Магнитные и электрические свойства лантановых манганитов со структурой перовскита тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

•-• -Л /1 РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК Т I ,3 УМ ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ

ИНСТИТУТ КРИСТАЛЛОГРАФИИ ИМЕНИ А.В.ШУБНИКОВА

Я П ЯНВ 1995

. , На правах рукописи

ГУБКИН МИХАИЛ КОНСТАНТИНОВИЧ

УДК 538.221, 538.955

МАГНИТНЫЕ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ЛАНТАНОВЫХ МАНГАНИТОВ СО СТРУКТУРОЙ ПЕРОВСКИТА

Специальность 01.0.4.07 - физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 1904

Работа выполнена в Институте кристаллографии Российской Академии Наук.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук

Т.М.Перекалина

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор КИБелов кандидат физико-математических наук Т.В.Дмитриева

Ведущая организация: Институт общей физики Российской Академи Наук

У 7 л 30

Защита состоится -" ■ ь^Я^ЖСс- 1995 г в-иМ-часов

на заседании Специализированного Совета Д.002.58.01 при Институте кристаллографии им. А.В.Шубникова РАН по адресу: 117333. Москва, Ленинский проспект 59.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института кристаллографии.

Автореферат разослан ЗИ ^^

1995 г.

Ученый секретарь

Специализированного Совета Д.002.58.01 кандидат физико-математических наук

В.М.Каневский

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. В последнее время стремительно нарастает интерес к лантановым манганитам — перовскитовым соединениям типа ЬаI _хМхМп I_уДГу03 (И - ион двух- или одновалентнного металла, N -ион металла). Этот интерес связан с эффектом гигантского магнетосопротивления (МС), который, как оказалось (последние данные см. [1]), в манганитах значительно превышает соответствующий эффект в интенсивно разрабатываемых слоистых структурах. Последние имеют хорошие перспективы для приложения в микроэлектронике в качестве считывающих элементов устройств магнитной записи информации.

Очевидно, что для успешного веденир прикладных исследований необходимо ясное понимание природы ферромагнитного (ФМ) упорядочения и электропроводности лантановых манганитов, однако, как показывает анализ соответствующей литературы, объяснения свойств этих веществ неоднозначны. Существующие теоретические модели можно условно разделить на две категории. Согласно первым, ФМ упорядочение осуществляется через узкую зону проводимости поляризованными по спину носителями тока (механизм двойного обмена (ДО) Зинера, см.,например, [2—4]). Другие объяснения (см., например, [5]) опираются на механизм сверхобмена по схеме Крамерса-Андерсена [4,6]. В этом случае носители не принимают никакого участия в ФМ упорядочении локализованных моментов, и, следовательно, имеют произвольное направление спинов.

Т.к. механизм ДО предполагает (см., например, [4]) переход металл-полупроводник в точке Кюри, то принципиальное значение имеет изучение тех составов манганитов, где указанный переход происходит при совершенно других температурах. Настоящая работа представляет :обой первое систематическое исследование таких образцов.

Цель работы. Главная цель исследования состояла в сопоставлении электрических и магнитных свойств двух типов образцов: образцов, в соторых температура Тр перехода металл-полупроводник совпадает с точкой Кюри Тс , и образцов, для которых указанное совпадение не имеет леста. На основании полученных данных предстояло выбрать теоретическую модель, адекватно описывающую наблюдаемые факты.

На защиту выносятся следующие основные положения:

.. ФМ упорядочение во всех исследованных составах манганитов обусловлено взаимодействием через носители тока типа ДО в независимости от того, совпадают или не совпадают по температуре с точкой Кюри наблюдаемые на них аномалии сопротивления.

2. Во всех образцах при Т<ТС реализуется магнитно-неоднородное состояние: наряду с ФМ областями в них имеются области, не обладающие ФМ упорядочением. Объемная доля последних возрастает при приближении к Тс со стороны низких температур.

3. Степень пространственной неоднородности магнитного упорядочения связана с флуктуациями концентрации акцепторов, наличием сверхстехиометрического кислорода, а также с присутствием в кристаллографических позициях ионов марганца ионов других элементов.

4. Наблюдаемый на ряде образцов сдвиг аномалий сопротивления от Тс в сторону низких температур совместим с теорией ДО при учете пространственной неоднородности их магнитного упорядочения.

Научная новизна. Работа представляет собой первое систематическое исследование образцов лантановых манганитов с аномалиями электросопротивления при температурах много ниже Тс . Для установления связи между электропроводностью и магнитным порядком впервые для подобного рода составов были проведены измерения МС. Впервые в исследованиях лантановых манганитов предсказание теории ДО о поляризации по спину коллективизированных 3(£-электронов марганца проверялось средствами ядерного магнитного резонанса (ЯМР). Большая часть рассмотренных соединений получена и исследована впервые.

Практическая ценность. Изложенные в диссертационной работе закономерности позволяют наметить пути синтеза новых материалов с высоким откликом электропроводности на магнитное поле, представляющих интерес для микроэлектроники.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на Республиканском научном семинаре "Физика ферритов и родственных соединений, их применение в технике", Донецк, 1991, а также на научных конференциях ИК РАН 1991, 1992, 1993, 1994 гг.

Публикации. По теме диссертации написано 9 работ. Из них С опубликовано и 3 приняты к печати. Нумерация публикаций в списке, помещенном в конце автореферата, соответствует очередности их написания.

Личный вклад. Непосредственно автором проведены все описанные в диссертации измерения намагниченности, электропроводности и МС. Вех-исследованные в работе керамические образцы синтезировании также лично автором. Выращивание монокристаллов, фазовый анализ,

рентгеновский микроанализ, ЯМР-исследования выполнены в сотрудничестве с соавторами по соответствующим публикациям.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы. Общий объем работы составляет 106 страниц, включая 46 рисунков, 2 таблицы и библиографию из 97 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность темы, формулируется цель, задачи исследования, а также (кратко) основные результаты и выводы, выносимые на защиту.

Первая глава содержит наиболее важные для дальнейшего обсуждения литературные данные о кристаллической структуре, электрических и магнитных свойствах ФМ соединений на основе ЬаМпОз-Кроме того, кратко проанализированы основные, теоретические подходы к объяснению ФМ в манганитах и приведены необходимые математические соотношения, вытекающие из обсуждаемых теорий.

Отмечается, что стехиометрический ЬаМпОз является полупроводником (удельное сопротивление р при комнатной температуре ~103 Ом ;м) и антиферромагнетиком. ФМ упорядочение в лантановых манганитах устанавливается при наличии достаточного количества (20-40 %) ионов Появление в соединении ионов достигается введением в

:истему либо акцепторов, либо сверхстехиометрического кислорода. В сачестве акцепторов используют ионы двух- или одновалентного металла М) с радиусами, близкими к Ьа3+- Количество кислорода в системе шределяется режимом .термообработки. ФМ лантановые манганиты |бладают высокой электропроводностью (р~10"2 Ом см) и, более того, при "<ТС - металлической проводимостью [7]. В области же Т>ТС зависимость пр от 1 /Т практически линейна (см., например, обзор [8]), что дает право оворить об активационном характере проводимости в парамагнитной бласти (типичная энергия активации «0.1 эВ). Т.о., в районе Гс имеет ¡есто переход металл-полупроводник.

Изменение характера электропроводности в Тс (Тр=Тс) и сам переход : ФМ упорядочению при наличии ионов Мп4+ чаще всего объясняют еорией ДО Зинера [2], в которой поляризованные по спину носители тока вляются переносчиками ФМ взаимодействия между локализованными ¡оментами марганца. При этом [4], носители могут свободно еремещаться по кристаллу на большие расстояния лишь в том случае, огда спины магнитных ионов параллельны, т.е. при Т<ТС. Выше Тс

упорядоченное состояние нестабильно, поэтому для переноса электронов необходима активация.

Далее указывается, что ряде работ (см., например, [5]) объяснение электрических и магнитных свойств манганитов действием механизма ДО ставится под сомнение. Кроме того, в литературе есть сообщения (см., например, [9,10]) о наблюдении на некоторых составах лантановых манганитов аналогичных аномалий р(Т) при температурах Тр , не имеющих никакого отношения к Тс. Отсутствует не только объяснение подобного поведения кривых р(Т), но и сколько-нибудь систематическое исследование образцов с Тр*Тс .

Настоящая работа имела своей целью сделать представления о природе ФМ и электропроводности в манганитах более однозначными. Сделан вывод, что для установления взаимосвязи электрических и магнитных свойств в образцах с Тр фТс необходимы измерения МС, а для проверки предсказания теории ДО о поляризации в ФМ манганитах носителей тока по спину - измерения локальных полей на номинально диамагнитных ядрах 139Ьа.

В конце главы сформулирована постановка задачи:

1. Экспериментальное изучение намагниченности и электропроводности как функций температуры и магнитного поля на образцах лантановых манганитов с Тр .

2. ЯМР-исследования локальных полей на ядрах 139Ъа.

3. Сопоставление данных, полученных на образцах с Тр *ТС , с данными для образцов с Тр=Тс.

4. Выбор теоретической модели, наиболее адекватно описывающей наблюдаемые свойства.

В качестве объекта исследования выбраны соединения с одновалентным акцептором М=№+- Ферромагнитные манганиты "натриевой" системы исследовались крайне мало, однако, по данным [10] именно.в этих веществах легко воспроизводились аномалии р(Г) много ниже Тс

Вторая глава диссертации посвящена технологии приготовления образцов, методам контроля их кристаллической структуры и элементного состава. Сдесь же кратко описаны экспериментальные методики измерения намагниченности, восприимчивости, электропроводности, МС и локальных полей на ядрах.

□ § ® Др/р

-40

Рис.1. Температурные зависимости намагниченности а, удельного сопротивления р и МС Др(20кЭ)/р(0) монокристалла ЬаодМаддМпОз.

Так, намагниченность измерялась вибрационным магнетометром, шектропроводность - четырехконтактным методом (в качестве контактов 1спользовали индий или вожженную в образец серебряную пасту). Измерения проводились в диапазоне температур 77-350 К и полях Н до ¡0 кЭ. Локальные поля .на ядрах Ьа исследовались в нулевом поле гетодикой спинового эха при температурах от 4.2 К до 300 К

Все оригинальные экспериментальные результаты приведены в ретьей главе. Для удобства дальнейшего сопоставления вначале гриводятея данные по образцам с Тр=Тс , а затем - с Тр«Гс . К первому •ипу относились следующие составы: Ьад дБгддМпОз, ЬаодЫаддМпОз монокристаллы), ЬаМпОз 25, LaogNao.1Mno.9Vo.1O3 (керамики); ко второму - керамики Ьад дЫаодМп^СиуОз (у=0.1, 0.2, 0.3), Ьао.эЫаод-Мпц дСод^Оз, -.аодМаддМпддКеддОз. В конце главы приводятся данные по

•емпературным зависимостям локальных полей на ядрах 133Ьа для бразцов обоих типов: Ьад дЫад^МпОз, ЬлМпОз ]5, 1ло.9^аол"Мпо.дСиолОз-{ля образцов с Тр=Тс (кроме Lao.9Nao.1Mno.9VoдОз) харак-

Таблица

Соединение crs(77K), Гс см3/г C7S0, Гс см3/г

эксп. расчет.

Lao.9Nao.iMn03 83 92

LaosSro.iMn03 82 92

ЬаМпОз 15 81 85

Lao.9Nao.1Mno.gVo.1O3 50 83+5*

Lao.9NaoiMno.9Cuo.1O3 68 82+2*

Lao.9Nao.1Mno.8Cuo.2O3 46 72±5*

Lao.9Nao.1Mno.7Cuo.3O3 20 62±7*

Lao.9Nao1Mno.9Reo.1O3 51 78±9*

La09Na0 дМпо.дСоодОз 63 82±10*

* - с точностью до возможного упорядочения магнитных моментов ионов N

терна величина спонтанной намагниченности при 77 К ст5(77К), близкая к расчетной для ферромагнитного упорядочения ионов марганца (см. табл., рис.1,2-а). Кривые ав(Т) монокристаллов близки к расчитанным по обычной теории молекулярного поля, а для керамики ЬаМпОз 15 (рис.2-а) лучше описываются зависимостями из [3], расчитанными по теории ДО (более резкий спад с5(Т) вблизи Тс ). Все образцы имеют аномалии МС Лр/р в области Тс. (рис.1). Связь МС и намагниченности хорошо описывается соотношением: Лр(Н,Т)/р(0,Т)=аа2(Н,Т), где а=сош;1. Отмечается полная аналогия температурных зависимостей с5 р и Лр/р монокристаллов Ьао.дКаодМпОз и соответствующих кривых для хорошо изученных манганитов с двухвалентными акцепторами М (см., например, [8])-

Кривые С5( р и Др/р (рис.2-б,в; 3,4) для образцов с Т*ТС имеют отличия от описанных выше. Перечислим наиболее важные из них. Величина о5(77К) много ниже расчетной для ферромагнетизма (см. табл.). Вид температурных зависимостей о3 сильно отличается от характерных для ферромагнетиков. Изотермы намагничивания характеризует высокая восприимчивость парапроцесса при Т«ТС (рис.2-г). Кривые Др/р ниже Тс не спадают до нуля при охлаждении (ср. рис.1 и рис.3), а в большинстве случаев даже возрастают, достигая максимума при Тр=Тс (рис.3,4). При этом, в области Гс , как правило, не наблюдается никаких аномалий Др/р. Исключением является керамика LaogNao.iMno.gCuo 1О3

(рис.З-а), для которой кривая р(Г) имеет сразу два максимума: при Т=ТС и прк Т«ТС.

О - Ю.6 кЭ а - 5.2 кЭ

60 п

-40

5 о

к 20 -I

100

л, - 19 кЭ о - 7.5 кЭ □ - 5 кЭ

1-1—

200 Т, К б)

300

о - у=0.1

□ - у=0.2 ' Л у=0.3

300

Рис.2. Температурные зависимости намагниченности ст керамик: а - ЪаМп03.15, б - Lao.9Nao.iMno.9Vo.1O3,, в - Ьа0 дКа0ЛМщ.уСиуО3, г - кривые намагничивания при 77 К для Ьао.д^олМп^уСиуОз-

Этот случай является промежуточным между двумя сопоставляемыми классами образцов. Само значение температуры Тр меняется от образца к образцу, а для одного и того же образца зависит от режима термообработки.

удельного сопротивления р и МС Др(20кЭ)/р(0) керамик Ьа0 9Nao.xMno.9WoЛ03: а - ЛГ=Си, б - N=0о.

Спектр спинового эха для всех образцов обнаружен в частотном диапазоне 11-26 МГц и представляет собой широкую линию колоколообразной формы. Локальные поля Я^ на ядрах 139Ьа, расчитанные по положению ее максимума, для всех образцов равны «30 кЭ, что составляет около 8—9 % от измеренных в [11] локальных полей на ядрах 55Мп. Спектр отвечает случаю, когда зеемановская энергия, обусловленная локальным полем, значительно превышает энергию квадрупольного взаимодействия. Исследование температурной зависимости Ях/Ьа) привело к неожиданному результату (рис.5). В области Тс , где наблюдается исчезновение сигнала спинового эха, Н^ не стремится к нулю, а сохраняет высокое значение: около 80 % от величины Н^ при Т—»0. . Если зависимость Н^(Т) апроксимировать функцией Бриллюэна, то Тс должна была бы лежать значительно выше, чем это следует из магнитных измерений (пунктир на рис.5).

1- 6

-43 о

й О

Ь2 а

г О

- -2

о

"а/

О -4 М о са

-6 3

Рис.4. Температурные зависимости спонтанной намагниченности а3, удельного сопротивления р и МС Др(20кЭ)/р(0) керамики Ьа0.9^аоЛМпо дИео Л03.

О И

40 -

К

400

Рис.5. Температурные зависимости локальных полей Н^ на ядрах 139Ьа

для образцов: 1 - ЬардЫао дМпОз (монокристалл),2 - Lao.yNao.iMno СиддОз, 3 - ЬаМпОзД5 (керамики). На вставке - типичная наблюдаемая температурная зависимость амплитуды А спинового эха.

0

Четвертая глава диссертации посвящена обсуждению экспериментальных результатов и выбору теоретической модели, адекватно описывающей наблюдаемые факты. Наибольшее количество аргументов свидетельствует о том, что ФМ. упорядочение во всех образцах обусловлено взаимодействием типа ДО. При этом реализуется теоретически обоснованное Э.Л.Нагаевым (см., например, [12]) магнитно-неоднородное состояние: наряду с ФМ областями при Т<ТС существуют области, в- которых ФМ упорядочение отсутствует. Последние характеризуются активационной проводимостью и их объемная доля возрастает при повышении температуры. В рамках этой концепции экспериментально установленные закономерности объясняются нижеследующим образом.

Наиболее однородное ФМ упорядочение имеет место в образцах с «Тс . Кривые о8(Т) или полностью соответствуют расчетным по теории ДО [3] (рис.2-а), или близки к таковым (рис.1). Во втором случае некоторые отклонения от теории. ДО вблизи Тс вызваны увеличением доли неферромагнитных областей при приближении к Тс. Измеренные зависимости р(Т), Ар(Н=сопэ1,Т)/р(0,Т) и изотермы Лр(#)/р(0) для образцов с З^Тс качественно соответствуют теории ДО. В пределах порядка величины имеет место и количественное совпадение с расчетом по формулам из работы [3].

Увеличение степени пространственной неоднородности магнитного упорядочёния сказывается на магнитных и электрических свойствах образцов. Кривые <у$(Т) все более отклоняются от теоретических зависимостей (эволюция видна из рис.2). Возрастает восприимчивость парапроцесса (приложение внешнего поля ориентирует часчично разупорядоченные ФМ кластеры). Для образцов с ЛГ=У, у=0.1 (рис.2-6) восприимчивость парапроцесса наиболее велика в интевале 200К<Т<ТС. Характерно, что в этом случае, прогиб кривой ст(Т), вызванный термическим разупорядочением ФМ кластеров, практический полностью устраняется полем Я в 20 кЭ, т.е. при этих температурах МН~кТ (М -средний магнитный момент кластера, к - постоянная Больцмана). Отсюда имеем М~150цв и> следовательно, число магнитных ионов в кластере ~40. Ниже 200 К доля ФМ фазы больше, и кластеры практически полностью упорядочены: кривые о(Т), снятые при разных полях, практически сливаются. Для температурного поведения намагниченности случай рис.2-б является промежуточным между рис.2-а и рис.2-е.

Рост объемной доли неферромагнитной фазы с увеличением температуры в случае высокой степени магнитной неоднородности образцов приводит и к необычному поведению электрических свойств. Выше определенной температуры ФМ области с металлической проводимостью выходят из соприкосновения друг с другом, и, при дальнейшем нагревании, электропроводность все более определяется неферромагнитной матрицей с активационной проводимостью. На языке теории протекания (см., например, [13]) температура Тр соответствует порогу перколяции. Приложение внешнего магнитного поля увеличивает (незначительно) долю ФМ фазы, поэтому вблизи порога перколяции наблюдается и аномалия МС (см. рис.З-б). Наиболее ярко пороговый характер протекания носителей в магнитно-неоднородной среде проявляется на образцах Д^Ие, у-0.1 (рис.4): ниже Тр величина магнетосопротивления падает на порядок.

Согласно [12] разделение магнитных фаз связано с флуктуациями концентрации акцепторов. Сверхстехиометрический кислород играет роль акцепторной примеси, создающей дополнительные дырки Мп4+. Режим термообработки определяет как количество такого кислорода, так и степень однородности его пространственного распределения. Это объясняет наблюдаемую связь величины Тр с температурой и длительностью отжига образцов.

Замещение части магнитных ионов марганца ионами других элементов N (все они имеют собственный магнитный момент) увеличивают пространственную неоднородность ФМ упорядочения Ьао.дЫаодМпОз. Взаимодействие ДО предполагает вырожденность по энергии состояний Мп3+-02~-Мп4+ и Мп4+-02~-Мп3+. Таким свойством, очевидно, не обладают связи Мп-О-ЛГ (Л/=Си, Ке, V, , Со), и ситуация становится аналогичной разбавлению обычного ФМ диамагнитными ионами. При этом (см., например, [13]), по мере роста замещающих ионов, дальний магнитный порядок в веществе разрушается, хотя ФМ упорядочение сохраняется на уровне кластеров. Т.о., неоднородность магнитного упорядочения возрастает с ростом у. Аналогичную роль играют и другие дефекты кристаллической решетки, в частности -обусловленные сверхстехиометрическим кислородом.

Металлическая' проводимость наблюдается при свободном протекании поляризованных по спину носителей тока по всему образцу, что возможно, согласно теории ДО, при высокой степени магнитного порядка. Для наиболее однородных образцов это условие реализуется практически сразу после охлаждения ниже Тс , поэтому Тр и совпадает с Тс. Напротив, в случае образцов с большим количеством нарушенных связей Мп3+-02"-Мп4+, для безактивационного протекания носителей необходима более высокая степень корреляции в направлениях спиновых моментов ионов марганца в "оставшихся" связях, т.е. более низкая

температура. Поэтому температура Тр с повышением у сдвигается в область Т<ТС. Для больших у переход к металлической проводимости может не наблюдаться вовсе: несмотря на присутствие ФМ кластеров, проводимость будет определяться неферромагнитной матрицей с активационной проводимостью.

Локальные поля на ядрах 139Ьа наводятся, главным образом, поляризованными по спину носителями тока, осуществляющими ДО. Этот вывод обосновывается следующим образом. Ионы Ьа3+ имеют заполненные электронные оболочки, т.е. диамагнитны. Ионы Ьа3+ не могут участвовать в сверхобмене. Дипольные поля в магнитных окислах со структурой, близкой к кубической, не могут превышать нескольких кЭ (наблюдаемая величина «30 кЗ значительно выше).

Согласно теории ДО, поляризованные по спину коллективизированные электроны заполняют дно узкой . зоны проводимости, соответствующей ФМ упорядочению локализованных моментов. Волновая функция коллективизированных электронов отлична от нуля во всем объеме ФМ областей, поэтому именно такие электроны в первую очередь и создают локальные поля на ядрах 139Ьа. Напротив, имеющие произвольное направление спина термически активированные носители в неферромагнитных областях значительно сильнее локализованы вблизи ионов марганца и, следовательно, не могут давать существенного вклада в соответствующий сигнал ЯМР. Наблюдаемое исчезновение резонансного пика в области Тс связано с резким сокращением доли ФМ фазы. Уменьшение объема ФМ фазы с ростом Т подтверждается отклонением температурной зависимости амплитуды А спинового эха от естественного гиперболического закона Кюри-Вейсса (см. вставку к рис.5).

Кроме уже затронутых вопросов обсуждаются: ход изотерм МС, рассеяние носителей на флуктуациях магнитного порядка с привлечением модели Корринги и Герритсена [14], применимость к лантановым манганитам теории Турова и Ирхина (краткое изложение см. в [8]), необычное поведение МС в образцах Ы=Ие, у=0.1 при Т<Тр, возможность ферримагнитного упорядочения в образцах Л[=Си.

В заключении кратко сформулированы основные экспериментальные результаты диссертационной работы и выводы, сделанные на основании этих результатов.

Основные результаты.

1. Впервые проведено систематическое измерение намагниченности, электропроводности и магнетосопротивления манганитов с несовпадающими с точкой Кюри аномалиями сопротивления.

2. Впервые для лантановых манганитов со структурой перовскита методами ЯМР измерено локальное поле на ядрах 139La и его температурная зависимость.

3. Большая часть измерений проведена на ранее не изучавшихся

составах

системы La0gNa01Mni.yiVyO3 (N=~Re, Си, Со, V); соединение Lao.gNao.].Mn03 впервые получено и исследовано в монокристаллическом виде.

4. В керамических образцах Lao.9Nao.1Mno.9Reo.1O3 обнаружены ранее на манганитах не наблюдавшиеся излом температурной зависимости сопротивления и острый асимметричный пик магнетосопротивления при одной и той же температуре на «130 К ниже точки Кюри.

5. В керамических образцах Lao.9Nao.1Mno.9Cuo.1O3 обнаружены также ранее на манганитах не наблюдавшиеся два максимума на температурной зависимости сопротивления, один из которых совпадает сГс.

Из сопоставления полученных результатов в настоящей раЬоте

сделан ряд выводов о природе электрических и магнитных свойств

исследованных образцов.

Выводы.

1. Ферромагнитное упорядочение во всех исследованных составах обусловлено взаимодействием типа двойного обмена.

2. Локальные поля на ядрах l39La вызваны раскомпенсацией внутренних электронных оболочек ионов лантана поляризованными по спину носителями, осуществляющими двойной обмен.

3. В исследованных ферромагнитных манганитах при Т<ТС имеются области, не обладающие спонтанной намагниченностью и металлической проводимостью, объемная доля которых зависит от степени замещения марганца другими элементами, термообработок и во всех случаях растет с повышением температуры.

4. Смещение аномалий сопротивления от точки Кюри в сторону низких температур связано со спецификой перколяции носителей в магнитно-и электрически- неоднородной среде. Наличием магнитных неоднород-

ностей объясняются также особенности температурного поведения локального поля на ядрах 139Ьа и амплитуды резонансного пика; высокая дифференциальная восприимчивость парапроцесса и характерный ход кривых магнетосопротивленпя.

Цитируемая литература.

1. M.Mc.Cormack, S'Jin et al. Appl.Phys.Lett. 64, 3045 (1994).

2. C.Zener. Phys.Rev. 82, 403 (1951).

3. K.Kubo, N.Ohato. J.Phys.Soc.Japan. 33, 21 (1972).

4. С.Крупичка. Физика ферритов и родственных им магнитных окислов. М.:"Мир". 1976.

5. И.О.Троянчук. ЖЭТФ. 102, 251 (1992).

6. Дж.Гудинаф. Магнетизм и химическая связь. М.:"Металлургия".1968.

7. J.Van Santen, G.H.Jonker. Physica. 16, 599 (1950).

8. Е.П.Свирина, Л.П.Шляхина. Вест.Моск.Ун-та. Сер.З. 34, 97 (1993).

9. L.Haupt, J.-W.Schunemann et al. Solid.State.Commun. 72, 1093 (1989).

10. Т.М.Перекалина, А.Я.Шапиро и др. ФТТ. 33, 681 (1991).

11. G.Matsumoto. J.Phys.Soc.Japan. 29, 615 (1970).

12. Э.Л.Нагаев. Магнетики со сложными обменными взаимодействиями. М.:"Наука". 1988.

13. Дж.3айман. Модели беспорядка. М.:"Мир". 1982.

14. J.Korringa, A.N.Gerritsen. Physica. 19, 457 (1953).

Публикации по теме диссертации.

1. М.К.Губкин, Т.М.Перекалина, В.А.Чубаренко, А.Я.Шапиро. Влияние замещения марганца рением на некоторые электрические и магнитные свойства керамики La0.9Na0.iMnO3+y. ФТТ. 1992. т.34. № 4. с.1308-1310.

2. М.К.Губкин, Т.М.Перекалина, В.А.Чубаренко, А.Я.Шапиро. Ферро- и ферримагнетизм манганита Lag gNao.iMnj_xCuxC>3 ФТТ. 1995. т.37. № 1.

3. М.К.Губкин, Т.М.Перекалина, А.В.Быков, В.А.Чубаренко. Исследование электропроводности некоторых манганитов со структурой перовскита. ФТТ. 1993. т.35. № 6. с.1443-1448.

4. М.К.Губкин, Т.М.Перекалина, В.А.Чубаренко, А.Я.Шапиро. Аномалии электропроводности в манганитах вдали от Тс . VII Международный научный семинар "Физика магнитных явлений". Донецк. 1994.'Тезисы

докладов, с.2.4.

5. М.К.Губкин, А.В.Залесский, В.Г.Кривенко, Л.А.Попкова, Т.А.Химич. ЯМР исследование локальных полей на ядрах 139Ьа в ферромагнитных манганитах со структурой перовскита. VII Международный научный семинар "Физика магнитных явлений". Донецк. 1994. Тезисы докладов.

6. М.К.Губкин, А.В.Залесский, В.Г.Кривенко, Т.М.Перекалина, Т.А.Химич, В.А.Чубаренко. ЯМР в локальных полях на ядрах 139Ъа в ферромагнитных манганитах с переходом металл-полупроводник. Письма в ЖЭТФ. 1994. т.60. № 1. с.56-59.

7. М.К.Губкин, Т.М.Перекалина. Электропроводность и магнетосопротив-ление ЬаодЫащМподКео ^з. Кристаллография. 1995. т.40. № 1. с.86-

8. М.КГубкин, Т.М.Перекалина. Магнитно-неоднородное состояние Ьао.9Мао.1Мп1.х(Си^)хОз. Кристаллография. 1995. т.40. № 2.

9. М.К.Губкин, Т.М.Перекалина. О природе гигантского магнетосопро-тивления в ферромагнитных лантановых манганитах. Письма в ЖЭТФ. 1994. т.60. № 10. с.727-731.

с.25.

88.