другое, изменение симметрии , ведущая на первый поведение порядке. Мы не наблюдали измеримых зависимость скорости, но мы обнаружили, что идет подавление в магнитном поле на обоих охлаждения и потепление, по-видимому, потому что энергия Зеемана ниже в ФМ состояние. Фазовый переход первого рода сопровождается драматической разницы почти на два порядка Величина охлаждения и потепления вблизи TN как показанной на фиг. 5 при х-0,50. Государство ФM х= 0.50 кажется, не  проведено в режиме, а это означает, что различные процессы управляются удельным сопротивлением от тех, которые активны при более низких уровнях.

Рисунок 5 – Температурная зависимость La_0.5Ca_0.5MnO₃ при охлаждении и потеплениина

В заключение, мы получили первую полную фазовую диаграмму для материала CMR. В частности, мы начали выяснить довольно любопытным поведением вблизи x0.50, где основное состояние изменяется от FM металлического AFM изоляционные. Более подробная информация о магнитной структуры вблизи эта композиция ждут экспериментах по рассеянию нейтронов. Мы также наблюдали большое MR низкой температуре, не разгадана современных теоретических моделей. Это MR существует в широком диапазоне температур и при низких магнитных полей и, следовательно, потенциально более актуальным, чем технологически колоссальной MR вблизи Тс.

Список источников

1. S. Jinet al.,Science264, 413 (1994); R. von Helmoltet al.,Phys. Rev. Lett.71, 2331 (1993); K. Chaharaet al., Appl. Phys. Lett.63, 1990 (1993); R. M. Kusterset al., Physica (Amsterdam)155B, 362 (1989)
2. C. Zener, Phys. Rev.82, 403 (1951); P.-G. de Gennes, Phys. Rev.118, 141 (1960)
3. H. L. Juet al.,Phys. Rev. B51, 6143 (1995); Z. Jiraket al.,Magn. Magn. Mater.53, 153 (1985).
4. M. Marezio (private communication).
5. Other studies forx,0suggest the magnetic structure is AFM or weakly FM [14,15], but we ?nd thatM reaches nearly full FM saturation atH­4T. This discrepancy is consistent with an observed much higher sensitivity to oxygen content forx,0.1[S.-W. Cheong (unpublished)].
6. K. N. Clausenet al.J. Phys. Condens. Matter.1, 2721 (1989).
7. In our datasT,360 Kdand in J. Tanakaet al.,[J. Phys. (Paris), Lett.44, L129 (1983)], in the same temperature range the effective moment was enhanced by,20%.
8. Y. Tokuraet al.,J. Phys. Soc. Jpn.63, 3931 (1994); N. Furukawa, J. Phys. Soc. Jpn.63, 3214 (1994).
9. M. McCormack (private communication).
10. K. Kubo and N. Ohata, J. Phys. Soc. Jpn.33, 21 (1972); C. W. Searle and S. T. Wang, Can. J. Phys.48, 2023 (1970); A. J. Milliset al.(to be published).
11. J. Tanaka and T. Mitsuhashi, J. Phys. Soc. Jpn.53, 24 (1984).
12. R. M. Bozorth,Ferromagnetism(IEEE, New York, 1951).
13. M. B. Sterns, inMagnetic Ultrathin ?lms—Multilayers and Surfaces, Interfaces and Characterization,edited by B. T. Jonkeret al.,MRS Symposia Proceedings No. 313 (Materials Research Society, Pittsburgh, 1993).
14. G. H. Jonker and J. H. Van Santen, Physica (Utrecht) 16, 337 (1950);16, 599 (1950); G. H. Jonker Physica (Utrecht)22, 707 (1956); G. Matsumoto, J. Phys. Soc. Jpn.29, 606 (1970).
15. E. O. Wollan and W. C. Koehler, Phys. Rev.100, 545(1955).
16. S.-W. Cheonget al.,Phys. Rev. B49, 7088 (1994).