Электрические свойства

1.1.     Электрические свойства

Вышеописанные сценарии разделения фаз предсказывают существование концентрационного перехода между изолирующим и высокопроводящим состоянием. Действительно, согласно [112], при х < 0,2 система La_1-хSr_хMnO₃ является невырожденным, а при  вырожденным полупроводником. Его сопротивление типично для таких материалов - порядка 10^-2 – 10^-3 Ом·см, что на несколько порядков выше, чем у металлов.

Аналогичные результаты для монокристаллов той же системы приведены в работах [35, 126]. В области х ≤ 0,15 кристаллы проявляют проводимость полупроводникового типа, а значениям х ≥ 0,175 соответствует уже металлический тип проводимости. При этом вблизи Т_C наблюдается пик сопротивления, который характерен и для других вырожденных ферромагнитных полупроводников. Таким образом, при между х = 0,15 и 0,175 высокопроводящая фаза должна превращаться из многосвязной в односвязную. Изменение кристаллической структуры, сопровождающее этот процесс не проявляются заметными изменениями сопротивления (Рис. 1.10) [35].

Рис. 1.10. Температурные зависимости сопротивления кристаллов
La_1-хSr_хMnO_З. Стрелками отмечены точки Кюри. Треугольниками обозначены точки структурного превращения.

При той же, близкой к Т_C = 290 К, температуре, на монокристаллах  c 0,25 < х < 0,45, наблюдается и пик термоэдс, а термомагнитный эффект меняет знак [127]. Считается, что низкотемпературная часть пика соответствует металлической проводимости, а высокотемпературная – полупроводниковой с энергией активации около 0,05 эВ. Однако следует сделать важное терминологическое замечание: вопреки тому, как это обычно делается в литературе применительно к манганитам лантана, наблюдаемую зависимость сопротивления от температуры и энергию активации, сравнимую с T_C ещё нельзя считать признаком перехода металл-полупроводник. Настоящий переход металл-полупроводник сопровождается уменьшением проводи­мости на порядки, а энергия активации проводимости должна значительно превышать тепловую [54].

Важно отметить, что сходную температурную зависимость сопротивления можно наблюдать и на переменном токе в области частот около 600 Гц, соответствующей излучению дальнего ИК диапазона. Более того, его значение является предельным и характеризует внутренние свойства кристаллов независимо от наличия межзёренных границ [42].

Фотоэмиссионные спектроскопические и рентгеновские поглощательные спектроскопические исследования La_0,67Ca_0,33MnO₃ и La_0,7Pb_0,3MnO₃ указывают на существование щели в их электронном спектре при температурах выше Т_C, которая закрывается при понижении температуры с ростом спектрального веса на уровне Ферми [54]. Аналогичные результаты получены для La_0,825Sr_0,175MnO_З [128]. Спектральными исследованиями щель наблюдалась и в спектре элементарных возбуждений La_1-хSr_хMnO₃ с , но странно, что она не закрывалась и в области металлической проводимости [60]. Эти данные говорят о том, что ширина щели при 300 К составляет 0,2 эВ.

Исследования методами фотоэмиссии и рентгенпоглощающей спектроскопии показывает, что носителями заряда в La_1-хSr_хMnO₃ при 0,2 ≤ х ≤ 0,6 являются дырки кислородного типа [129]. Дырки антиферромагнитно связаны с высокоспиновой конфигурацией иона Mn³⁺. Следовательно, при возбуждении пары электрон-дырка происходит переход заряда с p-уровня кислорода на d-уровень Мn (Рис. 1.4).

В тоже время, оказывается, что знак термоэдс La_1-хSr_хMnO₃ при х < 0,20 выше Т_C меняется с положительного на отрицательный что, возможно, означает изменение типа проводимости с дырочного на электронный. В материалах с х > 0,3 знак термоэдс меняется ещё в области ферромагнитного упорядочения [130]. Предположительно это связано с хаотичностью расположения легирующей примеси, которая приводит к разбросу энергий ионов Mn или O, формируя тем самым несколько максимумов и минимумов плотности уровней внутри электронной (дырочной) зоны.

1.2.     Колоссальное отрицательное магнитосопротивление

Колоссальное отрицательное магнитосопротивление является одним из наиболее интересных для технического применения свойств манганитов. Оно возникает благодаря тому, что свободные энергии АФМ и ФМ фаз близки, что обеспечивает легкость подавления зарядового упорядочения внешними воздействиями [131]. Под действием внешнего магнитного поля происходит перколяционный пе­реход в металлическую фазу. Значение КМС максимально вблизи пика сопротивления при отсутствии магнитного поля (H = 0) и проявляется в подавлении этого пика полем [35, 126]. Но КМС остаётся значительным и при температурах существенно ниже пика сопротивления (Рис. 1.11). Для монокристаллов это может быть связано с туннелированием электронов между ферромагнитными областями.

Анализ температурной и полевой зависимостей сопротивления указывает на то, что величина КМС непосредственно зависит только от значения намагниченности  и не зависит от того, как достигается это значение – изменением температуры или поля [35, 126].

Уменьшение радиуса иона, замещающего La, понижает температуры магнитного упорядочения и пика магнитосопротивления, но высота последнего увеличивается [133]. Также, высокое магнитосопротивление проявляют и нелегированные материалы с дефицитом La: La_1-хMnO_y (0 < х < 0,33).

В заключение следует отметить, что в качестве характеристики относительного магнитосопротивления различные авторы используют различные величины – либо , либо .

Скачано с www.znanio.ru