Навигация по сайту

      Приведены результаты комплексного исследования магнитных и резистивных свойств, эффекта Холла, термоэдс и продольного эффекта Нернста—Эттингсхаузена монокристалла La_0,8Ba_0,5MnО₃ в температурном интервале от 77 до 400 К. Обнаружен максимум вблизи температуры Кюри Т_с на температурных зависимостях сопротивления, термоэдс и нормального коэффициента Холла. Установлено, что холловская подвижность остается постоянной в окрестности Т_с. Показано, что выраженные аномалии кинетических свойств обусловлены изменением положения края подвижности относительно уровня Ферми. Предложена полуфеноменологическая теория, позволяющая количественно описать температурные и магнитополевые зависимости сопротивления и термоэдс манганитов лантана вблизи температуры фазового перехода.

      1. ВВЕДЕНИЕ
Интерес к манганитам лантана La_1-хD_xMnO₃ , D = Са, Sr, Ba, обусловлен эффектом колоссального магнитосопротивления (КМС), см. обзоры [1-4]. Исходный оксид LаМnО_з является антиферромагнитным изолятором. Легирование двухвалентными металлами, приводит к смене антиферромагнитного упорядочения на ферромагнитное и уменьшению сопротивления. При определенном значении концентрации х_с, зависящем от типа двухвалентного иона и термообработки, происходит концентрационный переход металл—диэлектрик, в результате которого при T < Т_c (Т_с — температура Кюри) проводимость приобретает металлический характер. В парамагнитной фазе, однако, зависимость сопротивления ρ от температуры обычно остается полупроводниковой (с dρ/dT < 0) и при х > х_с; иными словами, в окрестности Т_с происходит температурный переход металл—диэлектрик. Металлическая проводимость при всех температурах наблюдалась только в монокристаллах La_1-xSr_xMnO₃ при 0.3 < х < 0.4 [5].

      В манганитах с концентрацией двухвалентного иона, близкой к х_с (как x < х_с, так и с х ≥ х_с), в окрестности Т_с наблюдается резкий пик сопротивления, который при приложении магнитного поля понижается и сдвигается в сторону более высоких температур. Температура Т_R, при которой наблюдается пик сопротивления, часто рассматривается как температура перехода металл—диэлектрик, поскольку при T = T_R «металлическое» (с dρ/dT > 0) поведение сменяется полупроводниковым. Магнитосопротивление Δρ/ρ при этом также имеет острый пик вблизи Т_с и может достигать очень больших («колоссальных») значений, если напряженность магнитного поля достаточно велика. Имеются сообщения об аналогичных особенностях на температурных зависимостях термоэдс, см., например, [6,7]. Природа этих аномалий остается до настоящего времени неясной, несмотря на огромное число работ, посвященных исследованию КМС-материалов. После появления статьи [8|, эффект КМС часто связывают с наличием сильного электрон-фононного взаимодействия, приводящего к формированию поляронов малого радиуса. Многие авторы подчеркивают присущую манганитам тенденцию к образованию неоднородных состояний и расслоению на фазы [1,9-13]. В ряде работ (например, [14,15]) обращается внимание наличие в манганитах сильного беспорядка — как немагнитного, так и магнитного, причем роль последнего резко возрастает в окрестности точки Кюри. Имеющиеся в настоящее времени данные о свойствах КМС-манганитов не позволяют сделать выбор между различными сценариями, поскольку в большинстве случаев приводятся результаты измерений только сопротивления и магнитосопротивления и лишь в редких случаях — термоэдс. Данные по эффекту Холла [16-30] относятся в основном к тонко-пленочным образцам [16-25], причем во многих случаях методика определения нормального коэффициента Холла из результатов измерений холловского сопротивления ρ_Н небезупречна. На монокристаллических образцах La_1-хSr_xMnO₃ с х > х_с = 0.17 эффект Холла изучался в работе [26], однако за пределами области, где наблюдается КМС. Исследование магнитных свойств ограничивается определением температуры Кюри, а вопрос о взаимосвязи магнитных и кинетических характеристик зачастую даже не ставится.

      В настоящей работе сообщаются результаты комплексного исследования магнитных, электрических, гальвано- и термомагнитных свойств монокристалла Lа_о.8Ва_о.2МnО_з. Выбор объекта исследования обусловлен отсутствием данных о свойствах монокристаллов манганитов этого типа. Полученные результаты позволяют сделать ряд выводов, важных, по нашему мнению, для понимания процессов переноса во всех манганитах с колоссальным магнитосопротивлением.

      2. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Монокристалл Lа_о.8Ва_о.2МnО_з был выращен методом плавающей зоны по методике, описанной в [31]. Из полученного бруска вырезались образцы для рентгеновских исследований, измерений магнитных и кинетических свойств.Кристаллическая структура и состав исследовались с помощью дифрактометра ДРОН-3 в К?-излучении Сr. Температурная зависимость рентгеновских спектров изучалась в диапазоне 80-300 К о режиме нагрева. Спектры, снятые при комнатной температуре, обрабатывались с помощью программы «FullProf» [32].

      Измерения сопротивления ρ, магнитосопротивления Δρ/ρ, коэффициента термоэдс S, магнитотермо-эдс (продольный эффект Нернста—Эттингсхаузена) и холловского сопротивления ρ_H проводились на одном и том же образце в виде пластины размерами 8 х 3 х 0.6 мм3, длинная сторона вырезалась вдоль ромбоэдрической с-оси. Кривые намагничивания снимались на вибрационном магнитометре в магнитном поле, направленном так же, как при измерении эффекта Холла. Сопротивление образца измерялось стандартным четырехконтактным методом. Измерения термоэдс осуществлялись при разности температур около 3 К, которая создавалась нагревателем, расположенным вблизи одного края образца. Температуры концов образца контролировались двумя термопарами медь—константан. Измерения термоэдс и эдс Холла проводились потенциометрическим методом. Для исключения побочных эффектов эдс Холла измерялась при двух направлениях магнитного поля и тока в образце. Во всех случаях магнитное поле напряженностью до 15 кЭ было направлено перпендикулярно плоскости пластины. Индиевые контакты на образцы наносились с помощью ультразвукового паяльника.

      Охлаждение образца до требуемой температуры проводилось без наложения магнитного поля.

      3. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИИ
На дифрактограммах Lа_о.8Ва_о.2МnО_з при температурах Т < 185 К наблюдались только линии орторомбической фазы Pbnm, при Т > 196 К — только линии ромбоэдрической фазы, R3c, а при 185 К< Т < 196 К линии обеих фаз сосуществовали. Таким образом, в окрестности Т = 190 К в исследуемом манганите происходит структурный фазовый переход первого рода. В указанной области наблюдались гистерезисные особенности магнитных и кинетических свойств, которые подробно анализируются в работе [33]. Изменение кристаллической структуры не оказывает, однако, заметного влияния на общий ход температурных зависимостей намагниченности и кинетических коэффициентов, в связи с чем особенности, связанные со структурным переходом, в дальнейшем учитываться не будут.

      Общий вид кривых намагничивания типичен для ферромагнетиков, см. рис. 1. Температура Кюри T_с, определенная по методу термодинамических коэффициентов, равна 251 К. Парамагнитная температура Кюри, найденная из .кривой температурной зависимости обратной восприимчивости в парамагнитной области, оказалась заметно больше: Θ = 260 К, что указывает на магнитную неоднородность исследуемого монокристалла.

      Спонтанная намагниченность Мs(Т) и восприимчивость парапроцесса χ(T) определялись из линейной экстраполяции к H = 0 кривой намагничивания в интервале полей от 7 до 15 кЭ. Обработка температурной зависимости М_s(T) по закону M_S(T) = M_s(0) — const- T3/2 позволила получить оценку М_s(0) ≈ 490 Гс, что соответствует магнитному моменту иона марганца 3.3 μB И заметно меньше значения 3.8 μB, которое следует из уровня легирования. На температурной зависимости χ(Т) имеется выраженный пик при Т = Θ. Однако вместо типичного для ферромагнетиков спада восприимчивости при понижении температуры на кривой χ(T) области Т<200 К наблюдается плавное возрастание восприимчивости. Следовательно, кроме ферромагнитных в образце имеются неферромагнитные области, которые определяют температурную зависимость χ при Т<200 К. Чтобы оценить объем этих областей, мы построили кривые M(H-1) и нашли, что намагниченность насыщения M_sat составляет величину порядка 560 Гс, т.е. 3.8μB на ион Мn. Таким образом, объем неферромагнитных областей составляет около 10% от общего объема образца. Ранее аналогичная оценка (другим методом) была получена для монокристалла La_0.9Sr_0.1MnO₃ [34].

      На рис. 2 представлены кривые температурной зависимости удельного сопротивления ρ(Т) при H = 0 и H = 10кЭ.С ростом температуры от 80 до 150 К сопротивление уменьшается, а затем приобретает «металлический» характер (dρ/dT > 0). Начиная с 210 К сопротивление испытывает резкий рост и при температуре T_R = 260. К достигает максимума, после чего приобретает «полупроводниковый» характер (dρ/dT < 0). Магнитное поле уменьшает сопротивление и сдвигает его пик в сторону более высоких температур. На рис. 3 приведены кривые температурной зависимости термоэде в нулевом поле, S(0), и в поле Н = 10 кЭ, S(H). При низких температурах оба коэффициента отрицательны и уменьшаются по модулю при повышении температуры. При Т ≈ 210 К Коэффициенты S(0) и S(H) одновременно меняют знак и начинают быстро расти по мере увеличения температуры, причем S(0) > S(H). Коэффициент S(0) достигает максимума при Т ≈ 270 К, после чего начинает плавно уменьшаться. На рис. 4 для некоторых температур приведены полевые зависимости холловского сопротивления ρ_Н = R₀B+ R_sМ, где R_о и R, - нормальный и аномальный (спонтанный) коэффициенты Холла, В — индукция в образце, М — намагниченность [35]. При той геометрии, что имел исследуемый образец, размагничивающий фактор близок к единице, поэтому можно полагать В = Н. В ферромагнитной области в слабых полях наблюдается резкая зависимость ρ_н от H, а при H > 6 кЭ зависимость ρ_H (H) является линейной. На рис. 5 представлены температурные зависимости коэффициентов R_о и R_s, рассчитанные по кривым ρ_н (H) и М(Н) так же, как в наших работах [27-30]. При низких температурах нормальный коэффициент Холла отрицателен. При Т = 200 К коэффициент R₀ становится положительным, быстро растет при увеличении температуры и достигает максимума при Т = 261 К. Аномальный коэффициент Холла отрицателен при всех температурах; экстремума на его температурной зависимости не наблюдается.

      4. ТЕОРИЯ
Перейдем к изложению теоретической модели. Мы исходим из предположения, что изменение кинетических характеристик манганитов с х ~ х_с может быть описано как следствие изменения положения дырочного края подвижности ε_с относительно дырочной энергии Ферми ε_F. Значение ε_c определяется имеющимся в системе беспорядком, который может быть магнитным, т.е. определяется спиновыми флуктуациями, и немагнитным, обусловленным наличием примесных атомов, вакансий и т.д. В работах [14,36] было показано, что в узкозонной s-d-модели, которую в настоящее время обычно называют моделью двойного обмена, нарастание флуктуации при приближении из области низких температур к точке фазового перехода приводит к значительному сдвигу ε_с в сторону больших дырочных энергий. Если при этом край подвижности пересекает уровень Ферми, происходит переход металл—диэлектрик.

      Для описания изменения положения края подвижности в окрестности точки Кюри в работах [15,37] была предложена простая теория полуфеноменологического характера. Предполагается, что вблизи Tс, когда относительная намагниченность m мала, ε_c является линейной функцией m₂: ε_c = Δ_о - Δ₁m₂, где Δ_о и Δ₁ — константы, подлежащие определению из эксперимента. Следовательно, изменение проводимости обусловлено изменением концентрации носителей тока в делокализованных состояниях.

      Если Δ_о ~ ε_F > 0, в парамагнитной области при H = 0 сопротивление имеет активационный характер с энергией активации Еτ₀ = Δ_о – ε_F Если магнитное поле не равно нулю или если температура понижается ниже Т_с, энергия активации уменьшается, что обусловливает падение сопротивления. Если ε_F < Δ ₀ то при некоторой температуре Т_MI<Т_с происходит переход металл— диэлектрик, и при дальнейшем уменьшении T температурная зависимость сопротивления определяется уже изменением подвижности носителей тока, а не их концентрацией. Границей между указанными режимами можно считать температуру, при которой ρ=ρ_о.Перейдем к рассмотрению термоэдc. Полученная Моттом [39] формула не учитывает взаимодействие носителей тока с другими элементарными возбуждениями.

      В манганитах с колоссальным магнитосопротивлением в парамагнитной области обычно значение W больше нуля и по величине близко-к Еρ₀, что принято интерпретировать как свидетельство существования сильной связи электронов с фононами, приводящей к формированию поляронов малого радиуса [6,43]. Анализ наших экспериментальных результатов, данный в следующем разделе, показывает, однако, что основную роль в формировании W играет магнитная, а не фононная система. На первый взгляд, это противоречит представлению о том, что носители, активированные на край подвижности, ведут себя во многих отношениях как свободные. Дело в том, что в отличие от аморфных материалов в манганитах магнитный беспорядок, определяющий положение края подвижности, является динамическим, а не статическим. Вследствие этого носители с энергией порядка ?_c движутся в сопровождении облака магнитных возбуждений, что приводит к отличному от нуля значению W. При уменьшении магнитного беспорядка, т.е. при увеличении m, значение W должно убывать. Мы будем полагать, что W=W₀-W₁m₂ , W₀ и W₁— положительные константы. Ниже будет показано, что это предположение согласуется с экспериментом.

      Представление об облаке возбуждений, сопровождающем электрон, справедливо до тех пор, пока радиус облака существенно меньше расстояния между подвижными носителями тока. При переходе в металлическую область расстояние между соседними дырками в манганитах, испытывающих переход металл—диэлектрик, становится равным по порядку величины расстоянию между соседними ионами марганца, что должно приводить к разрушению облака и к значительному уменьшению W. Тогда для металлической области остается справедливым обычное соотношение: S∞Т.

      5. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ
Рассмотрим сначала область Т > 200 К, в которой наблюдаются пики сопротивления, термоэдс и коэффициента Rо. Нормальный коэффициент Холла и термоэдс в этой области положительны. При повышении температуры от 210 до 250 К сопротивление и R_о возрастают в пять раз, причем коэффициент Rо прямо пропорционален ρ, см. вставку на рис. 5. Следовательно, холловская подвижность не изменяется, оставаясь равной μ_н = 0.07 см2/(В с). Мы можем заключить, что при T > 210 К кинетические эффекты определяются дырками, активированными на край подвижности.

      При Т > 250 К пропорциональность нормального коэффициента.Холла сопротивлению нарушается. По нашему мнению, это может быть связано с тем, что Н_о и R_s определяются с заметной погрешностью в той области, где ρ сильно меняется при наложении магнитного поля, в нашем случае — при Т > 250 К. Отметим, однако, что холловская подвижность, вычисленная для Т > 250 К, оказывается также близкой к 0.1 см3/(В-с). Итак, активация на край подвижности в окрестности Т_с играет ведущую роль как ниже, так и выше точки фазового перехода.

      Для определения параметров, фигурирующих в формулах (5) и (6), мы использовали данные для Т > 300 К. Из температурных зависимостей сопротивления и термоэдс при Н = 0 было найдено: ρо = 1.5 мОм-см, E_ρ0 = 1120 К, S₀ = -38 мкВ/К, Е_s0 = 190 К. Для нахождения Δ₁ и Е_s0 были построены зависимости величин Δρ = ρ(0) — ρ(Н) и ΔS = S(0)—S(H) от квадрата намагниченности при фиксированных температурах. На рис. 6 видно, что Δρ и ΔS пропорциональны M₂, что соответствует формулам предыдущего раздела. Используя для намагниченности насыщения величину M_tat = 560 Гс, мы получилиΔ₁ = 1100 К, E_s1 = 180 К

      Используя найденные значения ρ₀, E_ρ0, Δ₁, E_s0,E_s1 и экспериментальные значения спонтанной намагниченности, мы рассчитали температурные зависимости сопротивления и термоэдс при H= 0. Результаты показаны на рис. 2 и 3 штрихпунктирными линиями. Расчетные кривые 1 правильно воспроизводят форму пиков, однако в ферромагнитной области лежат выше экспериментальных точек. По нашему мнению, это расхождение связано с магнитной и электрической неоднородностями образца. Как отмечено выше, примерно 10% объема исследуемого нами образца занято неферромагнитнымк включениями. Из результатов измерений сопротивления монокристаллов Lа_о.8Ва_о.2МnО_з [5] следует, что для образцов с х≈х_с сопротивление слабо зависит от х в далекой парамагнитной области, но очень сильно — при Т < Т_с. Принимая во внимание уменьшение различия в восприимчивости при Т > Т_с, можно полагать, что образец находится в сравнительно однородном электрическом и магнитном состояниях, если температура заметно превышает Т_с. Именно поэтому все параметры определялись нами из результатов измерений в парамагнитной области. При переходе в магнитоупорядоченную фазу материал становится неоднородным как в магнитном» так и в электрическом отношениях. Поскольку ток течет преимущественно по ферромагнитным областям, обладающим низким сопротивлением, в формулы (5) и (6) необходимо подставлять намагниченность указанных ферромагнитных областей, а не определяемое из эксперимента среднее по образцу значение. Простейшим образом это обстоятельство можно учесть, если в (5) и (6) подставлять значения намагниченности, увеличенные на 10% по сравнению с экспериментальным. При этом в парамагнитной области роль неоднородности оказывается завышенной, что, однако, несущественно, поскольку намагниченность в этой области при использованных магнитных полях невелика. Результаты расчета ρ (Т) и S(T) с учетом такой коррекции для Н = 0 и Н = 10 кЭ показаны на рис. 2 и 3 сплошными . (2) и штриховыми (3) линиями. Для сопротивления теоретические и экспериментальные кривые весьма близки; для термоэдс согласие теории с экспериментом несколько хуже, однако и в этом случае удается вполне удовлетворительно воспроизвести форму пика и ее изменение при наложении магнитного поля. Подчеркнем, что все параметры, использованные при расчете, находились из независимых экспериментов, и какой-либо дополнительной подгонки не делалось.

      Из изложенного следует, что резкое уменьшение сопротивления при переходе в магнитоупорядоченное состояние обусловлено уменьшением энергии активации; материал при этом продолжает находиться в диэлектрическом состоянии. Это согласуется с тем, что при всех температурах сопротивление исследованного монокристалла в несколько раз превышает ρ₀.

      Мы видим, что учет неоднородности материала является необходимым при количественном сравнении теории с экспериментом. Разумеется, учет неоднородности путем исключения из рассмотрения неферромагнитных областей при неявном предположении об электрической однородности областей ферромагнитных является весьма грубым приближением, поскольку в общем случае ферромагнитные области также являются неоднородными. Возможно, расхождение (до 10-20%) экспериментальных и теоретических кривых при 250 К< Т < 300 К (см. рис. 2 и 3) связано с тем, что в этой области учет неоднородности необходимо проводить более корректно.

      В литературе неоднократно обращалось внимание на то, что в манганитах лантана имеется большая разница между энергиями активации сопротивления и термоэдс в парамагнитной области, причем разница слабо зависит от Н. На основании этого делается вывод о том, что при Т > Т_е взаимодействие носителей тока с колебаниями решетки является определяющим, а перенос заряда осуществляется за счет перескоков поляронов малого радиуса (singlesite polaron). Внутренним параметром, однако, является не магнитное поле, а намагниченность. В нашем случае W = Е _ρ - E_s = (930-920m₂) К. На лицо сильная зависимость W от m, что свидетельствует о преобладающей роли магнитных взаимодействий; что касается слабой зависимости W от H, то она обусловлена малостью магнитной восприимчивости в парамагнитной области.

      Сильная зависимость W от намагниченности означает, что электрон, находящийся на каком-либо узле Мn, чувствует также спин соседних узлов. Следовательно, в рассматриваемых материалах электрон, возбужденный на край подвижности, движется в окружении «облака» магнитных возбуждений. Радиус это го облака (иными словами, характерный радиус волновой функции носителя заряда) не меньше расстояния между ближайшими ионами марганца, так что облако захватывает много узлов решетки. Этот вывод согласуется с результатами недавних теоретических работ [44,45].

      Перейдем к рассмотрению температур, T < 200 К. В этой области нормальный коэффициент Холла отрицателен, что говорит о преобладании трехузельных процессов [38]. Принимая во внимание существенное расхождение расчетных и экспериментальных кривых ρ (Т) и S(T), изменение характера зависимости термоэдс от магнитного поля (см. рис. 7) и быстрый рост сопротивления при Т < 120 К, можно сделать вывод о том, что при низких температурах проводимость осуществляется главным образом за счет перескоков между локализованными состояниями, не за счет активации на край подвижности. Этот вывод полностью согласуется с общими соображениями о роли различных механизмов, проводимости, неупорядоченных материалах [38] и с данными оптических экспериментов [46,47], свидетельствующими о наличии различного рода локализованных состояний в материалах с колоссальным магнито-сопротивлением. Специфика манганитов состоит том, что параметры, описывающие прыжковую проводимость при Т << Т_с, должны зависеть от магнитного состояния, хотя и иным образом, чем край подвижности вблизи температуры Кюри, сколько известно авторам, такого рода расчеты в настоящее время отсутствуют.

      ЗАКЛЮЧЕНИЕ.
Вблизи температуры Кюри монокристаллы манганитов лантана, близких к концентрационному переходу металл—диэлектрик, обнаруживают одинаковые особенности на кривых температурных и магнитополевых зависимостей сопротивления. Поэтому можно полагать, что результаты, полученные нами при изучении монокристалла Lа_о.8Ва_о.2МnО_з, носят общий характер и отражают физику процессов переноса во всех монокристаллах манганитов лантана с х ~ х_с вне зависимости от типа легирования. Кратко их можно сформулировать следующим образом. В окрестности температуры Кюри преобладающим механизмом проводимости является активация на край подвижности. Колоссальное магнитосопротивление и другие аномалии кинетических коэффициентов обусловлены движением края подвижности при наложении магнитного поля и/или изменении температуры, что приводит к изменению концентрации носителей тока в делокализованных состояниях. Резкое падение сопротивления при переходе в магнитоупорядоченное состояние не означает переход к металлической проводимости, как это обычно полагают, а обусловлено уменьшением энергии активации. Отсюда вытекает, что температура, при которой сопротивление максимально, не может, вообще говоря, считаться температурой перехода металл—диэлектрик.

      Вдали от Те существенный вклад в кинетические коэффициенты могут давать перескоки между локализованными состояниями.

      Носители, активированные на край подвижности, движутся в сопровождении «облака» иных возбуждений, среди которых магнитные возбуждения наиболее существенны.

      Неоднородность материалов играет существенную роль в формировании кинетических свойств указанных манганитов, определяя, в частности, детали температурной зависимости кинетических коэффициентов вблизи температуры максимума сопротивления.

      Работа выполнялась при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект .№97-02-16008).

      ЛИТЕРАТУРА
1. Э. Л. Нагаев, УФН 166, 833 (1996).
2, А. Р. Ramirez, J. Pbys.: Cond. Matt. 9, 8171 (1997).
3. Y. Tokura and Y. Tomioka, JMMM 200, 1 (1999).
4. J. M. D. Coey, M. Viret, and S. von Molnar, Adv. Pbys. 48, 167 (1999).
5. A. Urushibara, Y. Morimoto, T. Arima et al., Phys. Rev. В 51, 14103 (1995).
6. M. Jaime, M. В. Salamon, К. Pettit et al., Appl. Phys. Lett. 68, 1576 (1996).
7. V. Crespi, U Lu, Y. X. Jia, K. Khazeni et al., Phys. Rev. В 53, 14303 '(1996).
8. A. J. Millis, P. W. Littlewood, and B. I.'Shraiman, Phys. Rev. Lett. 74, 5144 (1995).
9. A. Moreo, S. Yunoki, and E. Dagotto, Science 283, 2034(1999).
10. D. Khomskii, E-prints archive, cond-mat/9909349; submitted to Physica В (2000).
11. M. Yu. Kagan, D. I. Khomskii, and M. V. Mostovoy,European Phys. J.^B 12, 217 (1999).
12. Л. П. Горькое, УФН 168, 665 (1998).
13. M. Uehaxa, S. Mori, C. H. Chen, and S.-VV. Cheong,Nature 399, 560 (1999).
14. R. Allub and B. Alascio, Solid State Comm. 99, 613(1996).
15. N. G. Bebenin and V. V. Ustinov, J. Phys.: Cond.Matt. 10, 6301 (1998).
16. J. E. Nunez-Reguero, D. Gupta, and A. M. Kadin, J.Appl. Phys. 79, 5179 (1996).
17. P. Wagner, D. Mazilu, L. Trappeniers et al., Phys.Rev. В 55, R14721 (1997).
18. G. Jakob, F. Martin, W. Westerburg, and H. Adrian,Phys. Rev. В 57, 10252 (1998).
19. G. Jakob, W. Westerburg, F, Martin, and H. Adrian,Phys, Rev. В 58, 14966 (1998),
20. G. Jeffrey Snyder, M. R. Beasley, T. H. Geballe et al.,Appl. Phys. Lett. 69, 4254 (1996).
21. M. Jaime, H. T. Hardner, M. B. Salamon et al., Phys.Rev. Lett. 78, 951 (1997).
22. P. Mandal, A. Poddar, A- G. M. Jansen et al., Phys.Stat. Sol. 165,219(1998).
23. M. Ziese and С Srinitiwarawong, Euxophys. Lett. 45,256(1999).
24. P. Matl, N. P. Ong, Y. P. Yan et al., Phys. Rev. В 57,10248 (1998).
25. P. Mandal, K. Bar пег, L. Haupt et al., Phys. Rev. В57, 10256 (1998).
26. A. Asamitsu and Y. Tokura, Phys. Rev. В 58, 47(1998).
27. H. Г. Бебешт, Р. И. Зайнуллпна, В. В. Мащкауцан и др., ЖЭТФ 113, 981 (1998).
28. Р. И. Зайнуллина, Н. Г. Бебенин, В. В. Машкауцан и др., ФТТ 40, 2085 (1998).
29. N. G. Bebenin, R. I. Zainullina, V. V. Mashcautsan et al., Phys. Stat. Sol. (a) 175, 665 (1999).
30. P. И. Зайнуллина, Н. Г. Бебенин, В. В. Машкауцани др., представлено в ФТТ (2000).
31. D. Shulyatev, S. Karabashev, A. Arsenov, and Ya. Mukovskii, J. Cryst. Growth 198/199, 511 (1999).
32. J. Rodrigues-Carvajal, Physica В 192, 55 (1993).
33. V. E. Arkhipov, N. G. Bebenin, V. P. Dyakina et al., submitted to Phys. Rev; В (2000).
34. V. E. Arkhipov, V. S. Gaviko, A. V. Korolyov et al., JMMM 196-197, 539 (1999).
35. С. В. Бонсовский, Магнетизм, Наука, Москва (1971), с. 949.
36. Е. М. Kogan and M. I. Auslender, Phys. Stat. Sol. (b) 147,613(1988).
37. N. G. Bebenin and V. V. Ustinov, JMMM 196-197, 451 (1999).
38. H. Мотт, Э. Дэвис, Электронные процессы в некристаллических веществах, Мир, Москва (1932).
39. N. F. Mott, Phyl. Mag. 31, 217 (1975).
40. Н. Fritzsche, Solid State Comm. 9, 1813 (1971).
41. H. Bottger and V. V. Bryksin, Phys. Stat. Sol. (b) 78, 9(1976).
42. H. Bottger and V, V. Bryksin, Phys. Stat. Sol. (b) 78, 415 (1976)
43. M. Jaime, H. T. Hardner». M. B. Salamon et al., Phys Rev. Lett. 78, 951 (1997).
44. T. Mizokawa, D. I. Khomskii, and G. A. Sawadtzky, E-prints archive, cond-mat/9912021.
45. M. Korotin, T. Fujiwara, and V. Anisimov, E-printsarchive cond-mat/9912456.
46. N. G. Bebenin, N. N. Loshkareva, Yu. P. Sukhorukov et al., Solid State Comm. 106, 357 (1998).
47. H. H. Лошхарева, Ю. П. Сухорукой, Э. А. Нейфельд и др., ЖЭТФ 117, 440 (2000).