Получение и исследование легированных манганитов лантана, как основы устройств, управляемых магнитным полем тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации Муковского Якова Моисеевича

на тему

«Получение и исследование легированных манганитов лантана, как основы устройств, управляемых магнитным полем».

представленной на соискание ученой степени доктора физико-математических наук по специальности 01.04.07 -"Физика конденсированного состояния".

Москва, 2004

Работа выполнена в Московском государственном институте стали и сплавов (Технологическом Университете), г. Москва

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор

Ведущая организация: Институт проблем технологии микроэлектроники

и особо чистых материалов РАН, г. Черноголовка, МО.

Защита состоится 17 июня 2004 г. в 15 час 30 мин на заседании Диссертационного совета Д 212.132.08 при Московском государственном институте стали и сплавов (технологическом университете) по адресу 119049, г. Москва, Ленинский просп. 4, ауд. Б-436.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Московского государственного института стали и сплавов (технологического университета)

Васильев Александр Николаевич (Физический факультет МГУ, г. Москва) доктор физико-математических наук, Солонцов Александр Зиновьевич (ВНИИ неорганических материалов, г. Москва) доктор физико-математических наук, профессор Шавров Владимир Григорьевич (Институт радиоэлектроники РАН, г. Москва)

Автореферат разослан

2004 г.

Ученый секретарь Диссертационного совета Д 212.132.08

доктор физико-математических наук, профессор

ттэ

Введение

В последнее десятилетие широкое внимание исследователей привлек к себе новый класс соединений, получивший название материалов с колоссальным магнетосопротивле-нием (KMC). Эффект KMC, который заключается в уменьшении электросопротивления материала на несколько порядков, был обнаружен в легированных манганитах лантана в 1993 г. [1,2] Эти соединения имеют состав REi.jAxMnOj+y, где RE и А - атомы редкоземельных и двухвалентных элементов соответственно, они обладают структурой перовски-та и имеют смешанную валентность Ми (Мп3* и Mn4*). Pix свойства чувствительны к способам их получения, в том числе и к последующей термообработке.

Легированные манганиты лантана относятся к сильно коррелированным системам, в которых электронная, магнитная и решеточная подсистемы тесно связаны между собой. Согласно сложившимся теоретическим представлениям о связи электропроводящих и магнитных свойств этих соединений взаимодействие между ионами Ми осуществляется за счет обмена через ионы кислорода, причем взаимодействие Мп34- Мп^ носит антиферромагнитный, а Мп^-Мп4* и Мп^-Мп4* - ферромагнитный характер. Механизм проводимости в этих соединениях является, главным образом, прыжковым, при этом высока вероятность перескока носителей между Мп** и Мп4* без переворота спина. Вследствие этого сопротивление падает при переходе в ферромагнитное состояние. Понижение температуры и приложение внешнего магнитного поля увеличивает поляризацию спинов, приводя к дальнейшему падению сопротивления. Сильное взаимодействие с решеткой при наличии структурных превращений значительно усложняет эту картину.

В настоящее время эти материалы используются в керамическом виде как высокотемпературные проводники и термопарные электроды для электрохимических устройств, и в качестве катализаторов.

В манганитах лантана обнаружен магнитооптический эффект Фарадея, что дает основание для создания на их основе устройств с магнитооптическими преобразователями. Также в этих материалах наблюдалась сильная поляризация носителей, поэтому они рассматриваются как перспективные для разработки спинового (управляемого магнитным полем) транзистора. В отличие от прототипов, выполненных на основе слоистых структур, работающих лишь при низких температурах и имеющих значительные токи утечки, спиновый транзистор, созданный на основе легированных манганитов лантана, обладающих не только KMC, но и высоким абсолютным сопротивлением, свободен от этих недостатков. Вместе с тем, использование наблюдавшегося в последнее время эффекта поляри-зированного туннелирования через слои этих соединений, в том числе и туннелирования

ЮС. НАИИОЧАЛЬНА* Б" J ЧЕКА ( ,1- .-,)»'•> рг

i

сверхпроводящих электронов, дает основания для разработки нового класса приборов, основанных на этом эффекте.

Цель работы

- экспериментальное исследование соединений Ьа1.хА,Мп03 (А = Са, Эг, Ва), которое включало получение структурно совершенных образцов, изучение их структуры, магнитных и транспортных свойств, установление их взаимосвязи;

- разработка лабораторной технологии получения монокристаллических объемных и тонкопленочных образцов этих соединений и выяснение возможности создания на их основе датчиков магнитного поля и устройств, управляемых магнитным полем.

Актуальность темы обусловлена тем, что в ней исследуются вопросы изготовления и физические свойства соединений, обладающих уникальными свойствами, приложение которых ожидается в ближайшее время.

Большое значение имеет разработка методов получения совершенных образцов для выявления физических механизмов, которые обусловливают наблюдаемое поведение материала. Эти методы будут служить основой для последующей разработки устройств, использующих исследуемые материалы.

Изучение манганитов лантана как сильно коррелированных систем, привело к развитию новых понятий физики твердого тела, таких как, например, взаимодействие двойного обмена, образование поляронов Зинера и других.

Разработка методов получения соединений легированных манганитов лантана, исследование их структурных, магнитных и транспортных свойств, изучение физических процессов, протекающих в этих соединениях, дает возможность создания нового класса устройств, работающих на их основе.

Научная новизна:

Впервые проведено систематическое комплексное изучение нового класса соединений, - легированных манганитов лантана, - с целью создания на их основе устройств, управляемых магнитным полем.

Получены монокристаллы соединений Ьа1-*АхМпОз, А = Са, Эг, Ва высокого качества, многие из них впервые, и исследованы их структурные, магнитные и транспортные свойства.

Впервые получены монокристаллы Ьа^ВахМпОэ, обнаружены и исследованы фазовые переходы в соединениях этой системы.

Получены эпитаксиальные тонкие пленки соединений Ьа^АцМпОэ, А = Са, Эг, на различных подложках, исследованы их структурные, магнитные и транспортные свойства.

Установлена связь изменений магнитных и транспортных свойств со структурными превращениями в соединении Ьао.ввголМпОз. Магнитное состояние монокристаллического образца Ьво^Го^МпОз при низких температурах не является гомогенным, а представляет собой смесь ферромагнитной (ФМ) и антиферромагнитной (АФМ) фаз, последняя распределена в ФМ фазе в виде включений, размер которых составляет 10-20 нм. С ростом внешнего магнитного поля АФМ включения переходят в ФМ состояние.

Методом упругого рассеяния тепловых нейтронов показано, что в соединении 1ло,м8го,иМпОз наряду с известным ферромагнитным упорядочением имеет место ферромагнитная сверхструктура с волновым вектором (010), что является следствием зарядово-3+ 4+

го упорядочения ионов Мп иМа в данном соединении по типу "1/8".

Для соединения ЬаоувгозМпОз методом измерения намагниченности определены Тс и критические индексы 0, у, и б. Полученные значения критических показателей не полностью согласуются как с моделью Гейзенберга, так и с другим универсальным классом, для которого обменное взаимодействие Дг) меняется между г'5и г4'5.

Методом неупругого рассеяния нейтронов на монокристаллах соединений Ьа^вгцМпОз, х = 0,2, 0,3, показано, что длинноволновые возбуждения являются обычны-

2

ми спиновыми волнами с законом дисперсии Е = Д + ЩТ)ч , где Л < 0,02 мэВ, 1>т-о =

2 2 166,8 ± 1,51 мэВ*А для х = 0,2 и 1>ы) = 176±5,0мэВ*А для х = 0,3. Таким образом, они

являются мягкими изотропными ферромагнетиками с Тс = 305,1 К и критическим индексом (5 =0,29 ± 0,01 для х = 0,2 и Тс = 350,8 Кир =0,30 ± 0,02 для х = 0,3.

Получены температурные зависимости нормального и аномального коэффициентов Холла, а также холловской подвижности носителей тока в монокристаллах соединений Ьа^вгхМпОз (х = 0.15, 0.20 и 0.25). Показано отличие в природе проводимости между слабо и сильнолегированными соединениями.

Методом точечной контактной спектроскопии показано, что в манганитах Ьяан&ъиМпОз сопротивление в металлическом состоянии при низких температурах в основном обусловлено вкладом оптических фононов в области 40-80 мэВ.

Методом туннельной контактной спектроскопии определены плотности состояний вблизи уровня Ферми в монокристаллах Ьао-тСао.зМпОз и Ьао7з8гоиМпСЬ- Обнаружена псевдощель на уровне Ферми, по-видимому, как следствие переноса спектрального веса между хаббардовской зоной и зоной свободных электронов.

Методом андреевского отражения показано, что транспортная спиновая поляризация в ЬаолЭгозМпОз составляет от 58% до 92%, а само соединение является транспортным полуметаллическим ферромагнетиком.

Методом неупругого рассеяния нейтронов на монокристаллах соединений Ьа1.хСахМпОз, 0,1<х 5 0,2, показано, что соединения с х = 0,1,0,125 и 0,2 характеризуются тремя различными областями поведения магнитного основного состояния в направлении перехода изолятор-металл. Установлено наличие ФМ неоднородностей двумерного характера и зарядовой сегрегации. Картина сегрегации отличается от картины фазового расслоения с ФМ и АФМ состояниями, предсказанного теорией. В качестве взаимодействия, осуществляющее такое поведение, было предложено диполь-дипольное взаимодействие между магнитными поляронами. Увеличение х ведет к исчезновению АФМ структуры А-типа, при этом одновременно происходят два процесса: уменьшение константы АФМ спаривания Ь (Ь- 0 при х =0,125) и рост ФМ кластеров с предполагаемой перколяцией кластеров с большой концентрацией дырок. Магнитная перколяция не совпадает с перколяцией для проводимости, так как при низкой температуре соединение остается изолятором.

В Ьао.аСаогМпОз обнаружен новый тип взаимодействия - магнон-фононное взаимодействие малого масштаба, характеризуемое магнето-вибрационными модами.

При исследовании спиновой динамики в соединении Ьа<пСаозМпОз установлена связь между особенностями формирования ФМ состояния и поляронами. Установлено, что причиной перехода первого рода в ФМ состояние в системе Ьа)-хСахМпОз является образование поляронов, которые захватывают носители заряда и делают соединение непроводящим. Именно образование поляронов, а не изменение магнитного взаимодействия, приводит к тому, что переход при Тс является переходом первого рода.

Установлено, что механизм электропроводности в соединениях Ьа1-хАхМпОз, А = Са, Эг, Ва, в окрестности перехода в ФМ состояние не является универсальным. Тогда как в соединениях Ьа1-хСахМпОз в окрестности температуры Кюри (Тс) проводимость осуществляется поляронами, то в Ьа1-хВахМпОз преобладающим механизмом проводимости является активация на край подвижности.

Совокупность перечисленных результатов выносится на защиту.

Создано новое научное направление - материалы сильно коррелированных систем с транспортными свойствами, управляемыми внешним магнитным полем.

Практическая значимость.

Непосредственно эффект колоссального магнетосопротивления, имеющийся в исследованных материалах, может быть использован в датчиках магнитного поля. В настоящее время манганиты лантана используются как высокотемпературные проводники и термопарные электроды для электрохимических устройств и в качестве катализаторов.

Разработаны лабораторные технологии получения монокристаллов и эпитаксиаль-ных тонких пленок соединений Ьа|.1АхМпОз, А Са, Эг, Ва. Высокое качество получен-

ных образцов дало возможность более детального исследования структурных, магнитных и транспортных свойств легированных манганитов лантана, выявлению действующих механизмов. Полученная информация о свойствах исследованных соединений дает возможность заключить, что легированные манганиты лантана могут служить основой разработки нового класса устройств, управляемых магнитным полем.

В настоящей работе также показано, что манганиты лантана также могут рассматриваться как перспективные в следующих новых областях:

- для создания датчиков магнитного поля;

- для разработки спинового (управляемого магнитным полем) транзистора, и других устройств, основанных на эффекте сильной поляризации носителей тока;

- для создания магнитооптических преобразователей с использованием сильного магнитооптического эффекта.

, Апробация работы. Основные результаты работы доложены на следующих 40 все-

российских и международных конференциях и семинарах:

Conf. on Phys.Low-Dim.Struct., Dubna. Russia, Oct.,1995; The 1996 IEEE Int. Magnetics conf. (Inter-mag 96), Seatle, Wash., USA; 15 Conf. "New magnetic materials for microelectronics" 1996, MSU,

• Moscow; I Eur. Magnetic sensors and activators conf. 1996, Iasi, Romania; 41 Annual conf. on magnetism and magnetic materials. 1996, Atlanta, Georgia, USA; ll4 Int. Conf. on Ternary and Mnltinary Compounds, ICTMC-11, Salford, England, 8-12 Sept., 1997; 16th General Conference of the Condensed Matter Division, Belgium, Leuven, September 25-28, 1997; The 7th Joint MMM-Intermag Conference, USA, San Francisco, California, January 6-9, 1998; XVI International School-seminar "New magnetic materials for microelectronics", Moscow, Russia, 23-26 July, 1998, 12111 International Conference on Crystal Growth, Jerusalem, Israel, July 26-31, 1998; 174 General Conference of the Condensed Matter Division, Grenoble, France, August 25-29, 1998; 7th European Magnetic Materials and Applications Conference, Zaragosa, Spain, September, 1998; International conference "Magnetic materials an their applications", Minsk, Belorussia, 30 Sep.- 2 Oct., 1998; 43"1 Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials, Maiami, Florida, Nov. 9-12, 1998; Moscow International Symposium on Magnetism, Moscow, June 20-24, 1999; NATO Workshop "Defects and Surface-Induced Effects in Advanced Perov-skites." Yurmala, Latvia, August, 1999; 44Id Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials, San Jose, California, Nov.15-18, 1999; Oxides. Physical and chemical properties. 5th All-Russia Sci.Conf. Ekaterinburg, Russia, Feb. 2000; Meeting of the American Physical Society. March, 2000; 18* General Conference of the Condensed Matter Division, Montreux, Switzerland, March 13-17, 2000;

J' NATO Advanced Research Workshop on "Size dependent magnetic scattering", Pecs. Hungary, May 28 -

June 1, 2000; в"1 European Magnetic Materials And Applications Conference (EMMA - 2000), Kyiv, Ukraine, June 7 - 10, 2000; International Conference on Magnetic Materials (ICMM), Calcutta, India, October 17-19,2000, IX Национальная конференция по росту кристаллов. Москва, ИК РАН, 16-20 октября 2000 г.; 8th Joint MMM-Intermag Conference, January 7-11, 2001, San Antonio, Texas, USA;

* Euro-Asian Symposium 'Trends in Magnetism" (EASTMAG-2001), 27Feb.-2 March, Ekaterinburg, Russia; Conference on advanced magnetoresistive materials, 4-7 March, Ekaterinburg, Russia; DGK2001, 12-15 March 2001, Bayreuth, Germany; The 13 International Conference on Crystal Growth, 30 July - 4 Aug. 2001, Kyoto, Japan; The Joint European Magnetic Symposia (JEMS'01) 28th Aug.-lst Sept. 2001, Grenoble, France; Seeheim Conference on Magnetism (SCM2001), 9-13 Sept. 2001, Seeheim, Germany; 3"1 International conference "Physics of low-dimensional structures - 3", 15-20 Oct., 2001, Chernogolovka, Moscow district, Russia; 46 Annual conf. on magnetism and magnetic materials. 12-16 Nov. 2001, Seattle, Washington, USA; 19lb General Conference of the EPS Condensed Matter Division. 7-11 Apr. 2002, Brighton, UK; Moscow International Symposium on Magnetism. Moscow June 22-24, 2002; Summer College and Conference on the Physics and Chemistry of Rare-Earth Manganites June 1-18, 2003, Trieste, Italy; International conference on magnetism (ICM2003). July 27 - Aug.I,

2003, Rome, Italy; E-MRS2003 Fall Meeting. 15-19 Sept. 2003, Warsaw, Poland; International Conference "Functional Materials". ICFM-2003. Ukraine, Crimea, Partenit. 2003; IV национальная конференция no применению рентгеновского, синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследования материалов. 17-22 ноября 2003 г., ИКРАН, Москва.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 4 глав, выводов и библиографии. Работа содержит 380 страниц, 230 рисунков, 10 таблиц и 360 источников.

Первая глава диссертации представляет собой аналитический обзор литературы по исследованию манганитов лантана. Приведены экспериментальные результаты и теоретические подходы к рассматриваемой проблеме. Отмечено отсутствие законченной полной теории, объясняющей всю совокупность свойств рассматриваемых соединений, а также подчеркивается необходимость использования совершенных образцов для экспериментальных исследований с целью проверки предлагаемых гипотез и выявления действующих механизмов.

Вторая глава посвящена проблеме получения высококачественных объемных монокристаллов легированных манганитов лантана методом бестигельной зонной плавки с радиационным нагревом (БЗП) и исследованию особенностей их роста. Основными критериями качества является отсутствие или наличие включений посторонних фаз, макроскопическая химическая однородность (неоднородность связанная с полосами роста обсуждаться не будет), структурное совершенство, в частности, отсутствие или наличие высокоугловых границ и величина угла суммарной разориентации между блоками. Рост монокристаллов осуществлялся на установке УРН-2-ЗПм (производство МЭИ).

Исходные заготовки для БЗП состава (Lai.xAx^MnOj (A=Sr, Ca, Ва, х=0 -0,3) были приготовлены методом твердофазного синтеза. Они представляли собой цилиндры диаметром 4-6 мм и длиной ~ 60 мм, имели плотность 75-85 % от теоретической и при у < 0,98 были однофазными.

Установлено, что в процессе БЗП заготовок состава LayMn03 (0,9<у<1) в атмосфере Ar Р=(3-4)-105 Па испаряется 3-4 % Мп. Испарение приводит к тому, что катионное соотношение La/Mn в жидкой зоне увеличивается по сравнению с соотношением в заготовке. При этом процесс роста из заготовок с у = La/Mn 2:1 характеризуется крайней неустойчивостью и часто заканчивается обрывом, в этом случае наряду с фазой LaMnOj в булях присутствуют включения ЬагОэ Для компенсации испарения Мп в ходе БЗП в дальнейших ростовых экспериментах использовались заготовки с дефицитом La (у = 0,93-0,98), что было оптимальным, с точки зрения стабильности процесса роста и получения однофазных буль с катионным отношением близким к 1. При зонном переплаве заготовок такого состава, были получены однофазные були с блестящей поверхностью без включений.

По данным рентгеновских исследований були ЬаМпОз не являлись совершенными в структурном смысле монокристаллами, хотя, очевидно, что на фазе кристаллизации рост не был поликристаллическим. Для объектов такого рода используется термин квазимонокристалл. По-видимому, низкое структурное качество буль связано с наличием структурного перехода О-О' (орторомбическая фаза О' является ян-теллеровски искаженной), имеющего место при охлаждении и проходящего со значительным объемным эффектом. Переход приводит к разбиению первоначально монокристаллической були на структурные домены различной ориентации. В стехиометрическом ЬаМпОз, содержащем только трехвалентный Мп, этот переход происходит при ~760 °С.

Необходимо отметить, что даже значительное обогащение жидкой зоны марганцем не приводит к многофазной кристаллизации, поскольку температура эвтектической реакции МП3О4+ ЬаМпОз = Ь значительно ниже температуры плавления соединения ЪаМпОз и имеющееся переохлаждение в диффузионном слое не сопровождается многофазной кристаллизацией. Так, наличие включений МП3О4 было обнаружено лишь в булях, полученных из заготовок с у<0,85.

Рост монокристаллов (Ъа^г^уМпОз осуществлялся из заготовок номинального состава (ЬаьхБг^сдаМпОз (х = 0,1 - 0,4), что позволило получить однофазные були с соотношением (1^ 8г)/Мп близким к 1. При росте, как на воздухе, так и в атмосферах Аг и кислорода были получены однофазные монокристаллические були, имевшие блестящую поверхность с хорошо различимыми полосами роста. Методом электронного микрозондо-вого анализа было установлено, что состав були остается постоянным по всей её длине. Постоянство концентрации вг по длине були при росте в различных атмосферах говорит о близости коэффициента распределения Эг (К^г) к единице и о его независимости от окислительных свойств атмосферы.

Рост монокристаллов (Ьа1-хСах)уМпОз осуществлялся из заготовок номинального состава (ЬаьхСа^одаМпОз (х = 0,1 - 0,3}. При выращивании монокристаллов (Ъа.Са)МпОз с малым содержанием Са (х<0.1), характер кристаллизации близок к случаю нелегированного манганита, и при использовании заготовок с соответствующим избытком Мп удается получить однофазные були с блестящей поверхностью, не содержащей каких либо выделений.

Увеличение содержания Са в заготовке до х=0.3 при росте на воздухе и в кислороде приводит к многофазной кристаллизации и сильной неустойчивости жидкой зоны, что иногда заканчивается обрывом процесса роста. Процесс устойчивого роста в случае большого содержания Са (х = 0,2-0,3) удавалось провести в атмосфере аргона, при этом монокристаллическая кристаллизация происходит при малых скоростях роста. Полученные та-

ким образом монокристаллы не содержали каких-либо выделений на поверхности или включений в теле образца и имели высокое структурное качество. Однако распределение элементов в буле в этих случаях было сильно неоднородным. Начальный участок були (15-20 мм) был значительно обеднен Са по сравнению с составом заготовки, что свидетельствует о значительном отличии коэффициента распределения Са (Кса) от единицы (Кса<1). Оценка эффективного коэффициента распределения путем прямого измерениям методом ЕРМА состава були и замороженной жидкой зоны на заключительном этапе роста дает величину Кса~0,65. Таким образом, на начальном этапе роста легирующий элемент оттесняется в жидкую зону. В ходе дальнейшего роста по мере накопления легирующего элемента в жидкой зоне состав растущего кристалла приближается к составу заготовки (с учетом испарения) и, начиная с некоторого момента, когда устанавливается динамическое равновесие в системе "питающий стержень - жидкая зона - растущий кристалл", остается неизменным. Чем выше степень легирования и чем меньше коэффициент распределения легирующего элемента, тем сильнее отклонение состава растущего кристалла от состава заготовки в начале процесса роста и тем длительнее этап установления динамического равновесия.

Для получения монокристаллов Lai ,СахМпОз (х = 0,2, 0,3) с более однородным распределением элементов вдоль оси роста был проведен ряд ростовых экспериментов с использованием метода «движущегося растворителя», который часто применяется при выращивании монокристаллов инконгруэитно плавящихся соединений. Целесообразность использования этого метода при выращивании легированных манганитов лантана связана с возможностью увеличения концентрации легирующего элемента (при коэффициенте распределения Кд<1) на начальном этапе роста путем формирования зоны смещенного состава обогащенной легирующим элементом по сравнению с составом заготовки. Применение метода «движущегося растворителя» позволяет сгладить колебания состава и увеличить концентрацию Са на начальном этапе роста кристалла.

При росте кристалла эффективный состав предрасплавной зоны также смещался в область, обогащенную легирующим элементом, вследствие пенетрации, т.е. интенсивного впитывания расплава в поры керамической заготовки в ходе зонной плавки.

Таким образом, для получения однородных кристаллов Lai-xCaxMn03 с х 2 0,2 следует использовать заготовки с максимальной плотностью и применять метод «движущегося растворителя». Описанным выше методом были получены монокристаллы (Lai хСа»)уМпОэ с х = 0,2 - 0,3, у « 1,0, диаметром 4-5 и длиной 40 мм, блочность которых составляла не более 0,4 град.

Получение монокристаллов (Ьа1-,Ва,)уМпОз (х = 0.1 - 0.3) проводились с учетом предыдущих результатов. При незначительном легировании (до х*=0.1) однофазные, не содержащие включений, монокристаллические були получались после зонного переплава на воздухе или в Аг заготовок состава (LaoeBao iX^sMnQj. При увеличении концентрации Ва в заготовке наблюдалось нестабильное поведение жидкой зоны в ходе процесса роста. Уменьшение парциального давления кислорода стабилизировало процесс. Для получения образцов с х = 0.2 - 0.3, однородных по составу, применялся метод "движущегося растворителя".

Основные результаты исследований физических свойств монокристаллов мангани-тов лантана представлены в главе 3 «Исследование структурных, магнитных и транспортных свойств монокристаллов Lai.xA,Mn03 (А = Sr, Са, Ва, 0)".

Система Lai.,Sr3MnO;.

Структурные и магнитные свойства

Проведено комплексное изучение фазовых переходов в монокристаллических образцах соединения Lao,9Sro,iMn03 с помощью рентгеновских, электрических и магнитных измерений. По данным рентгеновских исследований образцы Lao.sSro.iMnCb при комнатной температуре были практически однофазными и имели орторомбическую структуру О'. На рис.1 приведены температурные изменения величин параметров орторомбической решетки а; Ь; с и объема V. Объем ячейки с охлаждением при Т « 100 К уменьшается скачком, а с нагревом от 310 до 340 К изменение осуществляется монотонно. Характер изменения параметров при охлаждении и нагреве образцов свидетельствует о превращении орторомбической О'- фазы в псевдокубическую. Температура Кюри равна 152 К. При температурах Tj « 105 К и Т2 « 150 К изменяется характер температурной зависимости сопротивления R(T). При Т = Ti наблюдается изменение магнитного состояния: изменяется величина намагниченности и вклад намагниченности парапроцесса. В парамагнитной

100 140 180 220 260 300 340 380

т. к

Рис 1 Температурные изменения параметров кристаллической решетки соединения Lao.gSro.iMnOj.

области температур (> 152 К) наблюдается аномалия температурной зависимости обратной величины магнитной восприимчивости х'1 = Н/М. Температура этой аномалии совпадает с областью сильных изменений параметров кристаллической решетки в области 300340 К. Были рассчитаны межионные расстояния Mn-0 (m,s,l) в октаэдре Мп06 (рис 2), результаты расчета приведены на рис.3. Из характера температурной зависимости Мп-0

о—'

106

2.02

1.98

1.94

•О-"'"

Qu О0 »М0

Рне. 2. Структура соединения LaMnOj

л&1 ■ * i 4Д4 ч к

♦ m - (Мп-0[) V » -(Мп-О;) Л 1 -{Мп-О,}

X

• I*» » > • • » «N "2*

' Y ■ —к..., !—1—

МО 150

200 250

Г, К

300 350

Рис. 3. Температурные изменения межионных расстояний Мп-О

расстояний следует, что при температурах ниже 100 или выше 340 К вклад ромбической ян-теллеровской Л"- моды Ог-типа в формирование кристаллической решетки соединения ЬаадЭголМпОз отсутствует. Включение" моды СЬ с нагревом образца при 100 К приводит к структурному фазовому переходу из низкотемпературной псевдокубической модификации орторомбической 0"-фазы в ян-теллеровскую орторомбическую О', этот переход приводит к скачкообразному изменению объема ячейки, характерному для фазовых переходов 1-го рода. Изменение интенсивности дифракционных линий, наблюдающееся в области температур от 100 до 115 К, связано с тем, что переход осуществляется не одновременно во всем объеме образца. Это приводит к существованию в данной области температур смеси двух оргоромбических фаз О" и О1. С нагревом до температуры - 340 К ГГ-мода Ог вновь "выключается", приводя к еще одному структурному переходу из О' в О-фазу. В отличие от низкотемпературного этот переход осуществляется плавно с ростом температуры, о чем свидетельствует монотонное изменение расстояний ш, 8,1 и объема ячейки V (рис.1 и 3). Низкотемпературный переход О'-О" сопровождается изменением величины намагниченности насыщения и изменением вклада парапроцесса.

Методом упругого рассеяния тепловых нейтронов изучена атомная и магнитная структура монокристалла ЬаадзЗголзМлОэ в широком температурном интервале. Установлено, что наряду с известным ферромагнитным упорядочением (Тс = 240 К) в монокристалле оргоромбического манганита ЬаавзБго.иМпОз имеет место ферромагнитная сверх-

структура с волновым вектором [010]. Показано, что такая сверхструктура существует в кристалле при температурах 4,2 - 200 К и является прямым следствием зарядового упоря-3+ 4+

дочения ионов Мп иМп по типу «1/8».

Исследованы магнитные свойства монокристаллических образцов Lao.sSro.iMnOj и Lao.875Sro,i2jMn03. При комнатной температуре образцы имели орторомбическую структуру Ршпа и содержали структурные домены. Направления [010] и [101] доменов были параллельны оси цилиндра. Измерения проводились в двух направлениях: в плоскости основания цилиндра (H)JD) и вдоль оси цилиндра (H-LD).

В ферромагнитно упорядоченном ниже Тс ~150 К LaosSro.iMnQj в интервале 100110 К происходит переход от ян-теллеровски искаженной структуры О' к псевдокубической структуре О". Переход сопровождается ростом сопротивления и намагниченности и, по-видимому, связан с изменением типа орбитального упорядочения. Низкотемпературное ферромагнитное изолирующее состояние стабилизируется в магнитном поле и под давлением. Магнитное состояние монокристаллического образца Lao^SrojMnO., в области существования фазы О" не является гомогенным, а представляет собой смесь ферромагнитной и антиферромагнитной фаз, причем при 4,2 К последняя занимает не менее 13% объема образца, и распределена в ферромагнитной фазе в виде включений, размер которых 10-20 нм. С ростом внешнего магнитного поля антиферромагнитные включения переходят в ферромагнитное состояние и их доля уменьшается. В интервале между Тс и температурой структурного перехода Тою"® 100 К соединение демонстрирует особенности, характерные для спиновых стекол кластерного типа, причем магнитный отклик кластеров является явно анизотропным. Полученные результаты согласуются с моделью электронного фазового разделения, это не исключают возможность того, что фазовое разделение обусловлено микроскопической неоднородностью и несовершенством реальных образцов.

Существование магнитных кластеров в промежуточном интервале температур (То'о"<Т<Тс) предполагает негомогенное магнитное состояние и, таким образом, отражает фазовое разделение. Наличие феномена замораживания в этом интервале температур согласуется с наблюдениями особенностей поведения температурных зависимостей намагниченности, измеренных в режимах FC и ZFC и обсуждавшихся в предыдущем разделе, а также с наличием структурных негомогенностей. Измерение мвгнитной восприимчивости в переменном поле выявило анизотропию отклика магнитных кластеров: сильная зависимость восприимчивости от амплитуды и частоты модулирующего поля в плоскости а-с и отсутствие температуры блокировки Тт при измерениях вдоль оси Ь. Эти результаты указывают на то, что при увеличении поля кластеры могут более легко намагничиваться в

плоскости а-с, что, по-видимому, связано со слоистой структурой манганитов, что согласуется с результатами работ по изучению рассеяния нейтронов.

Таким образом, полученные экспериментальные результаты находятся в согласии с предположениями модели фазового разделения, хотя из приведенных данных трудно установить природу вовлеченных в этот процесс фаз. Они могут являться доказательством того, что электронное фазовое разделение действительно является свойством, присущим слаболегированным манганитам с двойным обменом, хотя не исключают возможности того, что, оно обусловлено микроскопической неоднородностью и несовершенством реальных образцов. Тот факт, что переход О'-О" является переходом первого рода, подразумевает, что фракции высоко- и низкотемпературной фаз могут сосуществовать в некотором температурном интервале. Однако наличие максимума на зависимости Хас(Т) при Тш как при охлаждении, так и при нагреве означает, что наблюдаемые эффекты не имеют отношения к переходу О'-О".

Хотя особенности, характерные для негомогенного магнитного состояния, обнаружены как в области существования фазы О', так и в области существования фазы О", из полученных данных очевидно, что морфология смешанного магнитного состояния в этих областях различна. Так, если ниже Тсо", можно говорить о присутствии достаточно крупных (10-20 им) антиферромагнитных включений в ферромагнитной матрице, то выше Тою' трудно установить природу фаз, вовлеченных в процесс разделения. Возможно, в последнем случае применима модель фазового разделения с участием зинеровских поляро-нов, исходя из которой, были интерпретированы характерные для спиновых стекол особенности в поведении низкополевой намагниченности.

Получено, что как температура Кюри Тс, так и температура зарядового упорядочения Тсо 1.а0,95г(иМпОз.растут с ростом давления (dTJdP » 2,3 К/Кбар, dTCo/dP « 2,5 К/Кбар). При Т = 125 К на М(Н) наблюдается гистерезисная петля, аналогичные петли наблюдаются при температурах от 100 до 140 К, при этом наблюдаются гистерезисные петли и на R(H) Это свидетельствует о том, что вблизи Тсо при некотором пороговом значении поля (20 КЭ при Т = 125 К) происходит фазовый переход в состояние с большей намагниченностью и с большим сопротивлением. Гистерезисное поведение отражает мета-стабильность этого состояния, которое релаксируег.

Изучено поведение намагниченности LaovSrojMnOj при низких температурах, при этом проведено детальное исследование критических явлений в монокристалле ферромагнетика Ьао78гозМпОз методом измерения намагниченности. Показано, что наблюдаемое поведение намагниченности LaojSro^MnOs характерно для ферромагнетика с простым спектром спиновых волн без признаков стонеровских одночастичных возбуждений. Полу-

ченное значение коэффициента магнитной жесткости О = 154 ± 5 мэВ*А2 хорошо согласуется со значениями, полученными другими методами. Для этого соединения определены температура Кюри Тс и критические индексы Р, у, и 5. Используя полученные значения критических индексов, показано, что данные намагниченность-поле-температура (М-Н-Т) ниже и выше Тс универсальным образом описываются единым уравнением состояния, в котором выражение М/(1 - Т/Тс)'' однозначно связано с Н/(1 - ТЛс)^. Полученные значения критических индексов не полностью согласуются с моделью Гейзенберга. Более того, они не полностью согласуются и с другим универсальным классом, для которого обменное взаимодействие ](г) меняется между г5и г4

Транспортные свойства Ьа^хвг^МпОз

Температурная зависимость сопротивления р(Т) монокристалла Ьао,7в8го,22МпОз измерялась в интервале температур 4,2 - 300 К. При Т < 200 К зависимость р(Т) хорошо описывается выражением р(Т) = ро+ а*Г2, сопротивление в этом интервале изменяется в Р2«УР4 2~ 9 раз; ро = 0,5-10"4 Ом-см; а = 1,0-10"8 Ом •см-К"2. Наблюдаемый квадратичный рост сопротивления невозможно объяснить электрон-электронным рассеянием по причине слишком большой величины этого вклада по сравнению с другими металлами, в которых вклад от этого механизма рассеяния хорошо изучен (а ~ 10""-10"12 Ом-см'К"2). Наиболее вероятной причиной появления квадратичного вклада являются одномагнонные процессы рассеяния с переворотом спина. Этот механизм рассеяния ведет к квадратичной зависимости сопротивления. Однако вследствие замораживания спин-флип процессов при уменьшении температуры квадратичный вклад должен исчезать и при низких температурах сопротивление должно определятся статическим беспорядком и не зависеть от температуры. Исследованный монокристалл ЬаолвйгодгМпОз действительно демонстрирует подобное поведение: ниже температуры ~35 К сопротивление отклоняется от квадратичной зависимости и становится практически постоянным при Т < 10 К. Однако сравнение с электрон-магнонным рассеянием в ТЬ и Оу, у которых магнитные моменты заметно больше магнитных моментов марганца, заставляет усомниться в доминировании этого механизма, так как величина вклада в них на порядок меньше. Показательным является влияние магнитного поля на величину квадратичного вклада. Из независимости коэффициента а от величины поля следует, что магнитное поле до 11 Тл в пределах точности эксперимента не влияет на величину квадратичного вклада. Интервал низкотемпературной аппроксимации можно увеличить до значительно более высоких температур, введя наряду с квадратичным вкладом, вклад пропорциональный Т° с п лежащим в интервале от 4 до 5. Этот вклад может быть как следствием двухмагнонного рассеяния (расчет дает п = 4,5), так и следствием электрон-фононных процессов (п = 5). Вклад а*Т2 в интервале 4 2 - 200 К мо-

жет быть связан со специфическим фононным механизмом рассеяния.

Проведены исследования эффекта Холла в монокристаллах Ьа^вГяМпОз в интервале концентраций х = 0,15, 0,20 и 0,25 и в широком интервале температур. Температура Кюри образцов была равна 232, 308 и 340 К для х = 0,15, 0,20 и 0,25 соответственно. На рис.4 и 5 для исследованных монокристаллов приведены температурные зависимости нормального и аномального коэффициентов Холла 11о и рассчитанные из кривых рнап(Н) и М(Н). В Ьао.зоБгагоМпОз и Ьао,7з8го,2зМпОз коэффициент Ыс положителен и слабо зависит от температуры, а в монокристалле Ьао.взЗго.иМпОз при Т < 150 К нормальный коэффициент Холла Яо отрицателен, несмотря на дырочный тип легирования, и сильно зависит от Т. При приближении к точке Кюри во всех образцах Ио резко возрастает, достигая максимума вблизи Тс. Аномальный коэффициент Холла Я* (рис.5) в исследованных монокристаллах отрицателен, при Т « Тс слабо зависит от температуры, а при приближении к Тс зависимость Я^Т) становится резкой. Вблизи точки Кюри коэффициент Я.ч в ЬаадзБго.иМпОз и Ьао,758г0,25МпОз достигает минимума, в Ьао,8о8годаМпОэ экстремума на зависимости И^СЛ не наблюдается.

Температурные зависимости холловской подвижности цнаи = К</р в монокристаллах Ьао,во8го.2оМпОз и Ьао,758го,25Мп03 подобны: в области Т < 200 К происходит уменьшение Цнан от нескольких единиц до -0,2-0,3 см2/(Вс), после чего цм от температуры практически не зависит. В Ьаод^Го.иМпОз при низких температурах рпан < 0, при возрастании Т холловская подвижность становится положительной и в окрестности Тс достигает величины несколько меньшей 0,1-0,3 см2/(Вс). Уменьшающаяся при росте температуры хол-

о о

и я

° 5 О >

О

о

о

с о

Рис. 4. Температурная зависимость нормального коэффициента Холла Ио в монокристаллах Ьа^ЭГхМпОз. На вставке - зависимость эффективного коэффициента Холла И^г в ЬаолоЯгодоМпОз от восприимчивости парапро-цессах-

>

>

о

о

«- 2 О

О

Рис. 5. Температурная зависимость аномального коэффициента Холла в монокристаллах Ьа^хвг^МпОз. На вставке - зависимость коэффициента Яь от сопротивления р в Ьао.воЯгодоМпОз и Ьао,758го.25Мп03.

ловская подвижность, положительный и слабо зависящий от температуры коэффициент Ro (рис.4) указывают на то, что при Т < 200 К основными носителями тока в монокристаллах Lao,goSrojoMn03 и Lao.íjSroajMnCb являются дырки, находящиеся в металлическом состоянии, и рост сопротивления происходит из-за уменьшения их подвижности.

Отрицательный знак коэффициента Ro в Lao>85Sro,isMn03 и быстрое падение сопротивления при Т < 150 К показывают, что при низких температурах проводимость в этом моно кристалле осуществляется в основном за счет перескоков между локализованными состояниями. В окрестности Тс, однако, основным механизмом в LaogjSro.isMnOj является активация дырок на край подвижности, поскольку цши > 0 и по порядку величины близка к 0,1-0,3 см2/(Вс). В области Т > 200 К в Ьао.юБго.гоМпОз и Lao.75Sro,25Mn03 рНаи * 0,2 см2/(Вс), а коэффициент Ro положителен (рис.4). Следовательно, при этих температурах изменение сопротивления и коэффициента Ro обусловлено изменением концентрации носителей в делокализованных состояниях.

Таким образом, из анализа данных по эффекту Холла следует, что в Lao.esSro.uMnCb при низких температурах проводимость осуществляется в основном за счет перескоков между локализованными состояниями, а в окрестности Тс за счет активации дырок на край подвижности. В Lao.ssSro.isMnOs и Lao,75Sro,25Mn03 при Т < 200 К основными носителями тока являются дырки, находящиеся в металлическом состоянии, и рост сопротивления происходит из-за уменьшения их подвижности. При Т > 200 К температурная зависимость сопротивления обусловлена, как и в Lao,gjSro,i5Mn03, изменением концентрации носителей в делокализованных состояниях. В окрестности Тс во всех исследованных монокристаллах температурное поведение нормального и аномального коэффициентов Холла определяется изменением концентрации и подвижности носителей тока.

Изучены и проанализированы магнитные и транспортные свойства высококачественного монокристалла LaoeSro2Mn03. Его температура Кюри составляет 302 ± 2 К, температура Юори-Вейсса 0 - 354 К, тогда как переход металл-диэлектрик (Ml, максимум на R(T)) происходит при 318 ± 2 К. Это свидетельствует о том, что переход Ml начинается при возникновении близкодействующих магнитных корреляций, которые имеют место в температурном диапазоне Тс < Т < 8Р.

Точечная контактная спектроскопия La ojjSrojsMnOs

Электрон-фононное (е-р) взаимодействие в ФМ металлическом состоянии изучалось методом точечной контактной спектроскопии на монокристалле Lao75Sro.2jMn03. В эксперименте определялась константа е-р связи. Преимущество этого метода в том, что можно

получить функцию Элиашберга (функцию е-р взаимодействия) а Яш), из нее может быть вычислен вклад е-р взаимодействия в сопротивление.

На рис.6 показана температурная зависимость р(Т) образца Ьао 75810 иМпОз. Образец имел температуру Кюри Тс = 342 К и ро = р(4,2) = 41,2 мкОм*см. Измерения спектров проводились при Т = 4,2 К в магнитных полях до 6 Тл. Зависимости ШАГУ от V снимались

2 2

в контакте с Аи с использованием ас модуляции, вторая производная (1 МУ вычислялась. Контактное сопротивление Яь было в пределах от 6 до 15 Ом, при Яз < 15 Ом контакт был металлическим. Измерения ТКС проводились в баллистическом режиме с К = 1,/Гс >1, где 1е- длина свободного пробега электрона, гс - размер контакта, полученный из формулы з

Шарвина Я.ч = 4роЦ/Зга-с . Для 1е = 65 А получается значение К г 1,1.

Фононные спектры рассчитывались из второй производной по формуле [6]

<А/с1У2 = -(ЗлЛОад^ОЖеУ) (1)

где .1(еУ) - спектральная функция, связанная с неупругим взаимодействием, вызывающем обратное рассеяние, Оси - эффективный объем рождения фононов , в котором происходит неупругое рассеяние, N(0) - плотность состояний на уровне Ферми. В баллистическом

3 2

режиме Пегг = 8 гс /3, когда фононы вызывают неупругое рассеяние, 1(еУ) = а рсР(ш). В

полученном спектре а2р(ш) для Ьао75$Го25МпОз можно было различить 8 пиков в интервале 20 - 80 мэВ (20, 28, 41, 50, 57, 62, 69, 75 мэВ), при изменении Яь позиции пиков изменялись слабо. Эти пики соответствуют пикам фононной плотности состояний и относятся к оптическим фононам, соответствующим колебательным модам октаэдров МпОб-Так как перенос заряда в манганитах происходит вдоль цепочек Мп-О-Мп, такие параметры, как расстояние Мп-О и угол связи влияют на транспорт и модулируют ширину зоны. Константа е-р связи X в ЬвМО составляет ~ 1,2, что свидетельствует о сильном е-р взаимодействии.

2

С использованием полученной функции а Р(ю) была рассчитана температурная зависимость е-р вклада в сопротивление рер(Т), расчет проводился по формуле Займана. Приближение рса1 = р0 + рер показано на рис.6 для Т < 100 К. Очевидно, что существенный вклад в сопротивление в ФМ состоянии возникает от сильного е-р взаимодействия за счет высокочастотных фононных мод. В рассматриваемых оксидах мы имеем дело с высокой плотностью фононных состояний при относительно высоких энергиях, которые дают вклад в сопротивление. Сопротивление при Т < 100 К может быть обусловлено е-р взаимодействием, выше 100 К добавляется вклад, обусловленный рассеянием на разупорядо-

Т(К)

Рис. 6. Температурная зависимость удельного сопротивления р в монокристалле Ьао^Яго^МпОз и сопротивление, вычисленное по спектру ТКС. На вставке - приближение р(Т) для Н = 0 Тл и Т < 100К.

3000

и 2000

0

О 100 200 Ж МО

Т(К)

Рис. 7. Спиновый вклад в сопротивление р„ Lao,75Sro2iMn036e3 поля и в поле 6 Тл. Др - магнетосопротивление.

ченных спинах р„. Спиновый вклад в сопротивление рех показан на рис. 7. Приложение магнитного поля 6 Тл приводит к уменьшению вклада ре1, оставляя неизменным pcaj (рис. 6), при этом р = pcai до Т и 250 К. Расчет для Н = 6 Тл показывает, что позиции пиков остаются почти неизменными. Рассчитанные величины сопротивления для Н = 0 и 6 Тл в пределах ошибки расчета совпадают до 200 К, магнетосопротивление при этом почти отсутствует. Магнетосопротивление существенно в температурном интервале, где существенен спиновый вклад р„.

Анализ вклада различных частот показывает, что в манганитах сопротивление в металлическом состоянии при низких температурах в основном обусловлено вкладом оптических фононов в области 40-80 мэВ.

Спиновая поляризация в Lao/rSnuMnOj

Проведены измерения транспортной спиновой поляризации на монокристаллических и тонкопленочных образцах Lao jSro jMnOj методом точечной спектроскопии андреевского отражения. Измерения проводились при температурах 1,6 < Т < 4,2 К, в качестве сверхпроводника использовалось олово. Для определения каждой экспериментальной точки проводилось 10 измерений с контактным сопротивлением R„ (1 Ом < Rn< 100 Ом), приведенная проводимость G/Gn определялась с использованием G„, полученной при напряжениях V » Д/е. Величина спиновой поляризации Р определялась из выражения l/G„*dI/dV = 2(1 - Р). Измерения были сделаны на значительном количестве монокристаллических и тонкопленочных образцов La0 7Sr03MnO3 с остаточным сопротивлением от 40

МО 10ОО 1ЮО 2000

ЖлжЫмл! пм1мМгг (рО ея)

Рис.8. Спиновая поляризация как функция остаточного сопротивления эпитак-сиальных пленок и монокристалла Ьао тЯго ¡Мп03 при Т = 1,6 К.

до 2000 мкОм»см (рис.8). Измеряемая величина спиновой поляризации Р„ зависит от режима измерения. Р„ определяется как [3]

где Кт(Ер), М|(Ер) и Укт, - плотности состояний и скорости на уровне Ферми для носителей со спином вверх и вниз. В экспериментах методом фотоэмиссионной спектроскопии со спиновым разрешением Р<> (п = 0) определяется только плотностью состояний на уровне Ферми. При измерениях транспортных свойств в баллистическом режиме (когда длина свободного пробега Ь больше, чем размер контакта с1) измеряется Р* (п = 1), в диффузионном режиме (Ь < ¿), так же как и в классической теории рассеяния в металлах Бло-ха-Больцмана, измеряется Р2 (п = 2), (предполагая время транспортной релаксации т постоянным). Как показано в [3] туннельные эксперименты в большинстве случаев могут быть сведены к Рг.

Результаты исследования показали, что наличие малой зоны вблизи уровня Ферми хорошо согласуется с расчетами зонной структуры, показывая, что ЬвМО не является настоящим полуметаллом. В то же время, из измерений следует, что транспортная спиновая поляризация в ЬЭМО составляет от 58% до 92%. Этот результат подтверждает предположение о том, что рассматриваемый материал с транспортной спиновой поляризацией является кандидатом для основы устройств магнитоэлектроники. Можно назвать соединение ЬаолЗго.зМпОз транспортным полуметаллическим ферромагнетиком, поскольку спиновая поляризация тока в этом материале составляет почти 100%. Причина такой высокой транспортной спиновой поляризации тока отлична от случая обычного полуметалла, она, главным образом, обусловлена значительной разницей в подвижностях электронов верх-

ней и нижней зоны, а не плотностью состояний. Такое заключение основывается не только на измеренных значениях спиновой поляризации, но и на явной корреляции между поляризацией и сопротивлением, которая противоположна той, что следует ожидать для истинного полуметалла.

Система Глн.хСа.МпОэ

Изучение La].ICa,MnO] методом рассеяния нейтронов

Кристаллографическая и магнитная структура Ьа^Са^МпОз Проведено подробное изучение структуры, магнитной неоднородности и спиновой динамики соединений Ьа1-хСахМпОз, х = 0,1, 0,125 и 0,2. Температуры структурных и магнитных переходов определялись по интенсивностям брэттовских пиков, полученных при упругом рассеянии нейтронов. На рис.10 сплошная линия, проведенная через сплошные квадраты, может быть соотнесена с температурой ян-теллеровского перехода Too'. При этом система переходит от псевдокубической фазы с динамическим ян-теллеровским эффектом к орторомбической с кооперативным и статическим ян-теллеровским эффектом. Too1 определялась по изменению ширины линии, когда одиночный брэгговский пик в О-фазе расщепляется на два в О1- фазе из-за двойникования. Температура структурного перехода уменьшается от Too'= 750 К в чистом ЬаМпОз до 200 К при х = 0,2. Для х<0Д экспериментальное разрешение по q позволило определить параметры решетки в орторомбической фазе (рис. 11а и lib). Для х > 0,125 ниже Т = 100 К наблюдалось уменьшениером-бичности, указывающее на возврат к высокотемпературной псевдокубической фазе. Как следует из рис 10, при Т < Too1 наблюдалось два магнитных перехода. Для х=0,1 ФМ пере-

Concentratlon к {% С«}

Рис. 10. Фазовая диаграмма «состав-температура» (Т,х) Lai хСахМпОэ, определенная из экспериментов по рассеянию нейтронов в монокристаллах.

ход происходит при Тс = 138 К, и при ТСд = 112 К происходит АФМ упорядочение спиновых компонентов. Направление ФМ компонента эволюционирует с температурой, при-низких температурах магнитный момент состоит из АФМ компонента вдоль оси Ь, ФМ компонента вдоль оси с и небольшой ФМ добавки вдоль оси а. Угол наклона 9С ("canting angle") для этой конфигурации, определенный как угол между направлением магнитного момента и направлением оси Ь, равен 9С = 61,5±5°. Концентрационная зависимость угла наклона 0С показана на рис.12. Резкое увеличение ФМ компонента коррелирует с его вращением в плоскости (с,а). Наблюдаемая быстрая эволюция при х > 0,08 отклоняется от плавного изменения по закону косинуса, предсказанного де Женом [4].

Рис. И Зависимости параметров решетки от Рис. 12. Изменение угла наклона спинов 9С в

температуры х = 0,1; b) х = 0,125. опреде- зависимости от легирования х. лено по брэгговскому пику (110) и рассчитано как (a,bU = V2*V(a2 + b2).

Для соединения с х = 0,125 температура Кюри равна 155 К, ниже Т =110 К небольшое увеличение пиков (0,0,21+1) свидетельствует о присутствии АФМ компонента, или остаточной наклонной структуры. Для соединения с х = 0,2 температура Кюри равна 185 К, никакого увеличения интенсивности пиков (0,0,21+1) не обнаружено, следовательно, это соединение является чистым ферромагнетиком.

Спиновая динамика и магнитная неоднородность в La|-,Ca,MnOi.

Изучение малоуглового рассеяния нейтронов (SANS) с использованием XY мульти-детектора было проведено на образцах с х = 0, 0,05, 0,08 и 0,1 при нескольких температурах На рис.13 приведены спектры при Т = 10 К вдоль направления [110]. Заметно большое различие между чистым (LaMnCb) и легированными соединениями. Для LaMnOj сигнал был малым и почти независящим от q, а для легированных соединений растущим с

о II» гоо 900 400 500 ею TflltpinMlftfK)

уменьшением д и модулированным Такая модуляция типична для некоторого характерного расстояния между ФМ кластерами. Приближение гауссовской зависимостью « ехр^2!?2) показывает увеличение ФМ длины корреляции от 2Я = 14 А для х = 0,05 [3] до 2К = 19 А для х = 0,1. Отсюда можно заключить, что ФМ кластеры маленькие и медленно растут с увеличением х.

Были проведены измерения упругого диффузного рассеяния на трехосном спектрометре в температурном диапазоне 15 <, Т й 300 К с к, = 1,25 А 1 вдоль различных направлений (]. Для определения магнитного вклада температурно-независимую часть выше Тс (ядерный вклад) вычитали из низкотемпературных данных. Результаты приведены на рис.14. Начиная с х = 0,05, интенсивность растет до х = 0,08 с некоторым сдвигом по я. Для области модуляции от маленьких ФМ кластеров интенсивность может быть выражена следующим образом:

1(Ч) х |Дш7|2ЫуУ2|Р(ЧЮ|2;(ч), (7)

где И^Я) - форм-фактор одного кластера, - функция, характеризующая корреляцию пространственного распределения кластеров. Объем V и количество N7 кластеров определялись из зависимости 1(я)- Эта модель основывалась на двух предположениях: 1) диффузное рассеяние возникает от спиновых корреляций <82,82)> с Ог//с. Это предположение

было проверено для бездвойникового х$г = 0,06. "Магнитный контраст" |Дшг| определялся,

т. ■ и, .........1-

т=мк

Г ь Ф i 4

Sj I W*

ь

А <, к Vol «

i:

s

ti« tli I* Ш U M M

41*1

Рис. 13. Спектры малоуглового рассеяния нейтронов (SANS) вдоль направления [110] монокристаллов Lai.,Ca«MnOi х = 0,05, 0,08 и 0,1 при Т = 10 К. На вставке - малоугловое рентгеновское рассеяние для х = 0,08 при комнатной температуре.

к<Ж) - каоок)

jA .

«

Ц1ЮС)-КШК) — •»

с 12ДК

M»

f.......

í i'

i4 im*6S¡i

mi н,я mi m v«

«(»-"l

Рис. 14. Магнитное рассеяние на малых углах в Ьа,.,Са,МпОз, х = 0,05 и 0,08, Ь) 0,1 и 0,125.

как разность между средней намагниченностью вне и внутри кластера. 2) Кластерная картина изотропна, это означает, кто кластеры имеют сферическую форму, и их распределение изотропно. В настоящем случае уравнение (7) обеспечивает полуколичественную оценку с тремя параметрами модели: размер 2Я, среднее расстояние <1т и минимальное расстояние <1,™,.

Пунктирными линиями на рис.14 показано наилучшее приближение для этой модели. Размер кластера медленно изменяется с увеличением х от 14 А для х = 0,05 до 17 А для х = 0,08. В рассматриваемом приближении магнитная интенсивность пропорциональна квадратам объема кластера V и магнитного контраста Дтг. Поэтому увеличение диффузного рассеяния в два раза между х = 0,05 и х = 0,08 происходило вследствие увеличения размера кластера от 14 до 17 А при Дт » 0,7цв. Предположение об изотропности ведет к переоценке объема и недооценке магнитного контраста Следует отметить, что отношение объемов для различных х, соответствует отношению концентраций дырок.

Для х = 0,1 поведение отличается от х = 0,05 и х = 0,08. Появление дополнительной интенсивности указывает на новые ФМ корреляции с большим масштабом, чем межкластерные расстояния. Поэтому эволюцию между х = 0,08 и х = 0,1 следует описывать в терминах слияния (коалесцеиции) кластеров, а не просто увеличения их размеров. При х « 0,125 наблюдается сильный рост 1(ц) при малых q и независимость от q при больших q. Это, по-видимому, связано с перколяцией ФМ неоднородностей. Температурные зависимости магнитного диффузного рассеяния для х < 0,1 показывают, что его интенсивность исчезает при Тс. Существование ФМ кластеров могло бы быть следствием поляризации за счет одиночных дырок, однако сравнение полученных объемов кластеров и дырочной плотности показывает, что один кластер содержит несколько дырок. В приближении изотропной модели показано [5], что плотность кластеров в 60 раз меньше плотности дырок. Тем не менее, это подтверждает картину зарядового расслоения с областями, богатыми дырками.

Таким образом, мы имеем картину с ФМ кластерами размером ~ 15 А для х = 0,05, которые растут с увеличением х и начинают сливаться при х = 0,1. Кластеры наблюдаемы до тех пор, пока существует дальний АФМ порядок (0 < х < 0,125). Наблюдение характерного расстояния между кластерами, также как и ФМ брэгговских пиков, требует, чтобы средний магнитный момент каждого кластера был параллелен одному направлению (оси с). Это приводит к модулированной скошенной магнитной структуре, а не к чистому фазовому расслоению.

Низкотемпературная спиновая динамика: сравнение с х < 0.1.

В низколегированных соединениях Lai.,CaxMn03 наблюдались две ветви спин-волновых возбуждений. Для высокоэнергетической ветви оценка дисперсии для направления [001] или [110] однозначна, несмотря на двойникование, по причине двух периодов в обратном пространстве. При Q = т = (001) и при Т = 18 К существует большая щель По = 1,86 мэВ (рис.15). При увеличении q вдоль [001] (q = Q - т) энергия показывает слабую дисперсию по мере уменьшения интенсивности. Энергия насыщается при приближении к границе зоны Q = (0, 0, 1,5), и становится заметной низкоэнегетическая ветвь. Также высокоэнергетическая ветвь была измерена вдоль [110], начиная от (110), определяющего ФМ спаривание. Подгоночная кривая с использованием гейзенберговской модели с четырьмя ближайшими соседями в плоскости (Jjh Ji - ФМ и АФМ константы, С - эффективный коэффициент вдоль [001] показана на рис.15 (там же для сравнения приведены результаты для образцов с х < 0,1). Положение и величина щели Д) для этой ветви остается постоянной для всех легированных составов и равной щели для соединений со стронцием. Вариация величин Jih J2 в зависимости от х показана на рис.16. Линейное изменение 1г(х) хорошо согласуется с J2 = 0 при х = 0,125, когда исчезает брэгговский пик (001). Для низкоэнегетической ветви привязка к направлениям [001] и [110] становится затруднительной, поскольку периоды вдоль обоих направлений в q-пространстве одинаковы (ФМ) Для соединения Lao.sCao.iMnCb были измерены спиновые волны только для направ-

Рис. 15, Дисперсионные кривые вдоль направления [00д от (001) до (002) и вдоль [«0] от Рис 16 зависимость констант ФМ и АФМ (110) до (1 5,1.5,0) для и, „Са.МпО,. взаимодействия (I, и 12) от содержания Са.

что интенсивность соответствующих возбуждений накладывалась на возбуждения вдоль [001], быстро спадая с увеличением q Причиной этого является анизотропная форма статических кластеров. Принимая эту картину для рассматриваемого образца, можно интерпретировать зависимость интенсивности с двумя различными участками, как суперпозицию двух волн, распространяющихся вдоль [001] и [110], приближение двумя функциями Лоренца дает две длины корреляции: ^=17Аи^ = 5А Во всем диапазоне co(q) вдоль

2

[001] может быть описана косинусом, а при малых q как w(q) = а>о + Dq (рис.15). Две разновидности спиновой динамики тесно связаны между собой. Вдоль [001] они разделяются на две области с запрещенной областью (заштрихована на рис.15), они соответствуют двум типам возбуждений основного магнитного состояния.

Для х = 0.125 основным результатом является существование только одной спин-волновой ветви для ФМ состояния. Возбуждения вдоль [110], определяющие АФМ суперобменное спаривание не наблюдались, т.е. при этой концентрации J2« 0. Эта мода показывает такую же щель, как и низкоэнергетическая мода в скошенном состоянии для соединений с х < 0,1. Для скошенного случая отмечалась связь между динамической восприимчивостью низкоэнергетической ветви и статическими корреляциями, определяемыми ФМ кластерами, и связанными с зарядовыми сегрегациями. Для х = 0,125 особенности спиновой динамики могут отражать зарядовую сегрегацию вдоль [001]

Вдоль [110] co(q) могла быть измерена до границы ФМ зоны (1,5, 1,5, 0). Дисперсия отличается от случаев х < 0,125, особенно при малых q, где наблюдалась только спин-волновая дисперсия с очень малой щелью. Сильное изменение при малых q говорит о том, что, в отличие от направления [001], пластинчатые ФМ кластеры объединяются в слоях, в соответствии с сильным увеличением интенсивности диффузного рассеяния при очень малых q (рис. 14b). Дисперсионная кривая целиком не может быть описана гейзенберговской моделью с взаимодействием только между ближайшими соседями, или законом простого косинуса, в отличие от высокоэнергетической ветви в случае малых концентраций. Она имеет форму S-образной кривой, что предполагает два режима поведения для малых и больших q. В дополнение, в середине зоны qo = (1,5, 1,5, 0) появляется аномалия, которая возникает, как небольшое расщепление, что видно по уширению линий магнитных возбуждений. Для q < qo квадратичная зависимость для w(q) определяет коэффициент спиновой жесткости D гораздо в большей степени, чем для направления [001], что подчеркивает анизотропный характер ФМ спаривания при этой критической концентрации.

Для соединения с xta = 0,2 температура перехода Too1 очень близка к Тс (рис 10), при этом ромбичность очень мала, и пики (110) и (002) не разрешимы, при этом видны

пики (0,0,21 Н). Дисперсия спиновых волн при Т = 14 К и уширение линии при q0 = (0,0,2,5) аналогичны соединению с Хса = 0,125; наблюдается расщепление или щель в дисперсии. Также при q » qo для высоких энергий («22 мэВ) наблюдались дополнительные возбуждения, образующие оптическую ветвь, с растущей интенсивностью при приближении q к границе зоны. Такой вид дисперсии целиком не может быть описан исходя из гейзенберговской модели При малых q дисперсия описывается квадратичной зависимостью.

Магнето-вибрационные моды в Ьа^рСа^МпО-!

Были проведены дополнительные исследования структуры и магнитных возбуждений в монокристалле LaogCao зМп03. При Т * 90-100 К ниже Тс = 180 К наблюдался пик сверхрешетки (0, 0, 1/4)сиь (или (0, 0, 1/2)яаю, наложенный на фон 1в. Этот пик определяет новый период 4а с длиной корреляции « 300 А. Ниже Tf = 45 К уширение линии указывает на уменьшение % Ниже Т » 75-80 К 1в вдоль [001] резко уменьшается совместно с резким ростом брэгтовских ферромагнитных пиков, ниже Tf Ь слабо растет. Переход при Т » 90-100 К, характеризующийся волновым вектором qo = (0, 0,1/4), связан с изотропной энергетической щелью при |qo| в дисперсии спиновых волн, что определяет два режима, q < qo и q > qo- На рис. 17 приведены дисперсионные зависимости при Т = 17 К вдоль направления [001]. При малых q видно две моды (рис.17(1), на вставке показан энергетический спектр. По мере увеличения q в промежуточном случае (рис.17е) наблюдается небольшое отклонение от квадратичной зависимости для верхней моды, энергия которой при qo совпадает с энергией продольных акустических фононов (LA). Нижняя мода остается квадратичной до q0 , где совпадает с поперечными акустическими фонона-ми (ТА), ее интенсивность исчезает после qo, определяя энергетическую щель. Для q > qo магнитная дисперсионная кривая разбивается на несколько частей (рис.17а). Магнитные возбуждения замыкаются на фононах при достижении границы зоны: от ТА фононов к моде, близкой к LA ветви при qo и далее, и затем к модам, близким к продольной оптической фононной (LO) ветви. Таким образом, можно заключить, что такая спиновая динамика типична для состояния ферромагнитного изолятора.

Необычный характер магнитных возбуждений также можно наблюдать вдоль [110] и [111] (рис.17Ь и 17с), в этих направлениях щель соответствует тому же вектору qo, но и наблюдалась при q0* и qo" (С, = 0,25, 0,18, 0,14 для [001], [110], [111] на рис.17 соответственно). В соединении с хс« = 0,2 отчетливо видно соответствие между сверхструктурой (0, 0, l/4)cub и спиновой динамикой при 90 К, когда возникает сверхструктура, и при 45 К, когда длина корреляции имеет максимум. При Т = 125 К спектр магнитной энергии состоит из очень широкой моды, центрированной на энергии ТА. Когда Т становится ниже

х -1Л 1

Яг ?

Т-17.К /

(О А С/

п %

О 10 О 20

[М.и-и

Рис 17. а), Ь), с) - дисперсия спиновых волн в Ьао^Сао^МпОз вдоль [001]си1), [110]еиЬ [111]сиь. Пунктирные линии - дисперсия фононов Стрелками показаны щели при qo> Цо', до", соответствующие одному модулю, а) - магнитные возбуждения при малых q; на вставке - энергетический спектр при q = 0,025 вдоль [001]. е), 0 - магнитные возбуждения в интервале < |цо| вдоль [001] для хс, = 0,2 (е) и Хц = 0,125 ({) На а), Ь), е), 0 заполненные (открытые) символы соответствуют возбуждениям с большей (меньшей) интенсивностью. На с) заполненные, полузаполненные и открытые символы соответствуют чистым магнонам, смешанным модам и чистым фононам. а, Ь, с.

100 К, растет интенсивность широкой моды со стороны большей энергии, соответствующей энергии ЬА. При низкой температуре наблюдается небольшое смягчение этой моды, так что при 17 К магнитная дисперсионная кривая лежит ниже фононной (рис. 17а).

Температурные зависимости двух магнитных мод, определенных при показаны на рис. 18а и 18Ь. Видно, что после образования щели при Т - 90 К происходит перенос интенсивности от нижней моды к верхней. Это поведение прекращается при Т = 45 К. Такая сложная спиновая динамика может быть проанализирована в модели двух магнитных взаимодействий с анизотропными щелями, связанными с двумя ферромагнитными средами. Результаты для q > цо, показывающие масштабы меньше, чем 4а, выявили новый вид взаимодействия, будем их называть магнето-вибрационными (МУ) модами. В настоящем исследовании наблюдался резонанс между магнонами и фононами, как смешанные маг-нон-фононные возбуждения. Интенсивность этих возбуждений модулирована с волновым

Рис 18 а) Температурное изменение энергии магнитных мод при Q0 = (0,0,1 25) Ь) Температурное изменение интенсивностей верхней (заполненные символы) и нижней (открытые символы) магнитных мод при Qo. с) - пример спектров при QoV/fl 10] и Т = 100 и 35 К. d) Температурное изменение интенсивностей верхней (заполненные символы) и нижней (открытые символы) магнитных мод при Qo' приводит к переносу интенсивности от нижней моды к верхней.

вектором q, так, что распространяется на довольно широкий интервал энергий и имеет почти квадратичный закон дисперсии, показывая ведущую роль ферромагнитного взаимодействия. Данные из диапазона q < qo, отражающие большие масштабы, показывают расщепление в дисперсии и сосуществование двух спиновых взаимодействий различной природы. Одно, с низкой энергией, соответствует ферромагнитному взаимодействию типа суперобмена (SE), или двойного обмена (DE), показательно, что оно не проявляется за пределами q0. Оно определяется константой спин-волновой жесткости D = 48 мэВ*А. Другое, с высокой энергией, может быть отнесено к новому типу взаимодействия (MV), проявляющемуся при q > qo. Оно эволюционирует от смешанного магнон-фононного до обычного ферромагнитного при малых q. Также кривая дисперсии при промежуточных-энергиях может быть соотнесена с MV взаимодействием, связанным с поперечной фонон-ной ветвью.

Зарядовые корреляции и поляроны в LanyCa^MnOi

Для установления связи между особенностями формирования ферромагнитного состояния и поляронов, что, в свою очередь, связано с переходом металл-изолятор, было проведено исследование спиновой динамики в соединении Lao 7Сао зМпОз. Типичный спектр магнитных флуктуаций вблизи узла обратной решетки (100) при температуре ниже Тс = 257 К приведен на рис.19. Для приведенного волнового вектора (0.09, 0, 0) хорошо

видны спин-волновые возбуждения при поглощении (Е>0) и потере (Е<0) энергии, также виден квазиупругий компонент при Е = 0. Магнитные возбуждения в виде обычных спи-

2

новых волн описываются уравнением дисперсии Е = Д + Г>(Т)ч , где Д - энергетическая щель и П(Т) - коэффициент спиновой жесткости, который связан с обменными взаимодействиями. Величина Д < 0,02 мэВ, это означает, что соединение является мягким изотропным ферромагнетиком. Измеренные при различных температурах зависимости Е(с}) показали, что спин-волновые возбуждения подчиняются квадратичному закону дисперсии.

Температурная зависимость коэффициента спиновой жесткости Б(Т) приведена на рис.20. Как видно из рисунка, коэффициент спиновой жесткости не коллапсирует при приближении температуры к точке Кюри Тс = 257(1) К. Вместо обычного смягчения спин-волнового спектра наблюдается рост квазиупругого компонента (рис. 19).

Энергетическая ширина этого компонента квадратично зависит от волнового векто-

2

ра с коэффициентом Л = 15(7) мэВ*А (в данном направлении), интенсивность центрального компонента растет с ростом температуры и становится максимальной вблизи Тс, при этом интенсивность спиновых волн уменьшается в большей степени, чем обычно в соответствии с ростом бозе-эйниггейновского фактора заселенности. Ниже Тс квазиупругое рассеяние заметно отличается от спин-волнового вклада с хорошим энергетическим разрешением. Рассеяние от поляронной решетки возникает из-за структурных искажений, которые окружают носители заряда и захватывают их. Индивидуальные поляроны вызывают диффузное рассеяние вокруг брэгговских пиков, что и наблюдалось в кристалле Ьао7Сао.зМпОз. Также наблюдались хорошо определяемые полярон-поляронные корреляции, что приводит к возникновению сатгелитных пиков, которые измерены при сканировании вблизи брэгтовского узла и образуют соизмеримую структуру с волновым вектором (1/4,1/4,0). Эти поляронные пики наблюдались вблизи таких узлов, как (2,0,0), (3,0,0). (5,0,0), (3,1,0), (4,2,0) и (2,2,0), тогда как вблизи (0,0,0), (1,0,0), (1,1,0), (2,1,0) не наблюдались. Такая тенденция для интенсивности, расти с ростом ц, говорит о том, что доминирующий вклад в рассеяние дает решетка. Это напрямую подтверждено измерениями поляризованных нейтронов, которые показали, что для этих пиков в рассеянии доминирует компонент без переворота спина. Эти пики имеют характерную собственную ширину, что указывает на некое близкое упорядочение поляронов. Ширина пиков слабо зависит от температуры, длина корреляции составляет ~ 10(2) А, что близко к значению, полученному для квазиупругого магнитного рассеяния. Поляронные пики - результат упругого рассеяния, это говорит о том, что они статичны при временах более 1 пс. Температурная зависимость диффузного рассеяния, связанная с единичными поляронами, показана на

» _-----.- <Н1.0900) ' — ........ .......1

I Т т-а«к

À II Ç 100 г - 1

Л 1 г t 1 йД 1 ГЙ1 t , ** \ ТА' '7 Тт 1 !

1 '

* ■ г А у Ч 1

Iго г <1 л v 7 \1 1 50

■Г¥ А 11 J \т s

^ 1 Г V-? \ « . .4 1 i Tf i

-3-2-10 1 2 4 200 гю а» гао з<о а» мо

Еп»(у(1лаУ) Твтрагакт (К)

Рис. 19. Энергетический спектр монокристал- Рис. 20. Температурная зависимость константы

ла Ьао,7Сао зМпОз, измеренный при постоян- спиновой жесткости О(Т). Спиновые волны не

ном о = (1.09,0,0) и Т = 240 К. Центральный обращаются в нуль при Т = Тс.

квазиупругий компонент флуктуационного

спектра усиливается при Т Тс = 257 К.

рис.21 для волнового вектора (3.75,0.25,0). Сигнал быстро растет при приближении к Тс снизу по мере образования поляронов, тогда как при выше Тс наблюдается слабая зависимость от температуры. Отсюда можно заключить, что число поляронов быстро растет при Т —> Тс, а выше Тс число поляронов остается почти постоянным. Такое поведение подобно поведению квазиупругого компонента в спектре спиновых флуктуаций, также как и поведению сопротивления (рис.21), указывая на их общее происхождение.

200

240 ÎBÙ M Temperature (К)

2.0 0.0 2.0 Energy (meV) Энергетический спектр монокристалла Ьао^Вао^МпОз, измеренный при постоянном

Рис. 21. Сравнение температурных зависимостей интенсивностей поляронного пика волновым вектором (3.75, 0 25, 0) (заполненные символы) и Рис' 22 центрального пика (рассеяние с волновым вектором ( 1.03,0,0)). Пунктирная линия соответствует Q - (0,0,0.9) и Т = 240 К (Тс = 248 К). Цент-температурной зависимости сопротивления. ральный квазиупругий компонент отсутствует.

Также были проведены эксперименты по рассеянию нейтронов в монокристалле ВаовВаогМпОз, температура Кюри которого составляла 248-251 К. Спин-волновые возбу-

2

ждения при низких температурах имеют квадратичный закон дисперсии Е = Dq , при Т = Тс D(T) обращается в нуль, как для обычных ферромагнетиков Спектр флуктуаций, полученный для монокристалла соединения Ьао8ВаогМпОз при Т = 240 К (рис 22), существен

но отличается от спектра Lao7Cao3Mn03 (рис.22) отсутствием центрального пика, что говорит об отсутствии локализованных состояний при переходе в Lao вВаогМпОз.

Особенности перехода в ФМ состояние в LamCanjMnO^

Дня монокристаллического образца ЬаавСаогМпОз. ниже Тс интенсивность магнитных брэгговских пиков пропорциональна квадрату параметра порядка (намагниченности). Такая зависимость интенсивности хорошо описывается степенным законом, за исключением непосредственной окрестности Тс, когда критическое рассеяние становится значительным (эти данные исключены из подгонки). Наилучшее приближение дает Тс = 181,04 ± 0,14 К и критический индекс р = 0,324 ± 0,007, что близко к значению для трехмерной гейзенберговской модели (0,365). Из температурной зависимости коэффициента спиновой жесткости D(T) получено значение D(0) = 46 ± 2 мэВ. При приближении к Тс интенсивность спиновых волн увеличивается в соответствии с их термической заселенностью, а D(T) стремится к нулю, как должно быть при ферромагнитном переходе второго рода. В этом соединении не наблюдалось центрального квазиупругого компонента в спектре магнитных флуктуаций, в отличие от LaojCaojMnOs.

Такое поведение кардинально меняется при увеличении содержания Са до оптимальной (для ферромагнетизма) величины. Длинноволновые возбуждения еще остаются изотропными спиновыми волнами с квадратичным законом дисперсии, однако, D(T) при Тс не обращается в нуль. Вместо этого в спектре магнитных флуктуаций возникает квазиупругий пик, что указывает на спиновую диффузию выше Тс. Это было интерпретировано, как сосуществование между низкотемпературной ферромагнитной металлической и высокотемпературной парамагнитной изолирующей фазами, и их относительном изменении при изменении температуры. Спин-диффузный компонент растет за счет спин-волновой интенсивности. Измерения магнитной корреляционной длины при приближении к Тс сверху показали, что эта длина не расходится, как следовало бы ожидать для непрерывного перехода. Это согласуется с измерениями парамагнитного рассеяния, корреляционная длина (~15 А) слабо зависит от температуры. Все эти факты не могут быть объяснены в рамках традиционного перехода второго рода, но их можно понять, если предположить, что дальнодействующий ферромагнитный порядок определяется не одним параметром порядка, а влияние другого параметра порядка превращает этот переход в переход первого рода.

Также нами были проведены измерения температурной зависимости магнитной восприимчивости и изотерм намагниченности монокристалла соединения Ьао7зСао27МпОз. Из анализа полученных данных следует, что магнитный переход одновременно проявляет свойства переходов как 1, так и 2 рода, и их характеристики совпадают. Подавление фазо-

вых переходов при наличии случайных полей было предсказано в работе Аарони-Питга. Гудинаф предложил механизм, в котором случайные поля возникают вследствие флук-туаций магнитного и орбитального упорядочения из-за близости системы к локализации.

Для выяснения этих вопросов были проведены исследования малоуглового рассеяния нейтронов в монокристалле Ьа^^Сао.зМпОз. Измерения проводились на SANS спектрометре NG-7.(NIST) с базой 30 м.

Для обычных ферромагнетиков выше Тс интенсивность магнитного рассеяния вокруг брэгтовских пиков описывается зависимостью Орнштейна-Цернике (ОЦ)

2 2-1

I ос (q +k ) . Длина корреляции \ (Н/k) в реальном пространстве является параметром, который расходится при Тс для перехода второго рода. Результаты заметно отличались от поведения при переходе второго рода. Зависимость ОЦ выполнялось для q t. 0,065 А со слабой температурной зависимостью длины корреляции. Для меньших q наблюдалось очень резкое увеличение (при охлаждении) рассеяния при Тс, что не могло быть описано ни зависимостью ОЦ, ни соотношением logl ос logq.

Одной из особенностей переходов первого рода является тот факт, что, даже если температурный гистерезис очень мал, они сопровождаются процессами релаксации. Были проведены измерения малоуглового рассеяния для различных значений волновых векторов, как функций времени, после нагрева до 250 К. Достижение равновесного состояния хорошо описывались экспонентой с временем релаксации т. Для различных значений q получено одно значение t, это говорит о том, что в этих экспериментах для всех величин длин одинаковое время релаксации. На температурной зависимости интенсивности брэг-говского пика (! 00) наблюдалась разница между нагревом и охлаждением, этот гистерезис является следствием релаксационных процессов. Асимптотическое значение параметра порядка при каждой температуре было одинаково на нагреве и охлаждении.

Установлено, что причиной перехода первого рода в рассматриваемой системе является образование поляронов, которые захватывают носители заряда и делают соединение непроводящим. Именно образование поляронов, а не изменение магнитного взаимодействия, приводит к тому, что переход при Тс является переходом первого рода.

Несомненно, что энергетика образования поляронов определяется структурой, что может отражаться в толеранс-факторе t. Для Са системы t относительно мал, и образование поляронов происходит довольно легко. Поляроны образуются в ферромагнитной области, что приводит к переходу первого рода. Системы с большими ионами, такими, как Sr и Ва, имеют большее значение t, и в них не образуется заметное число поляронов ниже

Тс. Ферромагнитный переход в этих системах второго рода, это также проявляется в несовпадении его с переходом по сопротивлению.

Туннельная контактная спектроскопия LaojCaojMnOj и La o.TjSrnjsMnOj

Методом туннельной контактной спектроскопии определены плотности состояний (DOS) вблизи уровня Ферми (EF) в монокристаллах 1л<пСаозМпОз и Lao75Sro2jMn03. Зависимости dl/dV от V снимались в контакте с Аи с использованием ас модуляции (V = V^ + SV*cos(wt), 6V ~ 100-200 цУ) , вторая производная d2I/dV2 вычислялась. Серия измерений dl/dV бьиа проведена в контакте с РЬ (через слой оксида РЬ), наблюдение сверхпроводящей щели служило свидетельством образования туннельного контакта. На рис.23 приведены типичные кривые туннельного кондактанса G = dl/dV для контактов Pb-LCMO при Т = 4.2 К. Для обоих образцов видна сверхпроводящая щель, наблюдается глубокий провал при низких напряжениях и ровные участки при высоких, где кондактанс выражается соотношением G(V) = G0[l + (¡V|/V*)"].

Наблюдавшийся туннельный кондактанс G(V) приблизительно пропорционален Ng(E - Ер). Зависимость G(V) может быть соотнесена с NS(E - EF) = NS(EF)L1 + (|Е - EF|/4)5], где Д - константа, N,(Ep) - DOS на уровне Ферми, £ зависит от степени локализации, полагая п = 4 и V* = Д/е. Значения п * 0,7-0,8 при V > 15 мэВ свидетельствуют о наличии сильных электрон-электронных взаимодействий. Оценка V* дает ~ 600 мэВ для LSMO и V* ~ 250 мэВ для LCMO. Для обоих соединений DOS описывалась как

0.14-

e.ie-

«Л«-

+Л* ■«■*> в.ГО ОМ 0,19 В1а»(У)

Рис.23. Туннельный кондактанс в для контактов РЬ-ШИО и РЬ^вМО. На вставке показаны соответствующие зависимости 1п(0/00-1)-1пУ, их приближение формулой О(У) = О0[1+(|У|/У*)°] и изменение показателя степени п.

-«де МО U9 «(.V)

Рис.24. Графическое вычисление DOS для LCMO и LSMO при 4.2 К для контактов Pb-LCMO и Pb-LSMO. Сплошными линиями вблизи ЕР показано приближение N~ («) = N" (е) + (е/5)2 при низких напряжениях.

N"(e) = N"(e) + (e/8)2 вблизи e = 0 (e = E - EF) (рис.24). Квадратичная зависимость соответствует n » 2 для V < 15 мВ. Подгоночный параметр 5 равен —110 мэВ для LSMO и ~80 мэВ для LCMO. Такое уменьшение DOS наблюдалось при Т < 20 К и не наблюдается в обычных металлических системах. Образование такой псевдощели может быть следствием динамической электронной фазовой сегрегации вблизи перехода Мотта-Хаббарда, что ведет к переносу спектрального веса между хаббардовской зоной и зоной свободных электронов. При этом происходит уменьшение DOS на Ef (образуется псевдощель). Такой механизм всегда должен присутствовать в системах с переходом Мотга-Хаббарда, хотя специфические рис.23 приведены типичные кривые туннельного кондактанса О = dl/dV для контактов Pb-LSMO особенности системы (экранирование, гибридизация, которые будут влиять на кулоновскую энергию) могут определять особенность псевдощели.

Система Ьа].*Ва,МпОз

Большая величина толеранс-фактора t, по-видимому, является причиной заметного отличия свойств манганитов лантана, легированных Ва, от соединений с Са и Sr, что проявляется в большой величине объемного эффекта при структурном превращении и в механизме проводимости в окрестности магнитного перехода.

Температурная зависимость параметров решетки монокристалла ЬаовВаогМпСЬ показана на рис.25. В диапазоне от 80 до 185 К наблюдались только линии орторомбической Pbnm фазы, при Ts = 185 К возникают следы ромбоэдрической R-Зс фазы, до 196 К обе фазы сосуществуют, и выше 196 К остается только R-Зс фаза. На рис 26 показана температурная зависимость намагниченности М(Т) в поле H = 10 КЭ, виден температурный

-о"

5.60 5.56 5.32 7.84: 7.80

7.76

13.48

J 3.44

I3.40. 5.54"

5.50 5.46

ИЫип

ЯЗс

Pbnm

АГЗс

Pbnm

100

250

150 300 Г, К

Рис. 25. Температурная зависимость параметров кристаллической решетки монокристалла Ь^о.вВао.гМпОз.

180 200 210 Temperate (К)

Рис. 26. Температурная зависимость намагниченности монокристалла ЬаадВао.гМпОз в области структурного перехода

Рис. 27. Температурная зависимости сопротивления р монокристалла Lao^BaojMn03 а) в различных магнитных полях, Ь) при различных давлениях.

гистерезис в интервале 185 - 210 К. В центре петли разность намагниченности между нагревом и охлаждением составляет 4 Гс, или 1% от величины намагниченности. Более ярко гистерезис проявляется на температурной зависимости сопротивления R(T), показанной на рис.27. При H = 0 петля находится в интервале 180 - 210 К, приложение магнитного поля сужает петлю и сдвигает в сторону низких температур. Приложение давления приводит к повышению Тс (dTc/dP « 1,8 К/Кбар) и к сильному понижению Ts (dTs/dP » -3 К/Кбар), металлоподобная зависимость для Р > 5 Кбар распространяется до Т = 2 К.

Проведены измерения сопротивления р, магнитосопротивления Ар/р, коэффициента термоЭДС S, и холловского сопротивления рн монокристаллов Lai.xBaxMn03, х = 0,2,0,25. Исходя из предположения, что изменение кинетических характеристик манганитов с х ~ хс может быть описано как следствие изменения положения дырочного края подвижности бе относительно дырочной энергии Ферми Ef, и что что вблизи Тс, когда относительная намагниченность m мала, £с является линейной функцией m2: ее = До - Ai*m2, где До и Д] -константы, подлежащие определению из эксперимента. Используя выражения

р = Лexp[(£i-4,m!)/г], и S = S0 + ^ElzÉlL, где Es0 = Eg - W0

и подставляя значения, полученные из эксперимента в парамагнитной области, рассчитаны зависимости р(Т,Н) и S(T,H) в ФМ области. Расчетные зависимости очень хорошо совпали с экспериментальными (рис.28). Это свидетельствует об адекватности предложенной модели. Таким образом, установлено, что в соединениях Lai-,BaxMn03 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 изменения температуры, что приводит к изменению концентрации носителей

100 200 300 400 100 200 300 4 0 0 _ „

Т , К т ■ К

Рис. 28. Температурные зависимости удельного сопротивления р и коэффициента термоэдс S монокристалла 1лоДВаодМп03 в магнитном поле Н = 0 (о) и Н = 10 кЭ (Д). Кривые 1-3 - расчетные: 1 - р(Т) и S(T) для Н » 0 без учета неоднородного распределения намагниченности; 2, 3 - р(Т) и S(T) соответственно для Н = 0 и Н = 10 кЭ с учетом неоднородного распределения намагниченности.

тока в делокализованных состояниях. Резкое падение сопротивления при переходе в маг-нитоупорядоченное состояние не означает переход к металлической проводимости, а обусловлено уменьшением энергии активации. Отсюда вытекает, что температура, при которой сопротивление максимально, не может, вообще говоря, считаться температурой перехода металл-диэлектрик. Вдали от Тс 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.

Четвертая глава посвящена получению тонких пленок легированных манганитов лантана и их свойствам.

Для роста тонкопленочных образцов был выбран метод ионно-плазменного распыления материалов, который позволял осуществлять стехиометрический перенос сложных оксидов мишени к подложке, обеспечивая при этом оптимальные скорости роста пленок.

Получение тонких пленок легированных манганитов лантана

Керамические мишени приготовлялись из оксидов La и Мп и карбонатов Са и Sr. Синтез и спекание проводились в несколько стадий при температурах 900-1300 °С на воздухе. Плотность мишеней была около 80% от теоретического значения.

В качестве подложек для использовались монокристаллы соединений со структурой перовскита и параметрами решетки, близкими к параметрам получаемых соединений, та-

кие как (001)SrTi03 (STO), (001)NdGa03 (NGO), (001)LaAI03 (LAO), с мозаичностью (pa-зорнентацией блоков) не более 0,5 градуса. Для исследования возможности эпитаксиаль-ного роста пленок легированных манганитов лантана на широко используемых в технике материалах в качестве подложки были использованы сапфир (l-102)Ab03 (R-AI2O3), параметр решетки которого меньше параметра плёнки, с буферным слоем (001)CeÜ2 (АОС), а также (001)Zr02 (YSZ) и Si(001) с буферными слоями YSZ и Si02.

Все технологические операции, связанные с напылением пленок осуществлялись в вакуумной напылительной установке, созданной на основе универсальной автоматизированной установки вакуумной откачки УВН-70А-1.

Эпитаксиальные тонкие пленки Lai^AxMnOj (А = Ca, Sr, х = 0,30) были получены методом ионно-плазменного магнетронного распыления на постоянном токе с использованием системы сдвоенных катодов. Рост пленок проводился при Рраб ~ 2-6 мТорр в смеси аргона и кислорода, при изменении температур подложек в интервале от 300 °С до 800 °С. Скорость осаждения при плотности тока разряда 18 мА/см2 и указанных давлениях рабочего 1аза составляла 0,3-0,4 им/с. Охлаждение осаждённых плёнок производили со скоростью -30-40трад./мин в рабочей атмосфере при рабочем давлении.

При осаждении на холодную подложку (до 200 °С) кристаллический рост не наблюдался, и требуемая структура не образовывалась, при температуре подложки 200 < Ts < 550 °С плёнка оказывалась поликристаллической, а при Ts > 550 °С плёнки толщиной 6200 нм на ориентированных подложках STO, LAO, NGO, АОС были эпитаксиальными.

Данные обратного резерфордовского рассеяния (RBS) и масс-спектроскопии вторичных ионов (SiMS) показали, что состав пленок, выращенных на монокристаллических подложках, в пределах точности методов совпадал с составом мишени. Поверхность раздела (интерфейс) плёнка-подложка была резкой, изменения концентрации элементов по глубине не наблюдалось.

Согласно данным рентгеновского структурного анализа и электронографии для эпи-таксиальных пленок ось с была нормальна к плоскости подложки. При ©-2© и ф-сканированиях наблюдались только пики типа (00/) и симметрия четвертого порядка пика (113), что подтверждало монокристалличность полученных пленок и являлось свидетельством эгштаксиальности роста. Рентгеновской топографией установлено соответствие блочной структуры плёнки и подложки. Вид электронно-дифракционной картины свидетельствовал о монокристалличности выращенных пленок и об их атомно-гладкой поверхности.

С ростом Ts параметр решетки пленок на STO в направлении нормальном к поверхности увеличивался. Было установлено, что при используемых скоростях роста и из-за на-

личия несоответствия параметров решетки материалов подложки и плёнки, в пленке создается напряженное состояние, которое уменьшается с повышением Ts и (или) снимается при последующем отжиге. При полной или частичной замене Sr на Са, обладающего меньшим ионным радиусом, изменения параметра решетки (при варьировании температуры подложки) носили тот же характер, т е. наблюдались смещения пика плёнки в сторону соответствующего пика подложки.

При росте плёнки состава Lao ?Sr0 зМпОз на NGO происходит практически полное совпадение параметров решетки, как следствие, при достаточной температуре подложки (680°С), использованных скоростях роста и быстром охлаждении напряжения в плёнке, вызванные несоответствием параметров, отсутствуют При этом практически отсутствуют являющиеся обычными при росте методом импульсного лазерного испарения дефекты роста (дислокации, дефекты упаковки, антифазные границы и т п.), что подтверждается электронно-микроскопическими исследованиями и малой шириной пиков на рентгенограммах.

При температуре подложки Ts=650 °С, составе рабочей смеси Аг:02=4:1, для пленок на АОС, несмотря на значительное различие в параметрах решетки плёнки и буферного слоя

1(Ю%*((абуфе1Х/\$)-амЙ1т)/аП!,ент= -2.42%, наблюдался эпитаксиальный рост плёнки манганита LaojSrojMnOj. Однако при этом для пленок наблюдалось наличие трех систем плоскостей- (00/), Ф1Г) и (III) вследствие реализации различных эпитаксиальных соотношений между пленкой и СеОз Повышение Ts приводит к (ООО-ориентации плёнок, однако при этом происходит частичная перекристаллизация буферного слоя (на рентгенограмме появляются пики типа (ИГ) от Се02) вследствие ухода кислорода из СеОг. Увеличение парциального давления кислорода (Аг:02=2:1, рабочее давление 4 мТорр) приводит к тому, что переориентация буферного слоя не происходит.

Транспортные свойства эпитаксиальных тонких плёнок Lao,7(Ca,Sr)o,jMn03

Зависимости электросопротивления от температуры монокристаллических эпитаксиальных тонких пленок манганитов лантана толщиной ~ 100 им при уровне легирования х=0,3 представлены на рис. 29. На температурной зависимости электросопротивления обнаруживается пик при температуре Тм, с ростом температуры подложки он сдвигается в сторону более высоких температур, причем одновременно происходят изменения в величине параметров решетки пленки. Это подтверждает сильное влияние напряжений на-транспортные и магнитные свойства (Тс) тонких пленок легированных манганитов ланта на. Для пленок LaojCaojMnOj/AOC отжиг при температурах как выше, так и ниже

Рис. 29. Температурные зависимости электросопротивления тонких плёнок Lao 7Ca,uMn03/( 100)SiTi03, выращенных при разных температурах подложки.

Ts=750°C на воздухе приводит к смещению пика сопротивления в область более высоких температур и уменьшению его величины, при и к сильному изменению энергии активации проводимости, температуре ниже Ti« 230 К при практически неизменном её значении при Т > Ть Наблюдаемые изменения тем больше, чем выше температура отжига плёнки.

Предполагается, что причиной изменений является изменение концентрации кислорода в плёнке, что говорит о некотором его дефиците в плёнках, полученных in situ. Дефицит кислорода, который можно уменьшить соответствующими термообработками, и который приводит к уменьшению концентрации ионов Мл44, ухудшает транспортные свойства плёнок.

Показано, что напряжения, создаваемые в эпитаксиальных тонких плёнках, легированных Са и Sr, манганитов лантана (х=0,3) оказывают существенное влияние на рези-стивные и магниторезистивные свойства образцов, что может быть объяснено в рамках модели двойного обмена. Увеличение температуры подложки сдвигает температуры пиков сопротивления и магнетосопротивления, а так же температуру Кюри, в сторону более высоких температур. В парамагнитном состоянии проводимость плёнок носит активаци-онный характер (связанный, скорее всего, с поляронным механизмом) с величиной энергии активации, зависящей от типа легирующего элемента.

В эпитаксиальных плёнках (по крайней мере, легированных Са) при Т > Тм экспериментально обнаружено значительное изменение энергии активации проводимости, которое, возможно, связано с исключением поляронов из механизма транспорта. При температурах вблизи Тм в эпитаксиальных пленках наблюдается значительный эффект магнетосопротивления (до 70% в поле роН=0,11Тл).

При Ts от 430 °С до 550 °С были получены поликристаллические пленки LaQ7Sro3Mn(VSTO. С ростом Ts пик сопротивления уменьшался и сдвигался в сторону

более высоких температур, причём, в отличие от выращенных при высоких (> 550°С) температурах Ts, когда Тм ~ Тс, в рассматриваемом случае Тм значительно ниже Тс. Так же наблюдался значительный рост MR при низких температурах, при повышении Ts до 550 "С, начиная с которой плёнки становились монокристаллическими, этот рост MR исчезал.

Пленки, выращенные на SiCtySiOOO) и YSZ/Si(100) были поликристаллическими с осью текстуры (110). Размытость электронограммы позволяет оценить средний размер зерна десятками нанометров. Согласно данным, полученным методом SIMS, интерфейс в структуре Lao 7Sr03MnO3/SiO2/Si( 100) остается резким до температур подложки Т, « 630650 °С, при более высоких температурах интерфейс размывается

Из температурных зависимостей электросопротивления поликристаллических пленок следует, что их удельное электросопротивление в десятки раз выше, чем в случае монокристаллических; переход металл - изолятор и магнитный переход в них сильно растянуты по температуре. В поликристаллических пленках, рост которых в данном случае происходил неэпитаксиально, отсутствуют напряжения, источником которых является несоответствие параметров решетки пленки и подложки. Поэтому все наблюдаемые особенности следует отнести на счет границ зерен, которые вносят значительной вклад в процесс рассеяния носителей. Рост Ts приводит к увеличению размера зерна, понижению плотности границ. Как следствие, наблюдается рост температуры пика сопротивления Тм. В качестве механизмов рассеяния могут выступать 1) спин-зависимое туннелирование электронов через границу зерна. При этом потенциальный барьер может возникать как вследствие сильной неоднородности границ, так и при разориентации магнитных моментов соседних зерен в ферромагнитной области; 2) рассеяние на различных неоднородно-стях, присутствующих в границах (спиновых, структурных, и т.п.).

Рис.30. Температурные зависимости электросопротивления тонких плёнок Г-Ло 78го.зМпОз/(100)5гТ10з, выращенных при температурах подложки Т5=430°С (1), 480°С (2), 550°С (3), и магнетосопротивления в поле ЦоН-0,11 Тл для плёнки (1).

Присутствие границ сказывается и на магнетосопротивлении пленок. Для плёнок LSMO/STO (TS<550°C) в ходе температурной зависимости MR(T) при низких температурах наблюдался значительный рост магнетосопротивления (см. рис. 30), аналогичный рост магнетосопротивления наблюдался-и в плёнках LaojSrojMnOj/SiOa/Si.

Магнитооптический эффект Фарадея в пленках LaojSro^MnOj

Исследование эффекта Фарадея (ЭФ) проводилось на монокристаллических пленках LaojSfojMnOî толщиной 900 А°, выращенных на подложках STO методом ионно-плазменного напьшения в атмосфере Ar,О? =4,1 при рабочем давлении в процессе напыления 1-8 Topp и отличались температурой подложки во время напыления, 600 (1) и 480 °С (2). Ось с пленки направлена перпендикулярно поверхности. Для измерения ЭФ была применена двухлучевая оптическая схема, собранная на базе спектрометра МДР-12.

В спектре поглощения наблюдается полоса при hto = 1.5 эВ. При охлаждении пленки в ферромагнитной области максимум полосы испытывает сдвиг в сторону низких энергий. Выше 2 эВ наблюдается рост поглощения. В температурной зависимости интенсивности прошедшего через пленку света в области взаимодействия света со свободными носителями заряда при энергии 0.18 эВ (К = 7 мкм) появляется излом при Т = 227 К, который совпадает с температурой максимума сопротивления Tr.

В спектре удельного фарадеевского вращения (ФВ) пленки 1 при Т = 90 К и H = 600 Э наблюдается полоса при hco = 2,69 эВ с величиной в максимуме -25000 град/см (рис. 30). В спектре пленки 2 полоса ФВ смещена в сторону больших энергий и величина ФВ в максимуме при 2,72 эВ составляет -18 000 град/см. Сравнение полученных данных с результатами работ по спектроскопии октаэдрических ионов Мп4* позволяет однозначно связать полосу при 2,7 эВ с d-d-переходами 4A2E-4T2g в ионах Мп4*. Природа магнитооптической активности этих переходов связана со спин-орбитальным взаимодействием в ^g-состояниях с эффективным орбитальным моментом L = 1 и обменным взаимодействием. Объем магнитооптически активной ферромагнитной фазы в пленке определяется присутствием ионов Мл4

Поведение температурной зависимости удельного фарадеевского вращения F(T) пленки 1, измеренной при 2.6 эВ и магнитном поле H = 600 Э, отражает поведение температурной зависимости намагниченности и имеет затянутый хвост (вставка на рис. 30). По виду зависимости F(T) можно предположить, что в объеме пленки существуют ферромагнитные области с различными Тс. Наибольший вклад в ФВ дают области с эффективной температурой Кюри Тс « 228 К (полученной по максимуму первой производной зависимости F(T)). Затянутые хвосты температурной зависимости ЭФ свидетельствуют о маг-

2.0

2.4 2.6 Лео, eV

З.О

Рис. 30. Спектр удельного фарадеевского вращения при Т = 90 К и Н = 0,06 Т пленок иао,73го,зМпОз. 1 - пленка с Тс ~ 228 К, 2 - пленка с Тс = 165 К. На вставке - температурная зависимость ФВ пленки 1 при энергии 2,6 эВ.

нитной неоднородности пленок. Появлению различных неоднородностей в пленках способствуют напряжения, возникающие из-за несоответствия параметров решетки подложки ЭТО и пленки Ьа^ЯгсиМпОз, которое составляет 0.57%.

Полевая зависимость удельного ЭФ для пленки 1 измерена в полях, значительно превышающих Н5. В полях до 1000 Э при 90 К и энергии фотонов 2,6 эВ эффект Фарадея не достигает насыщения. Увеличение неоднородности пленок ведет к росту электросопротивления и уменьшению магнитооптического эффекта Фарадея. Оценка магнитооптической добротности ЬЗМО дает И = 2И/К = 0,2 при 2.69 эВ и 90 К. Повышение магнитной однородности пленок ЬЭМО является существенным для увеличения их магнитооптической добротности и возможного использования в качестве магнитооптической среды в модуляторах, работающих на основе эффекта Фарадея, для модуляции света при комнатной температуре.

^ Выводы.

Разработаны лабораторные технологии получения высококачественных монокристаллов и эпитаксиальных тонких пленок соединений Lai xAxMnOj (А = Са, Sr, Ва), что Т дало возможность более детального исследования структурных, магнитных и транспорт-

ных свойств легированных манганитов лантана.

Проведено комплексное экспериментальное исследование соединений Lai ,AxMn03 (А = Са, Sr, Ва). Получены структурные, магнитные и электрические характеристики этих соединений. Установлены зависимости механизмов формирования магнитного состояния и механизмов электропроводности легированных манганитов лантана от их структуры и состава.

Полученные данные экспериментальных исследований легированных манганитов лантана дают возможность заключить, что эти материалы могут служить основой для разработки нового класса устройств, управляемых магнитным полем.

Список публикаций по теме диссертации:

1. V.A.Kozlov, Ya.M.Mukovskii, A.M.Ionov. / Magnetoresistive effect in doped LaMnOj thin epitaxial films with intrinsic quasi-multilayer magnetic structure. И Phys.Low-Dim.Struct., 1995, V.10/11, P. 13-18.

2. В .А.Козлов, Я.М.Муковский, О.М.Урман, А.В Шматок. Магнеторезистивный эффект в тонких пленках легированных манганитов лантана. // Пис. в ЖТФ, 1996, Т.22, №6, С.5-9.

3. A.M.Balbashov, S.G.Karabashev, Y.M.Mukovskii, S.A.Zverkov. / Growth and GMR effect in LaCaMnO and LaSrMnO single crystals. // J.Crystal Growth, 1996, V.167, №1 -2, P.365-368.

4. S.E.Lofland, S.M.Bhagat, Ya.Mukovskii et al. / Giant microwave magnetic impedance in a single crystal of LaSrMnOj. The effect of ferromagnetic antiresonance. // J.Appl.Phys., 1996, V.80, №13,

P.3592-3594.

5. S.E.Lofland, S.M.Bhagat, Ya.Mukovskii, et al. / Ferromagnetic resonance in crystal of LaoiSroj Mn03. // J. Appl. Phys., 1997, V.81, №8, Pt.2b, P.5737.

6. V.N.Smolyaninova, R.L.Greene, Y.M.Mukovskii, et al. / Low-temperature field-dependent mag- < netizauon of Lao7Sr0jMnO3. // Phys.Rev.B, 1997, V.55, №9, P.5640-42.

7. S.E.Lofland, S.M.Bhagat, Y.Mukovskii, et al. / Electron spin resonance measurements in La, ,Sr,Mn03. // Phys.Lett.A, 1997, V.233, P.476-480.

8. В.Е.Архипов, Я.М.Муковский, В.Е.Найш и др. / Магниторезистивный эффект и намагни-

чен-ность в монокристалле манганита лантана LaojSro 2 Мп03. //ФММ, 1997, Т. 84, №6, Р.93-103. I

9. S.E.Lofland, S.M.Bhagat, Y.Mukovskii et al.. / The magnetic transition and electronic transport in colossal magneto-resistance perovskites. // Phys.Rev B, 1997, V.56, №21, P.13705.

10. S E.Lofland, R.L.Greene, Y.Mukovskii et al.. Temperature-tuned natural ferromagnetic resonances in Lao9Sr0 ,Mn03. // J.Phys.: Cond Mat., 1997, V.9, P.L633 -6.

11. N.N.Loshkareva, Yu.P.Sukhorukov, Ya M M Mukovskii et al. / Red shift of absorption edge and nonmetal-metal transitionin single crystals Lai ,Sr,Mn03 (x=0.1,0.2,0.3). П Phys. Stat. Solidi (a), 1997, V.164, №2, P.863-7.

12. Я.М.Муковский, А.И.Ионов. / Переход изолятор-металл в соединениях EvknAoiMnOj (А=Са, Sr), индуцируемый магнитным полем. // ФТТ, 1998, Т.40, №4, С.708-712.

13. Y.M.Mukovskii, G.Hilscher, Н. Michor, A.M.Ionov. Magnetic properties, resistivity and heat capacity of EuMnOj and Еио7АозМп03 (A=Ca, Sr) compounds. // J. Appl. Phys. 1998, V.83, №11, P.7142.

14. L.Vasiliu-Doloc, J.W.Lynn, Y.M.Mukovskii et al. / Spin dynamics of strongly-doped Lai ,Sr„Mn03. // J. Appl. Phys. 1998, V.83, №11, P.7342.

15. R.Senis, V.Laukhin, Y.M.Mukovskii et al. / Pressure and magnetic field effects on charge ordering in La09Sr0iMnO3. // Phys.Rev.B. 1998, V.57, №24, P.14680.

16. К.В.Багинский, В.А.Тулин, Я.М. Муковский и др. / Критическое поведение электронного парамагнитного резонанса в Lao sSr0 2Мп03 материале с колоссальным магнетосопротивлением. У/ Письма в ЖЭТФ, 1998, Т.67, вып.12, С.1000-4.

17 В.Е.Архипов, В.Е.Старцев, Я.М.Муковский и др.. Влияние режимов охлаждения в магнит- ,

ном поле на намагниченность монокристалла Lao eSro iMn03. // Письма в ЖЭТФ, 1998, Т.68, в. 1, С.39-43.

18. K.Ghosh, R L.Greene, Ya.M.Mukovskii et al. / Critical phenomena in the double-exchange fer-romagnetLao7Sro3Mn03 a Phys.Rev.Lett., 1998, V.81,№21, P.4740-3.

19. K. Ghosh, R. L. Greene, Y Mukovskii et al. / Anomalous magnetic behavior in single-crystal La09Sr0,MnO3.// Phys.Rev.B. 1998, V.58, P.8206-9.

20. E.Z Kurmaev, Ya.M. Mukovskii, V.RGalakhov, et al. / Excitation energy dependence of X-ray emission spectra and electronic structure of Eu, ,Ca5Mn03. // J. Electron Spectroscopy and Related Phenomena, 1998. V. 96, P. 187-194.

21. D.A.Shulyatev, S G.Karabashev, A A.Arsenov, Ya M Mukovskii. / Growth and investigation of doped rare earth manganite single crystals. //J. Crystal Growth, 1999, V.198/199, P.511-515.

22. Ya.M.Mukovslcii, A.V.Shmatok CMR effect in mono- and polycrystalline Lao ?Sr0 3Mn03 thin films. // J.Mag.Mag.Mat, 1999, V.196-197, P.136-7.

23. V.E.Arkhipov, V.S.Oaviko, Ya.M. Mukovskii et al. / Structurel and magnetic phase transition in Lao^Sra.MnOj. //i.Mag.Mag. Mat., 1999, V.196-197, P.539-540.

24. Н.Н.Лошкарева, Ю.П.Сухоруков, Я.М.Муковский и др. / Носители заряда в спектрах оптической проводимоста манганитов лантана. //. ФТТ, 1999, Т.41, в.З, С.475-482.

25. В.С.Гавико, В.Е.Архипов, Я.М.Муковский и др. / Структурные и магнитные фазовые переходы в соединении La« 9Sr0 iMn03. // Физ.Тверд Тела, 1999, Т.41, №6, С. 1064-69.

26. A-Abramovich, L.Koroleva, Ya.M.Mukovskii et al. / Experimental evidences of magnetic two-phase state in Eu, ,AxMn03 (A = Sr, Ca). // Phys.LettA, 1999, V.259, P.57-61.

27. M.S. Osofsky, B.Nadgorny, Y.M. Mukovskii, et al. / Measurement of the spin polarization of LaSrMnO. II i. Appl. Phys. 1999, V.85, P.5567-70.

28. D A Shulyatev, S.G Karabashev, Ya.M.Mukovskii, A.A.Arsenov. / Preparation and properties of Lai xAxMnO (A = Sr, Ca) single crystals. // Defects and Surface-Induced Effects in Advanced Perov-skites. NATO Science Series. 3. - 2000 - High Technology - V 77 - P.455-460.

29. V.G.Tissen, V.Laukhin, Y.M.Mukovskii et al. / Charge ordering and phase transformations in low-doped Lai х5гхМп03 single crystals under pressures up to 70 kbar. // J. Mag Mag. Mat., 2000, V.211, P. 145-149.

30. V.E.Arkhipov, N.N.Bebenin, Ya.M. Mukovskii et al / Magnetic-field-driven structural transition in ЬаолВамМпОз single crystal. // Phys.Rev.B, 2000, V.61, M>17, P. 11229-231.

31. Н.НЛошкарева, Ю.П.Сухоруков, Я.М.Муковский и др. / Центры зарядовой неоднородности в спектрах поглощения манганитов лантана. // ЖЭТФ, 2000, Т. 117, №2, С.440-8.

32. В.Е Архипов, Я M МуковскиЙ, Е.А Нейфельд и др. / Влияние давления и магнитного поля на электросопротивление LaogBao2Mn03 в ромбоэдрической и ромбической фазах. // Пис. в ЖЭТФ, 2000, Т.71, №3, С.169-173.

33. H П.Бебенин, Р.И Зайнулина, Я.М.Муковский и др. / Кинетические эффекты в монокристалле LaoiBaojMn03. // ЖЭТФ, 2000, Т.117, Ш, С.1181-9.

34. S.G.Barsov, A.L.Getalov, Ya.M.Mukovskii et al. / Study of the CMR manganites LaogjCao ,sMn03 and LaossSro 15МПО3 by nSR method. II Physica, 2000, V.289-290, P.81-84.

35. A.V.Korolev, V.Ye. Arkhipov, Ya.M. Mukovskii et al. / Magnetic properties and magnetic states in LaosSro ,Mn03. // J Mag.Mag. Mat., 2000, V.213,№1, P 63-74.

36. V.Skumriev, I.Fontcuberta, Ya.M.Mukovskii et al. / Anomalous anisotropic ac susceptibility response of Lai »Sr„Mn03 (x~l/8) crystals: Relevance to phase separation. // Phys Rev.B, 2000, V.62,№6, P.3879-82.

37. C.P.Adams, J.W.Lynn, Y.M.Mukovskii et al. / Charge ordering and polaron formation in the magnetoresistive oxide Lao тСао 3Mn03. // Phys.Rev.Lett., 2000, V.85, P.3954-57.

38. A.Khapikov, L.Uspenskaya, Ya.M. Mukovskii et al. Magnetic domains and twin structure of the La07Sr03MnO3 single crystals. // Appl.Phys.Lett. 2000, V.77, №15,2376-79.

39. M S. Osofsky, В. Nadgorny, Y. M. Mukovskii et al. / Measurement of the transport spin-polarization of oxides using Point Contact Andreev Reflection (PCAR) // Physica C, 2000, V.341-348, pt.3, P. 1527-30

40. К.Н.Михапев, В.ЕАрхипов, Я.М МуковскиЙ и др. / Доказательство (""La, иМп) ЯМР и магнитной восприимчивости микроскопического расслоения фаз в монокристалле Lao9Mn03. // Письма в ЖЭТФ, 2000, Т.72, вып.12, С.599-602.

41. В.А.Березин, В.А.Тулин, Я.М.Муковский и др. / Особенности высокочастотного поглощения лантан-стронциевого манганита в диапазоне от 2 до 30 МГц. // Письма в ЖТФ, 2001, Т 27, вып.1, С.58-64.

42. V. Markovich, Е. Rozenberg, Ya. M. Mukovskii et al. / Correlation between electroresistance and magnetoresistance in Lao82Caoi8Mn03 single crystal. //Appl.Phys.Lett. 2001, V.78, fk22, 3499-3501.

43. Ya.Mukovskii, V.Aikhipov, N.Bebenin et al. / Magnetic and transport properties of perfect LaosBao^MnOj single crystal. Hi. of Alloys and Compounds, 2001, V.326, P. 108-111.

44. A.Shmatok, Ya.Mukovskii, V.Marchenko et al. / Growth of doped lanthanum manganites thin films on Ce02 buffer layer and their properties. // J. of Alloys and Compounds, 2001, V.326, P.303-308.

45. В Nadgorny, T.I.Marin, Ya. Mukovskii et al. / Origin of high transport spin polarization in Lao7Sr03MnO3: Direct evidence for minority spin states. //Phys.Rev.B, 2001, V.63, P. 184433-1-5.

46. V. Chechersky, S.E. Lofland, Y.Mukovskii et al. Magnetic behavior of a LaosCao ]Mn03 crystal. // Phys.Rev.B, 2001, V 63, P.214401-1-5.

47. V.Laukhin, B.Martinez, J. Fontcuberta, Y.M.Mukovskii. / Pressure effects on the structural phase transition in ЬаоаВаогМпОз single crystals. //Phys.Rev.B, 2001, V.63, P.214417-1-5.

48. J.W.Lynn, C.P.Adams, Y.M.Mukovskii et al. / Charge correlations in the magnetoresistive oxide Lao,CaojMnCb. // J Appl. Phys., 2001, V.89, №11, P.6846-50.

49. Р.И.Зайнуллина, Н.Г.Бебенин, Я.М.Муковскийи др. / Скорость звука, внутреннее трение и термическое расширение в монокристалле Lao giSrouMnCb. //ЖЭТФ, 2001, Т. 120, вып 1(7), С. 139144.

50. Y.Yuzhelevski, G. Gorodetsky, Ya. М. Mukovskii et al. / Current induced telegraph noise in CMR manganites. // Fluctuation and Noise Lett., 2001, V. 1, P.L105-9.

51. Р.И.Зайнуллина, Н.Г.Бебенин, Я.М.Муковский и др. / Гигантский термический гистерезис скорости звука и внутреннего трения в монокристалле LaosSrojMnOj. // Пис. в ЖЭТФ, 2001, Т. 74, вып.2, С.120-122.

52. G.Biotteau, M.Hennion, Y. М. Mukovskii et al. / Approach to the metal-insulator transition in Lai nCa,MnO)(0<x<0.2): Magnetic inhomogeneity and spin wave anomaly. //Phys.Rev.B, 2001, V.64, P.104421-1-14.

53. M.A.Quijada, H.D.Drew, Y.M.Mukovskii et al. / Temperature dependence of low-lying electronic exitations of LaMn03. // Phys Rev.B, 2001, V.64, P.224426-1-7.

54. Y.Yuzhelevski, V. Markovich, Ya. M. Mukovskii et al. / Current-induced metastable states with memory in low-doped manganites. // Phys.Rev.B, 2001, V.64, P.224428-1-10.

55. Н.А.Виглин, С.В.Наумов, Я.М.Муковский. / Исследования манганитов Lai >Sr,Mn03 методами магнитного резонанса. // ФТТ, 2001, Т.43, №10, С.1855-63.

56. V.V.Ustinov, N.G.Bebenin, Ya.Mukovskii et al. / Transport phenomena in LaoiBamMnOi single crystal: evidence for activation to mobility edge. // JMMM, 2001, V.226-230, P.911-913.

57. Yu.P. Sukhorukov, E.A. Ganshina, Ya.M. Mukovskii et al. / Influence of Magnetic and Electrical Fields on Optical Properties of Lanthanum Manganite Films. U The Physics of Metals and Metallography, 2001, Vol. 91, Suppl.l, P.S174-S178.

58. Ю.П.Сухоруков, Н.НЛошкарева, Я.М.Муковский и др. / Магнитооптический эффект Фарадея в пленках Lao7Sro3Mn03í. // ЖТФ, 2001, Т.71, №6, С.139-142.

59. Е.А.Нейфильд, В.Е.Архипов, Н.А.Тумалевич, Я.М.Муковский. / Поляронная прыжковая проводимость в монокристалле Lao 85Srn ,5MnO,. // Пис. в ЖЭТФ, 2001, Т.74, №11, С.556-8.

60. N. A.Tulina, S.A.Zver'kov, Ya.Mukovskii, D.A.Shulyatev. / Current swithing of resistive states in normal-metal-manganite single-crystal point contacts. //Europhys.Lett, 2001, V.56(6), P.836-841

61. Y.M.Mukovskii / Perovskites: Resistivity Behavior. // In "Encyclopedia of Materials: Science and Technology", 2001, Elsevier Science Ltd. P.6826-34.

62 A.N.Chaika, A.M.Ionov, K.A.Maslov, and Ya.M.Mukovskii. / Electron Spectroscopy of the Ln, jSrxMnOj (Ln = La, Ce, Pr, Eu) compounds. // Phys.Low-Dim.Struct., 2001, №11/12, P.201-210.

63. Я.М.Муковский. / Получение и свойства материалов с колоссальным магнетосопротивле-нием. // РХЖ (Ж. Рос. Хим. Об-ва им. Д.И.Менделеева), 2001, T.XLV, №5-6, С.32-41.

64. V.R.Galakhov, E.Z.Kurmaev, Ya.M.Mukovskii et al. / Mn 3s exchange splitting in mixed-valence manganites. // Phys.Rev.B, 2002, V.65, P.l 13102-1-4.

65. Y. Yuzhelevski, V. Markovich, Ya. M. Mukovskii et al. / Metastable conductivity in low doped manganites. // J.Appl Phys., 2002, V.91, №10, P.7397-99.

66. A.I Shames, E.Rozenberg, Ya. M. Mukovskii et al. / Electron magnetic resonance studies of magnetic inhomogeneities in crystalline and nanosized Lai iSr,MnOj. // J.Appl.Phys., 2002, V.91, №10, P.7929-31.

67. С.Ф.Дубинин, В.Е.Архипов, Я.М.Муковский и др. / Зарядовое упорядочение в манганитах La,,Sr,Mn03 (х = 0.15; 0.23).-ФММ, 2002, т.93, №3,с.60-69.

68. V. Markovich, Е. Rozenberg, Ya. М. Mukovskii et al. / Magnetic, transport, and electron magnetic resonance properties of Laos2Cao «МпОз single crystals. // Phys.Rev.B, 2002, V.65, №14, P.144402-1-8.

69. D.A.Shulyatev, A.A.Arsenov, Ya.M.Mukovskii et al. / Floating zone growth and properties of La, „А„МпОз single crystals (A = Ca, Sr). // J. Crystal Growth, V.237-239, P.810-814 (2002).

70. A.A.Arsenov, N.G.Bebenin, Ya.M.Mukovskii et al. / Absence of Polaron Conductivity in LaogBaozMnO,. // Phys. Stat Sol.(a), 2002, V.189, №3, P.673-6.

71. J.Mitra. A.K Raychaudhuri, N.Gayathri, Ya.M.Mukovskit. / Point contact spectroscopy of Lao75SrM5Mn03 (single crystal) and resistivity due to electron-phonon interaction. // Phys Rev.B, 2002, V.65, P.140406-1-4.

72. H.Szymczak, Yu.P.Gaidukov, Ya.M.Mukovskii et al. / Experimental studies of structural phase transition in LaoeSrcuMnOj single crystals. // JMMM, 2002, V.242-245, P.713-715.

73. M.Hennion, F.Moussa, Y. Mukovskii et al. / Spin wave anomalies interpreted as unusual mag-neto-vibrational modes in Lao 8Cao^Mn03. II Physica B, 2002, V.312-313, P.752-3.

74. С.Ф.Дубинин, В.Е.Архипов, Я.М.Муковский и др. / Разупорядочение быстрыми нейтронами соединений на основе LaMnOj. - ФММ, 2002, т.94, №6, с.44-52.

75. R. I. Zainullina, N. G. Bebenin, Ya. M. Mukovskii et al. ! Longitudinal sound velocity and internal friction in ferromagnetic Lai *Sr,MnOî single-crystal manganites. // Phys.Rev.B, 2002, V.66, P.064421-1-5.

76. R.Tamazyan, S.van Smaalen, A.Aisenov, Ya.Mukovskii. / Monoclinic structure of Lai xSr,Mn,03 (x = 0.212, z = 0.958). // Phys.Rev.B, 2002, V.66, P.224111-1-7.

77. F.LJBarkov, L. Ya.Vinnikov, N.A.Tulina, Y.MMukovskii, et al. / Observation of the magnetic structure in manganites by the high resolution Bitter technique. II Europhys.Lett., 2003, V.61(2), P.242-246.

78. С.Ф.Дубинин, В.Е.Архипов, С.Г.Теплоухов, Я.М.Муковский. / Ферромагнитная сверхструктура монокристалла манганита Lao83Sro 15МПО3. // ФТТ, 2003, Т.45, №1, С.113-118.

79. В.В.Машкауцан, Н.Г.Бебенин, Я.М.Муковский и др. / Эффект Холла в монокристаллах La1.,Sr1MnI03. // ФТТ, 2003, Т.45, №3, С.468-471.

80. C.P.Adams, J.W.Lynn, Y.M.Mukovskii, et al. / First-order nature of the ferromagnetic phase transition in (La-Ca)Mn03 near optimal doping. IIARXIV: Cond-mat/0304031.

81. V. Markovich, Ya. M. Mukovskii, G. Gorodetsky et al. / Pressure effects in magnetic and transport properties of LaosCao^MnOî single crystal. // JMMM, 2003, V.264, №1, P.70-74.

82. V. Markovich, Ya. M. Mukovskii, G. Gorodetsky et al. / Magnetic, electric and electron magnetic resonance properties of orthorbombic self-doped Lai-.МпОз single crystals. // J.Phys.: Cond.Mat., 2003, V.15, P.3985-4000.

83. Р.И.Зайнулпина, Н.Г.Бебенин, Я.М.Муковский и др. / Упругие и кинетические свойства монокристалла Lao75Bao25Mn03. // ФТТ, 2003, Т 45, №9, С.1671-75.

84. S.E.Lofland, S.M.Bhagat, Y.Mukovskii et al. / Magnetic study of phase separation and charge ordering in La, ,Sr,Mn03 near x = 0.5. // Sol.St.Com., 2003, V.127, №1, P.17-19.

85. V. Markovich, Y. Yuzhelevski, Ya.M. Mukovskii et al. / Nonlinear properties of ferromagnetic La1.xCa.MnO3 single crystals. // Eur.Phys.J.B, 2003, V.35, P.295-300.

86. Shames, E. Rozenberg, G. Gorodetsky, and Ya. M. Mukovskii. / Electron magnetic resonance in Lai „Са.МпОз (x = 0.18,0.20,0.22): Crossing through the boundary between ferromagnetic insulating and metallic ground states. U Phys. Rev.B, 2003, V.68, P. 174402-5.

87. Wei Li, G.Williams, Y.Mukovskii et al. / The observation of coincident first- and second-order magnetic transitions in single crystal Lao 7зСаоэтМпОз. // J. Phys.: Cond. Mat., 2004, V.16, P.L109-L114.

88. N. G. Bebenin, R. 1 Zainullina, Ya. M. Mukovskii, et al. / Electronic transport in ferromagnetic Lai.,Sr,Mn03 single-crystal manganites. II Phys.Rev.B, 2004, V.69. P.104434-9.

Цитированная литература

1 von Helmholt R., Wecker J., Holzapfel B. et al./ Giant negative magnetoresistance in perov-skitelike La2/3Bai,3MnO, ferromagnetic films // Phys. Rev. Lett.-1993.-V.71.-P.2331-2333

2 Jin S., Tiefei T. H„ McCormack M. et al. H Science.-1994.-V 264.-P.413 31.Mazin. Phys.Rev.Lett. 1999. - V.83. - P.1427

* DeGennes P.G./ Effects of Double Exchange in Magnetic Crystals II Phys. Rev.-1960.-V.l 18.-P.141-154

5 M.Hennion, F.Moussa, G.Bioutteau et al. Phys.Rev.Lett. 1998. - V.81. - P.1957

Формат 60 х 90 'Лб Бумага офсетная Тираж 100 экз.

Объем. 2,94 п. л. Заказ 453

Отпечатано с готовых оригинал-макетов в типографии Издательства «Учеба» МИСиС, 117419, Москва, ул. Орджоникидзе, 8/9 Тел.; 954-73-94,954-19-22 ЛР №01151 от 11.07.01

O/.&f

РНБ Русский фонд

2006-4 12615

/О

V"

1 з МАЙ 2004 V

1 ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ

1.1 Кристаллическая структура манганитов

1.2 Электронная структура

1.2.1 Ионная модель

1.2.2 Зонная модель

1.3 Магнитные свойства

1.3.1 Магнитные структуры

1.3.1.1 ЬаМпОз

1.3.1.2 Lai-хСахМпОз

1.3.1.3 Lai.xSrxMnOs

1.3.2 Температура Кюри, намагниченность и магнитная восприимчивость

1.3.2.1 Температура Кюри

1.3.2.2 Намагниченность

1.3.2.3 Магнитная восприимчивость

1.3.3. Эффект магнитострикции

1.3.4 Фазовые переходы, индуцированные магнитным полем

1.3.5 Модели магнетизма

1.4 Фазовое расслоение

1.5 Динамика рассеяния нейтронов

1.6 Транспортные свойства

1.6.1 Сопротивление и магнетосопротивление

1.6.1.1 Зависимость сопротивления от уровня легирования

1.6.1.2 Сопротивление при высоких температурах

1.6.1.3 Проводимость в ФМ состоянии при высоком уровне легирования

1.6.1.4 Поляроны. Роль эффекта Яна-Теллера

1.6.1.5 Влияние давления. Поляроны Зинера

1.6.1.6 Магнетосопротивление

1.6.2 Эффект Холла

1.6.3 Термоэдс

1.6.4 Теплопроводность

1.6.5 Модели проводимости

1.7 Теплоемкость

1.8 Теоретическое описание систем с двойным обменньпл взаимодействием

2 РОСТ МОНОКРИСТАЛЛОВ ЛЕГИРОВАННЫХ МАНГАНИТОВ ЛАНТАНА И ИССЛЕДОВАНИЕ ФАКТОРОВ, ВЛИЯЮЩИХ НА ИХ КАЧЕСТВО

2.1 Выбор метода роста монокристаллов легированных манганитов лантана

2.2 Установка роста монокристаллов

2.3 Приготовление заготовок для зонной плавки

2.4 Рост монокристаллов

2.4.1 Рост монокристаллов нелегированного ЬаМпОз

2.4.2 Рост монокристаллов Lai-xSixMnOs

2.4.3 Рост монокристаллов Lai-хСахМпОз

2.4.4 Рост монокристаллов ЬаьхСахМпОз (х > 0.2) с использованием метода "движущегося растворителя"

2.4.5 Рост монокристаллов Lai-xBaxMnOs

2.5 Изучение влияния концентрационных неоднородностей на электрофизические свойства монокристаллов

2.6 Результаты и выводы по главе

3 ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРНЫХ, МАГНИТНЫХ И ТРАНСПОРТНЫХ СВОЙСТВ МОНОКРИСТАЛЛОВ Lai.xAxMnOs (А = Sr, Са, Ва, 0)

3.1 Система Lai.xSrxMnOs

3.1.1 Кристаллическая и магнитная структура соединений с х <

3.1.1.1 Структурные и магнрггные фазовые переходы в Lao,9Sro,iMn

3.1.1.2 Ферромагнитная сверхструктура Lao.gjSro.isMnOs

3.1.2 Магнитные свойства соединений с х <

3.1.2.1 Низкотемпературные магнрггные свойства. Гетерогенное и гомогенное магнитное состояние в Lao,9Sro,iMn

3.1.2.2 Температурные зависимости намагниченности LacgSfo.iMnOs

3.1.3 Влияние давления и магнитного поля и транспортные свойства Lao,9Sro,iMn

3.1.4 Магнитные свойства соединений сх>

3.1.4.1 Поведение намагниченности Ьао.тЗгсзМпОз при низких температурах

3.1.4.2 Критические явления в Ьао.тЗгсзМпОз

3.1.4.3 Спиновая динамика Ьа^хЗгхМпОз, х = 0,2, 0,

3.1.5 Транспортные свойства

3.1.5.1 Температурная зависимость сопротивления в Ьао.твЗго.ггМпОз

3.1.5.2 Эффект Холла в соединениях с х = 0,15, 0,20, 0,

3.1.5.3 Точечная контактная спектроскопия Ьао.758го.25МпОз

3.1.6 Связь магнитного превращения и транспортных свойств Ьао.88го.2МпОз

3.1.7 Высокочастотные свойства

3.1.7.1 Ферромагнитный антирезонанс в Ьзо.тЗго.зМпОз

3.1.7.2 Электронный парамагнитный резонанс в ЬаьхЗгхМпОз, х = 0,1, 0,2, 0,

3.1.7.3 Естественный ферромагнитный резонанс в Lao,9Sro,iMn

3.1.7.4 Критическое поведение электронного парамагнитного резонанса

3.1.7.5 Особенности высокочастотного поглощения в Ьао.вЗгодМпОз

3.1.8 Спиновая поляризация в Ьао.тЗгозМпОз

3.1.9 Результаты и выводы по разделу

3.2 Система Lai.xCaxMnOa

3.2.1 Влияние давления на магнитные и транспортные свойства Lao.gzCao. 18МпОз и Lao.gCao.zMnOa

3.2.2 Нелинейность сопротивления

3.2.3 Изучение LauxCaxMnOs методом рассеяния нейтронов

3.2.3.1 Кристаллографическая и магнитная структура

3.2.3.2 Спиновая динамика и магнитная неоднородность в ЬаьхСахМпОз,

3.2.3.3 Магнето-вибрационные моды в Lao.gCao.aMnOs

3.2.3.4 Зарядовые корреляции и поляроны в Ьао.тСзо.зМпОз

3.2.3.5 Особенности перехода в ФМ состояние в Ьао.тСасзМпОз

3.2.4 Одновременное наблюдение магнитных переходов и рода в монокристалле Ьао.7зСао.27МпОз

3.2.5 Туннельная контактная спектроскопия Ьао.7Сао.зМпОз и La о.758го.2зМпОз

3.2.6 Результаты и вьгеоды по разделу

3.3 Система Lai -хВ ахМпОз

3.3.1 Структурные и магнитные фазовые переходы в Lao,gBao,2Mn

3.3.2 Транспортные свойства Lai-xBaxMnOa

3.3.2.1 Свойства Lao,8Bao,2Mn

3.3.2.2 Свойства LaojsBao^sMnOs

3.3.3 Влияние давления на магнитные и транспортные свойства Lao.gB ао.2МпОз

3.3.4 Результаты и выводы по разделу

3.4 Система Lai -хМпОз

4 ПОЛУЧЕНИЕ ТОНКИХ ПЛЕНОК ЛЕГИРОВАННЫХ МАНГАНИТОВ ЛАНТАНА И ИХ СВОЙСТВА

4.1 Получение тонких пленок легированных манганитов лантана

4.1.1 Приготовление мишеней

4.1.2 Метод ионно-плазменного распыления в системе сдвоенных катодов

4.1.3 Методы исследования тонкоплёночных образцов

4.2 Влияние параметров роста эпитаксиальных тонких пленок легированных манганитов лантана на их макро и микрострутуру

4.3 Транспортные свойства эпитаксиальных тонких плёнок Lao,7(Ca,Sr)o,3Mn

4.4 Поликристаллические тонкие пленки

4.5 Магнитооптический эффект Фарадея в пленках Lao,7Sro,3Mn

4.6 Результаты и выводы по главе

В последнее десятилетие широкое внимание исследователей привлек к себе новый класс соединений, получивший название материалов с колоссальным магнетосопротивлением (ICMC). Эффект КМС, который заключается в уменьшении электросопротивления материала на несколько порядков, был обнаружен в легированных манганитах лантана в 1993 г. [1, 2] Эти соединения имеют состав КЕьхАхМпОз+у, где RE и А - атомы редкоземельных и двухвалентных элементов соответственно, они обладают структурой перовскита и имеют смешанную валентность Мп (Мп^ "^ и Мп'*"^ ). Их свойства чувствительны к способам их получения, в том числе и к последующей термообработке.Легированные манганиты лантана относятся к сильно коррелированным системам, в которых электронная, магнитная и решеточная подсистемы тесно связаны между собой.В настоящее время эти материалы используются в керамическом виде как высокотемпературные проводники и термопарные электроды для электрохимических устройств [4], и в качестве катализаторов.В манганитах лантана обнаружен магнитооптический эффект Фарадея [5], что дает основание для создания на их основе устройств с магнитооптическими преобразователями. Также в этих материалах наблюдалась сильная поляризация носителей [6], поэтому они рассматриваются как перспективные для разработки спинового (управляемого магнитным полем) транзистора [7]. В отличие от прототипов, вьшолненных на основе слоистых структур, работающих лишь при низких температурах и имеющих значительные токи утечки, спиновый транзистор, созданный на основе легированных манганитов лантана, обладающих не только КМС, но и высоким абсолютнь»! сопротивлением, свободен от этих недостатков. Вместе с тем, использование наблюдавшегося в последнее время эффекта поляризированного туннелирования через слои этих соединений, в том числе и туннелирования сверхпроводящих электронов, дает основания для разработки нового класса приборов, основанных на этом эффекте.Цель работы - экспериментальное исследование соединений ЬаьхАхМпОз (А = Са, Sr, Ва), которое включало получение структурно совершенных образцов, изучение их структуры, магнитных и транспортных свойств, установление их взаимосвязи; - разработка лабораторной технологии получения монокристаллических объемных и тонкопленочных образцов этих соединений и вьмснение возможности создания на их основе датчиков магнитного поля и устройств, управляемых магнитным полем.

Выводы

Разработаны лабораторные технологии получения высококачественных монокристаллов и эпитаксиальных тонких пленок соединений Ьа1хАхМпОз (А - Са, Sr, Ва), что дало возможность более детального исследования структурных, магнитных и транспортных свойств легированных манганитов лантана.

Проведено комплексное экспериментальное исследование соединений Ьа1.хАхМпОз (А = Са, Sr, Ва). Получены структурные, магнитные и электрические характеристики этих соединений. Установлены зависимости механизмов формирования магнитного состояния и механизмов электропроводности легированных манганитов лантана от их структуры и состава.

Полученные данные экспериментальных исследований легированных манганитов лантана дают возможность заключить, что эти материалы могут служить основой для разработки нового класса устройств, управляемых магнитным полем.

Создано новое научное направление - влияние магнитного поля на транспортные свойства сильно коррелированных систем, с целью создание на их основе датчиков магнитного поля и устройств, управляемых магнитным полем.

Благодарности

Автор выражает признательность и приносит благодарность Ю.Х. Векилову, А. А. Арсенову, С.Г. Карабашеву, А.С. Нигматулину, А.В. Шматку, Д. А. Шулятеву, всем сотрудникам Лаборатории синтеза и изучения материалов с новыми физическими свойствами Московского государственного института стали и сплавов, а также сотрудникам орга-низаций-колаборантов, которые принимали участие в проведении настоящей работы по исследованию материалов с колоссальным магнетосопротивлением, проводившейся при поддержке грантов МНТЦ и РФФИ.

Заключение

Впервые проведено систематическое комплексное изучение нового класса соединений, - легированных манганитов лантана, - с целью создания на их основе устройств, управляемых магнитным полем.

Легированные манганиты лантана относятся к сильно коррелированным системам, в которых электронная, магнитная и решеточная подсистемы тесно связаны между собой. Так как реальная структура образцов сильно влияет на многие физические свойства манганитов лантана, то для выявления вкладов различных механизмов необходимо было получение совершенных монокристаллических образцов.

Эта задача была решена применением метода бестигельной зонной плавки (БЗП) с радиационным нагревом. Была разработана лабораторная технология роста манганитов лантана, получены монокристаллы Lai.xAxMn03, А = Sr, Са, Ва с х = 0 - 0,3, качество которых позволило провести комплексное изучение их физических свойств. Это дало возможность составить довольно полную картину процессов, происходящих в жтих соединениях, установить связь между различными свойствами, предложить и объяснить некоторые физические механизмы на микроуровне.

Получены монокристаллы соединений Lai.xAxMn03, А = Са, Sr, Ва высокого качества, многие из них впервые, и исследованы их структурные, магнитные и транспортные свойства. Впервые получены монокристаллы Ьа1-хВахМпОз, обнаружены и исследованы фазовые переходы в соединениях этой системы.

Установлена связь изменений магнитных и транспортных свойств со структурными превращениями в соединении Lao.9Sro.iMn03. Магнитное состояние монокристаллического образца Lao,9Sro,iMn03 при низких температурах не является гомогенным, а представляет собой смесь ферромагнитной (ФМ) и антиферромагнитной (АФМ) фаз, последняя распределена в ФМ фазе в виде включений, размер которых составляет 10-20 нм. С ростом внешнего магнитного поля АФМ включения переходят в ФМ состояние.

Методом упругого рассеяния тепловых нейтронов показано, что в соединении Lao,85Sro,i5Mn03 наряду с известным ферромагнитным упорядочением имеет место ферромагнитная сверхструктура с волновым вектором (010), что является следствием зарядово

3+ 4+ го упорядочения ионов Мп и Мп в данном соединении по типу "1/8".

Для соединения Ьао^го.зМпОз методом измерения намагниченности определены Тс и критические индексы у, и 5. Полученные значения критических показателей не полностью согласуются как с моделью Гейзенберга, так и с другим универсальным классом, для которого обменное взаимодействие J (г) меняется между г45.

Методом неупругого рассеяния нейтронов на монокристаллах соединений Lai-xSrxMn03, х = 0,2, 0,3, показано, что длинноволновые возбуждения являются обычными спиновыми волнами с законом дисперсии Е = А + D(T)q2, где А < 0,02 мэВ, Dj=o = 166,8 + 1,51 мэВ*А2 для х = 0,2 и Dt=o = 176 ± 5,0 мэВ*А2 для х = 0,3. Таким образом, они являются мягкими изотропными ферромагнетиками с Тс - 305,1 К и критическим индексом Р =0,29 ± 0,01 для х = 0,2 и Тс = 350,8 К и Р =0,30 ± 0,02 для х = 0,3.

Получены температурные зависимости нормального и аномального коэффициентов Холла, а также холловской подвижности носителей тока в монокристаллах соединений Lai-xSrxMn03 (х = 0.15, 0.20 и 0.25). Показано отличие в природе проводимости между слабо и сильнолегированными соединениями.

Методом точечной контактной спектроскопии показано, что в манганитах Lao.7jSro.2jMn03 сопротивление в металлическом состоянии при низких температурах в основном обусловлено вкладом оптических фононов в области 40-80 мэВ.

Методом туннельной контактной спектроскопии определены плотности состояний вблизи уровня Ферми в монокристаллах ЬаолСао.зМпОз и Lao.7jSro.2sMn03. Обнаружена псевдощель на уровне Ферми, по-видимому, как следствие переноса спектрального веса между хаббардовской зоной и зоной свободных электронов.

Методом андреевского отражения показано, что транспортная спиновая поляризация в Ьао.78го.зМпОз составляет от 58% до 92%, а само соединение является транспортным полуметаллическим ферромагнетиком.

Методом неупругого рассеяния нейтронов на монокристаллах соединений Ьа1.хСахМпОз, 0,1 <х < 0,2, показано, что соединения с х = 0,1, 0,125 и 0,2 характеризуются тремя различными областями поведения магнитного основного состояния в направлении перехода изолятор-металл. Установлено наличие ФМ неоднородностей двумерного характера и зарядовой сегрегации. Картина сегрегации отличается от картины фазового расслоения с ФМ и АФМ состояниями, предсказанного теорией. В качестве взаимодействия, осуществляющее такое поведение, было предложено диполь-дипольное взаимодействие между магнитными поляронами. Увеличение х ведет к исчезновению АФМ структуры А-типа, при этом одновременно происходят два процесса: уменьшение константы АФМ спаривания h (h = 0 при х =0,125) и рост ФМ кластеров с предполагаемой перколяцией кластеров с большой концентрацией дырок. Магнитная перколяция не совпадает с перколяцией для проводимости, так как при низкой температуре соединение остается изолятором.

В Ьао^Сао.гМпОз обнаружен новый тип взаимодействия - магнон-фононное взаимодействие малого масштаба, характеризуемое магнето-вибрационными модами.

При исследовании спиновой динамики в соединении ЬаолСаозМпОз установлена связь между особенностями формирования ФМ состояния и поляронами. Установлено, что причиной перехода первого рода в ФМ состояние в системе Ьа1.хСахМпОз является образование поляронов, которые захватывают носители заряда и делают соединение непроводящим. Именно образование поляронов, а не изменение магнитного взаимодействия, приводит к тому, что переход при Тс является переходом первого рода.

Установлено, что механизм электропроводности в соединениях ЬаьхАхМпОз, А = Са, Sr, Ва, в окрестности перехода в ФМ состояние не является универсальным. Тогда как в соединениях Ьа1хСахМпОз в окрестности температуры Кюри (Тс) проводимость осуществляется поляронами, то в Ьа1-хВахМпОз преобладающим механизмом проводимости является активация на край подвижности.

Разработана лабораторная технологиг получения эпитаксиальных тонких пленок манганитов лантана. Получены эпитаксиальные тонкие пленки соединений Lai-xAxMn03, А = Са, Sr, на различных подложках, исследованы их структурные, магнитные и транспортные свойства.

Показано, что манганиты лантана могут рассматриваться как перспективные в следующих новых областях:

- для создания датчиков магнитного поля;

- для разработки спинового (управляемого магнитным полем) транзистора, и других устройств, основанных на эффекте сильной поляризации носителей тока;

- для создания магнитооптических преобразователей с использованием сильного магнитооптического эффекта.

1.von Helmholt R., Wecker J., Holzapfel B. et al. Giant negative magnetoresistance in perovskitelike Ьаг/зВаюМпО* ferromagnetic films//Phys. Rev. Lett.-1993.-V.71.-P.2331-2333.у

2. Jin S., Tiefel Т. H., McCormack M. et al. Thousandfold change in resistivity in magnetoresistance La-Ca-Mn-0 films.//Science.-1994.-V.264.-P.413-416.

3. Lawier J.F., Lunney J.G., Coey J.M.D. Magneto-optic Faraday effect in (LaixCax)Mn03 films//Appl. Phys. Lett.-1004.-V.65.-N.23.-P.3017-3018.

4. Park J.HVescovo E., Kim H.J., et al. Direct evidence for a half-metallic ferromagnet//Nature. -1998.-V.392.-P.794-796.

5. Prinz G A. Spin-Polarized Transport//Phys. Today.-1995.-V.48.-P.58-59.

6. Jonker G.H.,Van Santen J.H. Ferromagnetic compounds of manganese with perovskite structure.// Physica. -1950.-V.16.-№3. -P.337-349.

7. Jonker G.H.,Van Santen J.H. Magnetic compounds with perovskite istructure. (II. Magnetic properties). // Physica. -1950.-V.16.-P.599-608.

8. Volger J. Further experimental investigations on some ferromagnetic oxide compounds of manganese with perovskite structure//Physica-1954.-V.20-P. 49-52.

9. Jonker G.H. Magnetic compounds with perovskite istructure. IV. (Conducting and nonconducting compounds)//Physica-1956.-V.22-P.707-722.

10. Bertaut P.RForrat F. Sur les deformations dans les perovskites a base de terres rares et d'elements de transition trivalents//Le Journal de Physique et le Radium-1956-V. 17.-N.2 -P. 129-131.

11. Yakel H.L. On the structures of some compounds of the perovskite type//Acta Cryst -1955-N.8.-P.394—398.

12. Harwood M.G. The crystal structure of Lanthanum-Strontium Manganites //Proc.Phys.Soc.B.—1955.-V.68.-Pt.9.-N.429.-P.586-592.

13. Gilleo M.A. Crystallographic studies of perovskite-like compounds. III. La(Mx,Mni-x)03 with M=Co, Fe and Cr//Acta Cryst.-1957.-V.10-P. 161-167.

14. Vickery R.C., Klann A. Crystallographic and magnetic studies ion AB03 group compounds of Lanthanon and Manganese Oxides//J.Chem.Phys.-1957.-V.27-N.5-P.l 161-1163.

15. Wollan E.O., Koehler W.C. Neutron Diffraction Study of the Magnetic Properties of the Series of Perovskite-Type Compounds (l-x)La, xCa.Mn03//Phys. Rev.-1955.-V.100.-P.545-563

16. Searle C. W., Wang S. T. Studies of the ionic ferromagnet (LaPb)Mn03. III. Ferromagnetic resonance studies//Can. J. Phys.-1969.-V.47.-P.2703-2705.

17. Searle C.W., Wang, ST. Studies of the ionic ferromagnet (LaPb)Mn03. V.Electric ferromagnetic properties//Can. J. Phys.-1970.-V.48.-P.2023-2031.

18. Изюмов Ю. А., Скрябин Ю. H. Модель двойного обмена и уникальные свойства манга-нитов//УФН-2001.-Т. 171-N.2.-C. 121-148.

19. Anderson P.W. and Hasegawa Н. Considerations on Double Exchange // Phys. Rev-1955 -V.100.-P. 675-681.

20. DeGennes P.G. Effects of Double Exchange in Magnetic Crystals // Phys. Rev-1960-V.118.-P. 141-154.

21. Нагаев Э.Л. Манганиты лантана и другие магнитные проводники с гигантским магнето-сопротивлением //УФН-1996.-Т. 166-В.8.-С.833-859.24Горьков Л.П. Решеточные и магнитные эффекты в легированных манганитах. // УФН. -1998. Т. 168. - В.6. - С.665-671.

22. Cullen J.R., and Callan Е., Alan H.L. Indirect Exchange in Semiconductors//Phys. Rev-1968.-V.170.-P.733-738.

23. Goodenough J.B. Theory of the role of covalence in the perovskite-type manganites//Phys. Rev. 1955.-V. 100.-P.564-573.

24. Kanamori J. Superexchange interaction and symmetry properties of electron orbitals//J. of Phys. Chem. Solids-1959.-V.10.-P.87-98.

25. Chahara K., Ohno Т., Kasai M., and Kozono Y. Magnetoresistance in magnetic manganese oxide with intrinsic antiferromagnetic spin structure//Appl. Phys. Lett.-1993.-V.63.-P.1990-1993.

26. Matsumoto G. Study of (Lai.xCax)Mn03. I. Magnetic structure of ЬаМпОз.//! Phys. Soc. Jap.-1970.-V.29.-N.3.-P. 609-622.

27. Bogush A.K., Pavlov V.I., Balyko L. V. Structural phase transitions in the ЬаМпОз+а system. // Crystal Res. and Technol.-1983.-V.18-N.5.-P.589-598

28. Yamada Y., Hino O., Nondo S. et al. Polaron Ordering in Low-Doping LaixSrxMn03 //Phys. Rev. Lett-1996—V.77.-P.904—907.

29. Rodriguez-Carvajal J., Moussa F., Hennion M. Neutron-diffraction study of the Jahn-Teller transition in stoichiometric ЬаМпОз//Phys. Rev. В -1998.-V.57.-P.R3189-R3192.

30. Van Roosmalen J.A.M., Cordfunke E.H.P., Helmodt R.B. The defect chemistry of LaMn03±6. // J. Solid State Chem.-1994.-V.l 10.-P. 100-117.

31. Voorhoeve R.J.H., Remeika J.P., Trimble L. et al. // J.Sol.St.Chem.-1975.-V.14.-P.395-398.

32. Islam M S., Cherry M.and Winch L. Defect chemistry of LaB03 (B=A1, Mn or Co) perovskite-type oxides//J. Chem. Soc., Faraday Trans.-1996.-V.92.-P.479-482.

33. Asamitsu A., Moritomo Y., Kumai R. et al. Magnetostructural phase transitions in Lai-xSr^MnCb with controlled carrier density//Phys. Rev. B.-1996.-V.54.-P. 1716-1723.

34. Hwang H.Y., Cheong S.W., Radaelli P.G. et al. Lattice Effects on the Magnetoresistance in Doped LaMn03//Phys. Rev. Lett.-1995.-V.75.-P.914-917.

35. Martin M., Shirane G., Ednoh Y. et al. Magnetism and structural distortion in the Lao.vSrojMnCb metallic ferromagnet//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P. 14285-14290

36. Radaelli P.G., Marezio M., Hwang H.Y. et al. Charge localization by static and dynamic distortions of the МпОб octahedra in perovskite manganites//Phys. Rev. B.-1996.-V.54.-P.8992-8995

37. Jirak Z., Krupicka S., Simsa Z. et al. Neutron diffraction study of Рг1.хСа*МпОз perovskites//J. Magn. Magn. Mater-1985.-V.53.-P. 153-158.

38. Tomioka Y., Asamitsu A., Tokura Y. et al. Magnetic-field-induced metal-insulator phenomena in Рг1дСахМпОз with controlled charge-ordering instability//Phys. Rev. B.-1996 -V.53 -P.R1689-R1692.

39. Chen C.H. and Cheong S.W. Commensurate to Incommensurate Charge Ordering and Its Real-Space Images in Lao.5Cao.5Mn03//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.76.-P.4042-4045.

40. Mori S., Chen C.H. and Cheong S.W. Paired and Unpaired Charge Stripes in the Ferromagnetic Phase of Lao.5Cao.5Mn03//Phys. Rev. Lett.-1998.-V.81.-P.3972-3975.

41. Mori S., Chen С. H., Cheong S.W. Pairing of charge-ordered stripes in (La,Ca)Mn03//Nature.-1998.~V.392.-P.473-479.

42. Tomioka Y., Asamitsu A., Moritomo Y. et al. Collapse of a Charge-Ordered State under a Magnetic Field in Pri/2Sri/2Mn03//Phys. Rev. Lett.-1995.-V.74.-P.5108.-5111.

43. Caignaert V., Milange F., Hervieu M. et al. The manganite Ndo.sSro.sMnOs: A rare distortion of the perovskite//Solid St. Commun.-1996.-V.99.-P.173-176.

44. Endoh Y., Hirota K., Maekawa S. et al. Transition between Two Ferromagnetic States Driven by Orbital Ordering in LaossSro iiMnOa/ZPhys. Rev. B.-1999.-V.82-P.4328^1331.

45. Inami Т., Hino O., Nohdo S. et al. Charge ordering in low-doping rate Ai.xBxMn03 (A: La, Pr; B: Sr, Ca^^Physica В-1998.-V.241.-P.433-435.

46. Huang Q., Santoro A., Lynn J.W. Structure and magnetic order in Lai.xCaxMn03 (0<x < 0.33)//Phys. Rev. B.-1998.-V.58.-P.2684-2691.

47. Chatteiji Т., Mandal P., Bandyopadhyay B. et al. Jahn-Teller transition in LaixSrxMn03 in the low-doping region (0<r<0.1)//Phys. Rev. B.-2002.-V.66.-P.054403.1-8.

48. Наши В.Е.Кристаллические и магнитные структуры орторомбических магнетиков //ФММ.-1988.-Т.85.-№6-с.5-22 и др

49. Goodenough J. В., and Longho J. //Berlin: Springer. 1970-Landholdt-Bornstciii group III, V.4a55 .Burns R. G. Mineralogical Applications of Crystal Field Theory//Second ed. (London: Cambridge University Press). 1992. - 322 p.

50. Sun J.Z., Abraham D.W., Rao R.A. and Eom C.B. Thickness-dependent magnetotransport in ultrathin manganite films//Appl. Phys. Lett-1999-V.74.-P.3017-3020.

51. Okimoto Y., Katsufiiji Т., Ishikawa T. et al. Anomalous Variation of Optical Spectra with Spin Polarization in Double-Exchange Ferromagnet: LaixSrxMn03//Phys. Rev. Lett-1995-V.75.-P. 109-112.

52. Chainani A., Mathew M. and Sarma D.D. Electron spectroscopic investigation of the semiconductor-metal transition in LaixSrxMn03//Phys. Rev. B.-1993.-V.47.-P. 15397-15403.

53. Park J.-H., Chen C.T., Cheong S.-W. et al. Electronic Aspects of the Ferromagnetic Transition in Manganese Perovskites//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.76.-P.4215^1218

54. Saitoh Т., Bocquet A. E., Mizokawa T. et al. Electronic structure of Lai*Sr*Mn03 studied by photoemission and x-ray-absorption spectroscopy//Phys. Rev. В-1995.-V.51.-P. 13942-13945.

55. Pickett W.E. and Singh D.J. Electronic structure and half-metallic transport in the Lai-xCa^MnOs system//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P. 1146-1160.

56. Pickett, W. E., and Singh, D. J. //Europhys. Lett. 1995,- V. 32,-P. 759-762

57. Mizokawa T. and Fujimori A. Description of Spin and Charge Domain Walls in Doped Perovskite-Type 3d Transition-Metal Oxides Based on Superexchange Interaction//Phys. Rev. Lett.-1995.-V.80.-P. 1320-1323.

58. Mizokawa T. and Fujimori A. Electronic structure and orbital ordering in percvskite-type 3d transition-metal oxides studied by Hartree-Fock band-structure calculations//Phys. Rev. B-1996,—V.54.-P. 5368-5371.

59. Tobola J., Kaprzyk S. and Pierre J. Effect of alloying with Ca in LaMn03 system studied by KKR-CPA method and giant magnetoresistance//Acta Phys. Polonica A.-1997.-V.92.-P.461-465.

60. Sarma D., Shanthi N., Barman S. et al. Band Theory for Ground-State Properties and Excitation Spectra of Perovskite LaM03 (A/= Mn, Fe, Co, Ni)//Phys. Rev. Lett-1995.-V.75-P. 1126-1128.

61. Satpatny S., Popovic Z.S. and Vokajlovic F.R. Electronic Structure of the Perovskite Oxides: LaixCaxMn03//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.76.-P.960-963.

62. Moussa F., Hennion M., Rodriguez-Carvajal J. et al. Spin waves in the antiferromagnet perovskite LaMn03: A neutron-scattering study//Phys. Rev. В -1996.-V.54 -P. 15149-15155.

63. Mazzaferro J., Balseiro C.A. and Alascio B.J. Itinerant electron theory of transition metal compounds of mixed valency: Lai.xSrxMn03//J. of Phys. Chem. Solids-1985-V.46.-P.1339-1342.

64. Allub R. and Alascio B. Effect of disorder on the magnetic and transport properties of Lai.xSrxMn03//Sohd St. Commun.-1996.-V.99.-P.613-617.

65. Allub R and Alascio B. Magnetization and conductivity for LaixSrxMn03-type crys-tals//Phys. Rev. B.-1997.-V.55.-P. 14113-14115.

66. Urushibara A., Morimoto Y., Arima Т., et al. Insulator-metall transition and giant magnetore-sistance in LaixSrxMn03//Phys. Rev. B.-1995.-V.51, p.14103-14109.

67. Mahendiran R, Mahesh R, Rangavittal N. Structure electron-transport properties and giant magnetoresistance of hole-doped LaMn03 systems et al.//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P.3348-3357.

68. Arulraj A., Mahesh Subbanna G. N. et al. Insulator-Metal Transitions, Giant Magnetoresistance and Related Aspects of the Cation-Deficient LaMn03 Compositions Lai-deitaMn03 and LaMni.deha03//J. Solid State Chem.-1996.-V.127.-P.87-91.

69. Hennion M., Moussa F., Biotteau G et. al. Liquidlike Spatial Distribution of Magnetic Droplets Revealed by Neutron Scattering in LaixCaxMn03//Phys. Rev. Lett.-1998.-V.81.-P.1957-1960.

70. Radaelli P.G., Cox D.E., Marezio M. et al. Simultaneous structural, magnetic, and electronic transitions inLaixCaxMn03 withx=0.25 and 0.50//Phys. RevLett-1995- V.75.-P.4488-4491.

71. Argyriou D.N., Mitchel J.F., Potter C.D. Lattice Effects and Magnetic Order in the Canted Ferromagnetic Insulator La0.875Sr0.i25MnO3±deha//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.76.-P.3826-3829.

72. Kawano H., Kajimoto R, Kubota M. et al. Canted antiferromagnetism in an insulating lightly doped Lai.xSrxMn03 withx<0.17//Phys. Rev. B-1996.-V.53.-P.2202-2205.

73. Kawano H., Kajimoto R., Kubota M., and Yoshizawa H. Ferromagnetism-induced reentrant structural transition and phase diagram of the lightly doped insulator LaixSrxMnC>3 (x < 0.17) //Phys. Rev. B-1996 -V.53.-P.R14709-R14712.

74. Vasiliu-Doloc L., Lynn J.W., Moudden A.H. et al. Structure and spin dynamics of Lao.ssSro.isMnCV/Phys. Rev. B-1998-V.58.-P. 14913-14921.

75. Xiong X., Dabrowski В., Chmaissem O. et al. Correlation between coherent Jahn-Teller distortion and magnetic spin orientation in Lai-xSr^MnCV/Phys. Rev. B-1999.-V.60.-P.10186-10192.

76. Havinga E. E. Magnetic interactions between Mn3+ ions in perovskites//Philips Res. Rep-1966.-V.21—P.432—435.

77. Bokov V.A., Grigoryan, N.A., Bryzhina, M.V. and Tikhonov V.V. // Phys. Stat. Sol-1968.-V.28-P.835-840

78. Sharma N., Nigam A. K., Pinto R. et al. Giant magnetoresistance studies on La<o.8-*)R*Sro.2Mn03 thin films (R = Pr, Nd, Gd, Ho)//J. Magn. Magn. Mater.-1997.-V. 166-P.65-68.

79. Sun J. R., Rao G. H., Liang J. K., Zhou W.Y. Lattice effects on the magnetic and transport properties of La2/3-xNdxCai/3Mn03//Appl. Phys. Lett.-1996.-V.69.-P.3926-3928.

80. Thomas R.M., Ranno L., Coey J.M.D. Transport properties of (Smo.7Ao.3)Mn03 (A=Ca2+, Sr24", Ba2+, Pb2+)//J. Appl. Phys.-1997.-V.81.-P.5763-5765.

81. Mahendiran R., Mahesh R., Raychaudhuri A. K. et al. Effect of Y substitution in La-Ca-Mn-O perovskites showing giant magnetoresistance//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P.12160-12165.

82. Moritomo Y., Kuwahara H., Tomioka Y. and Tokura Y. Pressure effects on charge-ordering transitions in Perovskite manganites//Phys. Rev. B.-1997.-V.55.-P.7549.-7556.

83. Singh S. K., Palmer S., Paul D. M., Lees M. R. Growth, transport, and magnetic properties of Рго.бтСаоззМпОз thin films//Appl. Phys. Lett.-1996.-V.69.-263-265.

84. Blasco J., Garcia J., de Teresa J. et al. Structural, magnetic, and transport properties of the giant magnetoresistive perovskites La2/3Cai/3MnixAlx03<fefta //Phys. Rev. B.-1997 -V.55-P.8905-8910.

85. Maignan A., Martin C., Raveau B. Substitution of manganese by trivalent and tetravalent elements in the CMR perovskites Pri-x(Ca,Sr)xMn03//Z. Phys. B.-1997.-V. 102.-P. 19-22.

86. Ju H.L. and Sohn H Magnetic inhomogeneity and colossal magnetoresistance in manganese oxides//J. Magn. Magn. Mater-1992.-V.167.-P.200-205.

87. Hirota K., Kaneko N., Nishizawa A. and Endoh Y.J. Two-Dimensional Planar Ferromagnetic Coupling in LaMnQ3//J. Phys. Soc. Jap.-1996-V.65.-P.3736-3739.

88. Ghosh К., Greene R.L., Mukovskii Ya.M. et al. Critical Phenomena in the Double-Exchange FerromagnetLao A sA/wOs/ZPhys. Rev. Lett.-1998.-V.81-P.4740-4745.

89. Heffner R.H., Le L.P., Hundley M.F. et al. Ferromagnetic Ordering and Unusual Magnetic Ion Dynamics inLao.67Cao.33Mn03//Phys. Rev. Lett-1996-V.77-P.1869-1872.

90. Leung L. K., Morrish A. H., Searle C. W. // Can. J. Phys.- 1969.-V.47.-P.2697-2701

91. Archibald W., Zhou J.-S. and Goodenough J. B. First-order transition at 7c in the orthoman-ganites//Phys. Rev. B-1996.-V.53.-P. 14445-14449.

92. Lu Q., Chen С. C. and de Lozanne A. Observation of Magnetic Domain Behavior in Colossal Magnetoresistive Materials With a Magnetic Force Microscope//Science.-1997.-V.276.-P.2006-2010.

93. Lotgering, F. // Philips Res. Rep 1970.-V.25.-P.8-14.10°. Sun J.Z., Kruzin-Elbaum L., Gupta A. et al. Does magnetization in thin-film manganates suggest the existence of magnetic clusters?//Appl. Phys. Lett-1996-V.69.-P. 1002-1006.

94. Borges R.P., Ott F., Skumriev V., Coey J.M.D., Arnaudas J.I., Ranno L. Field-induced transition in the paramagnetic state of (Smo.65Sro.35)Mn03 associated with magnetic clusters//Phys. Rev. B.-l 999.-V.81 .-P.4640-4647.

95. Oseroff, S.B., Torikachvili M. et al. Field-induced transition in the paramagnetic state of (Smo.6sSro.3s)Mn03 associated with magnetic clusters//Phys. Rev. В-1996.-V.53.-P.6521-6525.1Г11

96. Fontcuberta J., Martinez В., Obradors X., et al. Magnetic properties of colossal magnetoresistive manganese oxides//! Appl. Phys.-1996.-V.79.-P. 5182.-5186.

97. Arnold Z., Kamenev K., Ibarra M., et al. Pressure effect on yttrium doped Lao.6oYo.o7Cao.33Mn03 compound//Appl. Phys. Lett.-1995.-V.67.-P.2875-2880.

98. Hwang H., Palstra T.T.M., Cheong S.-W. and Batlogg Pressure effects on the magnetoresis-tance in doped manganese perovskites//Phys. Rev. B.-1995 -V.52.-P. 15046- 15049.

99. Tamura S. Effect of hydrostatic pressure on the magnetic transition temperature of mixed-valence perovskite (Lao.8Cao.2)Mn03V/J- Magn. Magn. Mater.-1983.-V.31-34.-P.805-809.

100. Campbell A.J., Balakrishnan G., Lees M.R. Single-crystal neutron-diffraction study of a structural phase transitioninduced by a magnetic field in Lai-xSrxMn03//Phys. Rev. B-1997 -V.55.-P.R8622-R8225.

101. Tokura Y., Kuwahara H., Moritomo Y. et al. Competing Instabilities and Metastable States in (Nd,Sm)i/2Sri/2Mn03//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.76.-P.3184-3187.

102. Иб. Yoshizawa H., Kawano H., Tomioka Y. and Tokura Y. Neutron-diffraction study of the magnetic-field-induced metal-insulator transition in Pr0.7Ca0.3MnO3//Phys. Rev. B.-1995-V.52.-P. 13145-13149.

103. Lawler J.F., Coey J.M.D., Lunney J.G. and Skumryev V. Pulsed laser deposition of thin films ofLai-xCaxMn03//J. Phys.: Condens. Matter-1996-V.8.-P. 10737-10738.

104. Damay F., Maignan A., Martin C., and Raveau В Cation size-temperature phase diagram of the manganites Lno.5Sro.5Mn03//J. Appl. Physics.-1997.-V.81.-P. 1372-1377.

105. S.Yunoki, A.Moreo, N.Furukawa, E.Dagotto, et al. Phase Separation in Electronic Models for Manganites //Phys. Rev. Lett.-1998.-V.80.-P.845-852.

106. E.Dagotto, S.Yunoki, A.L.Malvezzi, et al. // Ferromagnetic Kondo model for manganites: Phase diagram, charge segregation, and influence of quantum localized spins//Phys. Rev.B-1998.-V.58.-P.6414-6419.

107. Yunoki S., Moreo A. Static and dynamical properties of the ferromagnetic Kondo model with direct antiferromagnetic coupling between the localized hg electrons//Phys. Rev. B.-1998-V. 5 8 .-P.6403-6413.

108. Arovas D., Guinea F. Some aspects of the phase diagram of double-exchange systems//Phys. Rev. B.-1998-V.58.-P.9150-9163.

109. Nagaev E.L. Instability of the double-exchange-induced canted antiferromagnetic order-ing//Phys. Rev. B.-1998.-V.58-P.2415-2417.

110. Yunoki S., Moreo S., Dagotto E. Phase Separation Induced by Orbital Degrees of Freedom in Models for Manganites with Jahn-Teller Phonons//Phys. Rev. Lett.-1998.-V.81.-P.5612-5618.1 9 с

111. Louca, D., Egami Т., Brosha E.L., et al. Local Jahn-Teller distortion in Lai-*SrxMn03 observed by pulsed neutron diffraction//Phys. Rev. B.-1997.-V.56-P.8475-8482.

112. Jaime M., Lin P., Salamon M B. et al. High-temperature thermopower in La2/3Cai/3Mn03 films: Evidence for polaronic transport//Phys. Rev. B.-1998.-V.54.-P. 11914-11919.129

113. Halperin B.I., Hohenberg P.C. Hydrodynamic Theory of Spin Waves//Phys. Rev.-1969-V. 188.-P.898-918.

114. Moussa F., Hennion M., Revcolevschi A. et al. Magnetic coupling induced by hole doping in perovskites Lai-xCaxMn03: A neutron scattering study//Phys. Rev. B-1999.-V.60.-P. 1229912308.

115. M. Hennion, F. Moussa, G. Biotteau, et al. Evidence of anisotropic magnetic polarons in Lao.94Sro.o6Mn03 by neutron scattering and comparison with Ca-doped manganites//Phys. Rev. В.- 2000.-V.61.-№14. P. 9513-9522

116. Dai P., Hwang H. Y., Tokura Y. et al. Magnon damping by magnon-phonon coupling in manganese perovskites//Phys. Rev. B-2000.-V.61.-P.9553-9557.

117. Khaliullin G., Kilian R. Theory of anomalous magnon softening in ferromagnetic mangan-ites//Phys. Rev. B-2000.-V.61 -P.3494-3501.

118. Woods L. M. Magnon-phonon effects in ferromagnetic manganites//Phys. Rev. B-2001-V.65.-P.014409.1-7.

119. Zhang J., Pengcheng Dai., Fernandez-Baca J.A. Jahn-Teller Phonon Anomaly and Dynamic Phase Fluctuations in Lao.7Cao.3Mn03//Phys. Rev. Lett.-2001.-V.86.-P.3823-3826.

120. Dai P. et al. Magnetic coupling in the insulating and metallic ferromagnetic Ьа1хСажМпОз// Phys. Rev. B-2001.-V.64.-P.224429.1-6.

121. Jonker G. H. The magnetism and transport correlation//Physica.-1953.-V.19.-P.120.

122. Jonker G. H. // Physica.-1954.-V.20.-P. 1118-1123

123. Hundley M.F., Hawley M., Heffner R.H. et al. Transport-magnetism correlations in the ferromagnetic oxide Ьао.7Сао.зМпОз//Арр1. Phys. Lett.-1995.-V.67.-P.860-862.

124. Kusters R.M., Singleton J., Keen D.A. et al. Magnetoresistance measurements on the magnetic semiconductor Ndo.5Pbo.5Mn03//Physica B-1985.-V.155.-P.362-365.

125. Khazeni K., Jia Y.X., Crespi V.H. Effect of Pressure on the Magnetoresistance of Single Crystal Ndo.5Sro.36Pbo.i4Mn03-detta//Phys. Rev. Lett-1996 -V.76.-P.295-300.

126. Billinge S .J.L., DiFrancesco R.G., Kwei G.H. Direct Observation of Lattice Polaron Formation in the Local Structure of LaixCaxMn03//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.77.-P.715-718.

127. Snyder G.J., Hiskes R., DiCarolis S. et al. Intrinsic electrical transport and magnetic properties ofLao,67Cao,33Mn03 and Lao,67Sro,33Mn03 MOCVD thin films and bulk material//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P. 14434-14444.

128. H. Мотт, Э. Дэвис. Электронные процессы в некристаллических веществах. Мир, М.: -1982.-Т. 1.-368 с.

129. Washburn S., Webb R.A., von Molnar S., Holtzberg F., Flouquet J., Remenyi G. Absence of minimum metallic conductivity in Gd(3-x)VxS4 at very low temperature and evidence for a Coulomb gap//Phys. Rev. B.-1984.-V.30.-P.6224-6227.

130. Gupta A., McGuire Т., Duncombe P., Rupp M. Growth and giant magnetoresistance properties ofLa-deficientLa*Mn03-s(0.67£x<l) films//Appl. Phys. Lett.-1995.-V.67.-P. 3494-3498.

131. Viret M., Glattli H., Fermon C., et al. Reemergent Order of Chaotic Circular Couette Flow//Europhys. Lett.-1998 -V.42.-P.301-304.

132. Heffner R.H., Le L.P., Hundley M.F. et al. Ferromagnetic Ordering and Unusual Magnetic Ion Dynamics in Lao.67Cao.33Mn03//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.77.-P. 1869-1872.

133. Soulen D.J., Byers J.M., Osofsky M.S. et al. Measuring the Spin Polarization of a Metal with a Superconducting Point ContactZ/Science-1998.-V.282-P.85-89.

134. Wei J.Y.T., Yeh N.C. and Vasquez R.P. Tunneling Evidence of Half-Metallic Ferromagnet-ism in Lao.7Cao.3Mn03//Phys. Rev. Lett.-1997.-V.79.-P.5150-5153.

135. Coey J.M.D., Viret M., Ranno L. and Ounandjela K. Electron localization in mixed-valence manganites//Phys. Rev. Lett.-1995.-V.75.-P.3910-3913.

136. Jaime M., Lin P., Salamon M. В., and Han P. D. Low-temperature electrical transport and double exchange in Lao.67(Pb,Ca)o.33Mn03//Phys. Rev.B-1998.-V.58.-P. R5901-R5904.

137. Furukawa al. Unconventional one-magnon scattering resistivity in half metals //arxiv. org/Cond-mat/99073 63-2000. -P. 1 -4.

138. N. Furukawa: in Physics of Manganites, edited by T. Kaplan and S. Mahanti (Plenum Publishing, New York, 1999).

139. Furukawa N. Shimomura Y., Akimoto Т., Morimoto Y. Magnon scattering processes and low-temperature resistivity in CMR manganites//J. Magn. Magn. Mater.-2001.-V.226-230.-P.782-783.

140. Zhao G.-M., Smolyaninova V., Prellier W., Keller H. et al. Electrical Transport in the Ferromagnetic State of Manganites: Small-Polaron Metallic Conduction at Low Temperatures/ZPhys. Rev. Lett.-2000.-V.84-P.6086-6089.

141. Calderon M.J. and Brey L. Low-temperature resistivity in double-exchange systems//Phys. Rev. B-2001.-V.64.-P. 140403.1-4.

142. Rozenberg E., Auslender M., Felner I., Gorodetsky G. Low-temperature resistivity minimum in ceramic manganites//J.Appl.Phys.-2000.-V.88-P.2578-2582.

143. Caignaert V., Suard E., Maignan A., Suon Ch., Raveau B. Neutron diffraction evidence for an antiferromagnetic ordering in the CMR manganites Pro.7Cao.3-*SrxMn03//J. Magn. Magn. Mater-1996-V. 153 .-P.L260-L265.

144. Sharma R.P., Xiong X., Vankatesan T. et al. Direct evidence for the effect of lattice distortions in the transport properties of perovskite-type manganite films//Phys. Rev. B-1996.-V.54.-P.10014—10018.

145. Zhao G., Conder K., Keller H. and Muller K. A. Giant oxygen isotope shift in the magnetore-sistive perovskite Lai-xCaxMn03+y//Nature-1996-v-381--p-676-678

146. Millis A.J., Littlewood P.B. and Shraiman B.I. Double Exchange Alone Does Not Explain the Resistivity ofLaixSrxMnC>3//Phys. Rev. Lett.-1995.-V.74-P.5144-5147.

147. Babushkina N.A., Belova L.M., Gorbenko O.Yu. et al. Metal-insulator transition induced by oxygen isotope exchange in the magnetoresistive perovskite manganites//Nature.-1998.-V.391 -P.159-161.

148. Mahendiran R., and Raychaudhuri A.K. Magnetoresistance of the spin-state-transition compound Lai.*Sr*Co03//Phys. Rev. B.-1996.-V.54.-P. 16044-16048.

149. Zhou J.-S., Goodenough J.В., Asamitsu A. and Tokura Y. Pressure-Induced Polaronic to Itinerant Electronic Transition in Lai.xSrxMnC>3 Crystals//Phys. Rev. Lett.-1997.-V.79.-N. 171. P.3234-3237.

150. Li J.Q., Uehara M., Tsuruta C., et al. Direct Observation of Small-Polaron Ordering in Man-ganites//Phys. Rev. Lett.-1999.-V.82.-N.l 1-P.2386-2389.

151. Nelson C.S., v. Zimmermann M., Kim Y.J. et al. Correlated polarons in dissimilar perovskite manganites//Phys. Rev. B.-2001.-V.64.-P. 174405.1-6.

152. Dai P., Fernandez-Baca J. A., Tokura Y. et al. Short-Range Polaron Correlations in the Ferromagnetic Lai.xCaxMn03//Phys. Rev. Lett. -2000.-V.85.-N.12.-P.2553-2556.

153. Chechersky. V., Nath A., Isaac I. et al. Absence of small lattice polarons above the Curie temperature in magnetoresistive manganites//Phys. Rev. В-2001.-V.63.-P.052411.1-4.

154. Moritomo Y., Asamitsu A., Tokura Y. Enhanced electron-lattice coupling in Lai.rSrxMn03 near the metal-insulator phase boundary//Phys. Rev. B.-1997.-V.56.-P. 12190-12195.

155. Okuda Т., Tomioka Y., Asamitsu A., Tokura Y. Low-temperature properties of ЬаьдгСахМпОз single crystals: Comparison with Lai.*SrxMn03//Phys. Rev. В -2000-V.61 .-P.8009-8015.

156. Zhou J.-S. and Goodenough J.B. Zener versus de Genns ferromagnetism in LaixSrxMn03//Phys. Rev. B.-2000.-V.62.-P.3834-3838.

157. Zhou J.-S., Liu G.-L., Goodenough J.B. Pressure-induced transitions in single-crystal Lao.84Sro.l6Mn03//Phys. Rev. B-2001.-V.63.-P.172416.l-4.

158. Jin S., Tiefel Т. H., McCormack et al. Thickness dependence of magnetoresistance in La-Ca-Mn-O epitaxial films//Appl. Phys. Lett.-1995-V.67.-P.557-560

159. Ju H.L., Gopalakrishnan J., Peng J.L. et al. Dependence of giant magnetoresistance on oxygen stoichiometry and magnetization in polycrystalline Lao.67Bao.33MnOz//Phys. Rev. В.-1995,-V.51.-P.6143-6146.

160. Sharma N., Nigam A.K., Pinto R. et al. Giant magnetoresistance effect in Lao.8Sro.2Mn03 thin films//J. Magn. Mater-1996.-V. 154.-P.296-300.

161. Foncuberta J., Martinez В., Seffar A. et al. Colossal Magnetoresistance of Ferromagnetic Manganites: Structural Tuning and Mechanisms//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.76-P. 1122-1125

162. Li K., Liu L., Sun J. et al. // J. Phys. D.-1996.-V.29.-P. 14-20.

163. Gu J.Y., Kwon C., Robson M.C. et al. Growth and properties of c-axis textured Lao,7Sro,3Mn03s films on SiOj/Si substrates with a BUTi30i2 template layer//Appl. Phys. Lett -1997.-V.70.-P. 1763-1765.

164. Hervieu М., Tendeloo G. V., Caignaert V. et al. Monoclinic microdomains aud clustering in the colossal magnetoresistance manganites Рго.тСао.ггЗго.озМпОз and Pro.75Sro.25MnC>3//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P. 14274-14278.

165. Gong G. C., Canedy C. L., Xiao G. et al. Colossal magnetoresistance in the antiferromagnetic Ьао.5Сао.5МпОз system//J. Appl. Phys.-1996.-V.79.-P.4538^1540.

166. Kasai M., Kuwahara H., Tomioka Y., and Tokura Y. Colossal magnetoresistance in Smi.xSrxMn03 films//J. Appl. Phys.-1996.-V.80-P.6894-6898.

167. Kawano H., Kajimoto R., Yoshizawa et al. Magnetic Ordering and Relation to the Metal-Insulator Transition in Pri.xSrxMn03 and Ndi-xSrxMn03 with x ~ l/2//Phys. Rev. Lett-1997-V.78.—P.4253—4255.

168. Lees M.R., Barratt J., Balakrishnan G., Paul D.M. Low-temperature magnetoresistance and magnetic ordering in PrixCaxMn03//J. Phys.: Condens. Mater.-1996.-V.8-P.2967-2970.

169. D.Emin, T.Holstein. Ann. Phys. (NY). 1969. -V.53. - P.439

170. L.Friedman, T.Holstein. Ann. Phys. (NY). 1963. -V.21.-P.494

171. Jaime M., Rubinstein M., Emin D. et al. Hall-Effect Sign Anomaly and Small-Polaron Conduction in (Lai.xGdx)o.67Cao.33Mn03//Phys. Rev. Lett.-1997.-V.78-P.951-954.

172. Matl. P., Ong N.P., Yan Y.F. et al. Hall effect of the colossal magnetoresistance manganite Lai.xCaxMn03//Phys. Rev. B-1998.-V.57.-P. 10248-10251.

173. Majumdar P., Simon S.H., Sengupta A.M. Hall effect in the perovskite manganites//Phys. Rev. B-l999.-V.59.-P.4746-4751.

174. Chun S.H., Salamon M.B., Tomioka Y., Tokura Y. Breakdown of the lattice polaron picture in Lao.7Cao.3Mn03 single crystals//Phys. Rev. B-2000.-V.61.-P.R9225-R9228.

175. Ziese M., Srinitwarawong C. Extraordinary Hall effect in Lao.7Cao.3Mn03 and Lao.7Bao.3Mn03 thin films//Europhys.Lett.-1999.-V.45.-P.256-262.

176. Lyanda-Geller Y., Chun S.H., Salamon M.B. et al. Charge transport in manganites: Hopping conduction, the anomalous Hall effect, and universal scaling//Phys. Rev. B-2001.-V.63,1. P. 184426.1-27.

177. Holstein T. Hall Effect in Impurity Conduction //Phys. Rev.-1961.-V.124.-P.1329-1347.

178. Marsh D.B., Parris P.E. High-temperature thermopower of LaMn03 and related sys-tems//Phys. Rev. B-1996.-V.54.-P. 16602-16607.

179. Palstra T.T.M., Ramirez A.P., Cheong S.-W., Schiffer P. Transport mechanisms in doped LaMn03: Evidence for polaron formation//Phys. Rev. B-1997.-V.56.-P.5104-5107.

180. Visser D.W., Ramirez A.P., Subramanian M.A. Thermal Conductivity of Manganite Perovskites: Colossal Magnetoresistance as a Lattice-Dynamics Transition//Phys. Rev. Lett.-1997.-V.78.-P.3947-3950.

181. G.Leibfried, E.Schlomann. Nachr. Acad. Wiss. Gott. Math.-Phys.Kl. 1954. - V.4. P.71

182. Dai P., Zhang J., Mook H.A. et al. Experimental evidence for the dynamic Jahn-Teller effect inLao.65Cao.35Mn03//Phys. Rev. B.-1996.-V.54.-P.3694-3697.

183. Chen В., Ju. H.L., Greene R.L. Magnetothermal conductivity ofLao.eCao^MnCV/Phys. Rev. В-1997.-V.55-P. 15471-15474.

184. Cohn J.L., Neumeier J.J., Popoviciu C.P. Local lattice distortions and thermal transport in perovskite manganites/ZPhys. Rev. B-1997.-V.56.-P.R8495-R8498.

185. Uhlenbruck S., Buechner В., Gross R. et al. Thermopower and anomalous heat transport in Lao.85Sro.i5Mn03//Phys. Rev. B-1998.-V.57.-P.R5571-R5574.

186. Ikebe M., Fujishiro H., Konno Y. Anomalous Phonon-Spin Scattering in Lai.xSrxMn03//J. Phys. Soc. Jap.-V.67.-N.4.-P. 1083-1085.

187. Zhou J.-S., Goodenough J.B. Dynamic Jahn-Teller distortions and thermal conductivity in Lai-xSr^MnOs crystals/ZPhys. Rev. B-2001.-V.64.-P.024421.1-024421.4.

188. De Gennes P. G., Friedel J. Anomalies de resistivite dans certains metaux magniques//J. Phys. Chem. Solids.-1958.-V.4.-P.71-76.

189. Kasuya, T. Effects of sd interaction on transport phenomena//Prog. Theor. Phys. 1959-V.22.-P. 227-230227'. Fisher M.E., and Langer J. Resistive Anomalies at Magnetic Critical Points //Phys. Rev. Lett.-1968.-V.20.-P.665-668.

190. Penney Т., Shater M.W., and Torrance J.B. Insulator-Metal Transition and Long-Range Magnetic Order in EuO //Phys. Rev. B.-1972.-V.5.-P.3669-6723.

191. Kubo K., and Ohata N. A quantum theory of double exchange//J. Phys. Soc. Japan -1972-V.33.-P.21-25.

192. Zhang S. Electrical conductivity in ferromagnetic perovskite structures//J. Appl. Phys-1996.-V.79.-P. 4542—4545.

193. M.Julliere. Tunnelling between ferromagnetic films//Phys.Lett. A-1975.-V.54.-P.225-226.

194. Dionne G.F. Magnetic exchange and charge transfer in mixed-valence manganites and cu-prates//J. Appl. Phys.-1996.-V.79.-P.5172-5174.

195. Nunez-Regueiro J. and Kadin A. Phenomenological model for giant magnetoresistance in lanthanum manganite//Appl. Phys. Lett.-1996.-V.68.-P.2747-2750.

196. Millis A. J., Mueller R., and Shraiman B. Fermi-liquid-to-polaron crossover. I. General re-sults//Phys. Rev. B.-1996.-V.54.-P.5389-5393.

197. Zang J., Bishop A.R., Ronder H. Double degeneracy and Jahn-Teller effects in colossal-magnetoresistance perovskites//Phys. Rev. B.-1996.-V.53.-P.R8840-R8844.

198. Varma C.M. Electronic and magnetic states in the giant magnetoresistive compounds//Phys. Rev. B.-1996.-V.54-P.7328-7333.

199. Viret M., Ranno L. And Coey J.M.D Magnetic localization in mixed-valence mangan-ites//Phys. Rev. B.-1997.-V.55.-P. 8067-8070.

200. Nagaev E. L. Magnetoimpurity theory of resistivity and magnetoresistance for degenerate ferromagnetic semiconductors of the LaMn03 type//Phys. Rev. B.-1996-V.54.-P. 16608-16612.

201. Woodfield B.F., Wilson M.L., Byers J.M. Low-Temperature Specific Heat of Lai.SrxMn03+deita//Phys. Rev. Lett.-1997.-V.78.-P.3201-3204.

202. Okuda Т., Asamitsu A., Tokura Y. et al. Critical Behavior of the Metal-Insulator Transition in Lai.xSrxMn03//Phys. Rev. Lett.-1998.-V.81.-P.3203-3206.

203. K.Kadowaki, S.B.Woods. Universal relationship of the resistivity and specific heat in heavy-Fermion compounds//Solid State Commun.-1986.-V.58.-P.507-509.

204. Lin P., Chun S.H., Salamon M.B. et al. Magnetic heat capacity in lanthanum manganite single crystals//! Appl. Phys.-2000.-V.87.-P.5825-5827.

205. Gordon J.EMarcenat C., Franck J.P. et al. Specific heat and thermal expansion of Lao.65Cao.35Mn03: Magnetic-field dependence, isotope effect, and evidence for a first-order phase transition//Phys. Rev. B-2001.-V.65.-P.024441.1-024441.4.

206. Inoue J. and Maekawa S. Giant magnetoresistance in layered Mn oxides// Mater. Sci. Eng-1995-V.31-P. 193-197

207. Zang J., Roeder H., Bishop A.R. and Trugman S.A. Magnetic properties of the double-exchange model// J. Phys.: Cond.Matt.-1997.-V.9.-L157-160.

208. Millis A. J. Cooperative Jahn-Teller effect and electron-phonon coupling in Lai.xArMn03//Phys. Rev. В -1996.-V.53.-P.8434-8442.

209. Millis A. J. Fermi-liquid-to-polaron crossover. II. Double exchange and the physics of colossal magnetoresistance//Phys. Rev. B-1996.-V.54.-P.5405-5417.

210. Э.Л.Нагаев. Физика магнитных полупроводников. //1979. М.: Наука. - 308 с.

211. Kogan Е.М., Auslender M.I. Anderson Localization in Ferromagnetic Semiconductors due to Spin Disorder// Phys. Status Solidi.(b). 1988,- V. 147. - P.613.

212. С.Ф. Пальгуев, В.К.Гильдерман, В.И.Земцов. Высокотемпературные оксидные электронные проводники для электрохимических устройств. // 1990. М,: Наука. - 192 с.

213. C.N.R.Rao, A.K.Cheetham, R.Mahesh. Giant magnetoresistance and related properties of rare-earth manganites and other oxide systems.//Chem. Mater. 1996. - V.8. P.2421-2432.

214. A.P.Ramirez. Colossal magnetoresistance.//J.Phys.: Condens. Matter. 1997. - V.9. -P.8171-8199.

215. B.Raveau, A.Maignan, C.Martin, M.Hervieu. Colossal magnetoresistance manganite perovskites: relations between crystal chemistry and properties.//Chem. Mater. 1998. - V.10. P.2641-2652

216. J.M.D.Coey, M.Viret, von Molnar S. Mixed-valence manganites.//Advance in Physics. -1999.-V. 48.-P. 167-293.

217. Y.Tokura, Y.Tomioka. Colossal magnetoresistive manganites.//JMMM. V.200. - P. 1-23.

218. Dagotto E. Nanoscale Phase Separation and Colossal Magnetoresistance//Springer-Verlag -2002,- 449 p.

219. W.Prellier, Ph.Lecoeur, B.Mercey. Colossal-magnetoresistive manganite thin films.//J.Phys.: Condens. Matter. 2001. - V.13. -P.R915-R944.

220. М.Ю.Каган, К.И.Кугель. Неоднородные зарядовые состояния и фазовое расслоение в манганитах.//УФН. -2001. -Т.171. -№6. -С.577-596.

221. Colossal Magnetoresistive oxides. Ed. Y.Tokura. (Gordon&Breach Science Publishers, London), 1999. -446 p.

222. Colossal Magnetoresistance,Charge Ordering and Related Properties of Manganese Oxides. Ed. C. N. R. Rao and B. Raveau (World Scientific, Singapore), 1998. 386 p.

223. Я.С.Рубинчик, С.А.Проскурина, М.М.Павлюченко//Неорганическиематериалы-1973 -T.IX.-№ 11 .-С. 1952-1957

224. M.L.Borlera, F.Abbatista. Investigations of the La-Mn-0 system//J. Less-Common Metals-1983.-V.92.-55-60

225. Kitayama K. Phase equlibrium in the system Ln-Mn-0.//J. Sol. State Chem. 2000. - V. 153. -P.336-341.

226. Majevski P., Epple L., Rozumnik M. et al. Phase diagram studies in the quasi binary systems LaMn03-SrMn03 and LaMn03-CaMn03//J.Mat.Res.-2000.-V.15.-N5.-P.l 161-1168.

227. Abdelmoula N., Guidara K., Joubert J.C. et al. Effects of oxygen nonstoichiometry on the physical properties of Lao.7Sro.3MnC>3 manganites. J. Sol. State Chem.-2000.-V. 151.-P. 139-144.

228. Hashimoto Т., Ishizawa N., Mizutani N., Kato M. Crystal growth and characterization of LaixMxMn03 (M = Ca, Sr)//J. Crystal Growth.-1987.-V.84.-P.207-211.

229. Карабашев С.Г. Получение ВТСП соединений УВа2Си307.х, УВа2Си408.х и Bi2Sr2CaCu20g+5 методом бестигельной зонной плавки. Дис. канд. техн. наук. М., 1989. - 127 с.

230. Шулятев Д. А. Получение методом бестигельной зонной плавки монокристаллов сверхпроводящих купратов и их свойства. Дис. канд. техн. наук. М., 1996. - 115с.

231. Balbashov A.M., Karabashev S.G., Mukovskiy Y.M., Zverkov S.A. Growth and GMR effect in LaCaMnO and LaSrMnO single crystals//J. Crystal Growth.-1996.-V. 167 -N.1-2.-P.365-368.

232. Shulyatev D. A., Arsenov A. A, Mukovskii Ya.M et al. Growth and investigation of doped rare earth manganite single crystals//J. Crystal Growth.-l999-V. 198/199.-P.511-515.

233. Shulyatev D. A., Arsenov A. A., Mukovskii Ya.M. et al. Floating zone growth and properties of single crystals (A = Ca, Sr)//J. Crystal Growth.-2002.-V.237-239.-P.810-814.

234. П Чалмерс. / Теория кристаллизации // M.: Наука.-1976 312 с.

235. Bullesfeld F., Ritter F., Assmus W. Crystal growth and twins in LaixSrxMn03//J. Magn. Magn. Mater.-2001 -V. 226-230-P. 815-817.

236. Prabkaharan D., Coldea A.I., Bootroyd A.T., Blundell S.J. Growth of large LaixSrxMn03 single crystals under argon pressure by the floating-zone technique//J. Crystal Growth-2002.-V.23 7-239 -806-809.

237. J.F. Mitchel, D.N. Argyriou, S.D. Bader, et al. Structural phase diagram of Lai-*SrxMn03+ delta : Relationship to magnetic and transport properties//Phys. Rev. B-1996.-V.54.-P.6172-6183.

238. L. Pinsard, J. Rodriguez-Carvajal, A. Revcolevschi. Structural phase diagram of Lai-xSr^MnCb for low Sr doping//! of Alloys and Compounds 262-263, 152 (1997).

239. Архипов B E., Муковский Я.М., Наши B.E. и др.Магниторезистивный эффект и намагниченность в монокристалле манганита лантана Lao.8Sro.2 МпОз//ФММ.-1997.-Т. 84.-N.6.-С.93-103.

240. Arkhipov V.E., Naish V.E., Mukovskii Ya.M. et al. Structural and magnetic phase transition in Lao.9Sro.iMn03//J.Mag.Mag. Mat.-1999.-V. 196-197-P.539-540.

241. Гавико B.C., Найш B.E., Муковский Я.М. и др. Структурные и магнитные фазовые переходы в соединении La0.9Sr0^MnO3/AI>TT.-1999-Т.41-N.6.-C. 1064-69.

242. Дубинин С.Ф., Муковский Я.М., Найш В.Е. и др.Зарядовое упорядочение в манганитах Lai.xSrxMn03 (х = 0.15; 0.23)//ФММУ-2002-Т.93-N.3.-C.60-69.

243. Дубинин С.Ф., Архипов В.Е., Теплоухов С.Г., Муковский Я.М. Ферромагнитная сверхструктура монокристалла манганита Ьао.858гол5МпОз//ФТТ.-2003 -T.45.-N.1.-C. 113-118.

244. Garcia-Munos J.L., Suaaidi М., Fontcuberta J., Rodriguez-Carvajal Reduction of the Jahn-Teller distortion at the insulator-to-metal transitionin mixed valence manganites //J. Phys. Rev. B.-1997.-V.55.-P.34-37.

245. Изюмов Ю.А., Найш B.E., Озеров Р.П. Нейтронография магнетиков//Атомиздат, М -1981.-312 с.

246. Korolev А. V., Mukovskii Ya.M., Bader S.D. et al.Magnetic properties and magnetic states in Laa9Sro.iMn03//J. Mag.Mag. Mat.-2000-V.213.-Nl.-P.63-74.

247. Sato M. Ishii Y. Simple and approximate expressions of demagnetizing factors of uniformly magnetized rectangular rod and cylinder//J. Appl. Phys.l989.-V.66.-P.983-990.

248. Lofland S.E., Greene RL., Mukovskii Ya.M. Temperature-tuned natural ferromagnetic resonances in Lao.9Sro.iMn03//J. Phys.: Condens. Matter.l997.-V.9.-P.L633-640.

249. Архипов B.E., Муковский Я.М., Чопник А. и др. Влияние режимов охлаждения в магнитном поле на намагниченность монокристалла Lao.9Sro.iMn03//IlHCbMa в ЖЭТФ.-1998-Т.68.-В.1.-С.39—43.

250. Skumriev V., Fontcuberta J., Mukovskii Ya.M. et al. Anomalous anisotropic ac susceptibility response of LaixSrxMn03 (x~l/8) crystals: Relevance to phase separation/ZPhys. Rev.B.-2000.-V.62.-N.6.-P.3879-82.

251. Pinsard L., Rodriguez-Carvajal J., Moudden A.H. et al. Jahn-Teller effect and ferromagnetic ordering in La0.875Sr0.i25MnO3: A reentrant behaviour/ZPhysica B-1997.-V.234-236.-P.856-858.

252. J.A.Mydosh, Spin Glasses // Taylor and Francis. London. 1993

253. Senis R., Laukhin V., Mukovskii Y.M. et al. Pressure and magnetic-field effects on charge ordering in Lao.9Sro.iMn03//Phys. Rev. B.-1998.-V.57.-P. 14680-14683.

254. Dabrovski В., Xiong X., Kukovski Z. et al. Structure-properties phase diagram for La,.xSrxMn03 (0.lSt<0.2)//Phys. Rev. B.-1999.-V.60.-P.7006-7010.

255. E.L. Nagaev. Underdoped manganites: canted antiferromagnetic ordering or two-phase ferro-antiferromagnetic state?/^3TO. 1998.-T.87- C.1214.

256. Kagan M.Yu. Khomskii D.I. Mostovoy M.V. Double-exchange model, phase separation versus canted spins// Eur. Phys. J. B. 1999. - V.12. - P.217-223.

257. A. Moreo, S. Yunoki, and E. Dagotto. Phase Separation Scenario for Manganese Oxides and Related Materials//Science 1999. - V.283. - P.2034-2040.

258. Uhlenbruck S., Teipen R., Klingeler R. et al. Interplay between Charge Order, Magnetism, and Structure in Lao.87jSro.i25Mn03//Phys. Rev. Lett.-1999.-V.82.-P. 185-188.

259. Moritomo Y., Asamitsu A., Tokura Y. Pressure effect on the double-exchange ferromagnet Lai.xSrxMn03 (0.15<gc<0.5)//Phys. Rev. B-1995.-V.51-P. 16491-16494.

260. Smolyaninova V.N., Greene R.L., Mukovskii Y.M. et al. Low-temperature field-dependent magnetization of La0.7Sr0.3MnO3//Phys. Rev.B, 1997, V.55, N.9, P.5640-42.

261. Lofland S. E., Bhagat S.M., Kwon C. et al. Standing Spin Wave Resonances in Manganite Films//Phys. Lett. A-1995.-V.209.-P.246-248.

262. Arrott A. and Noakes J. E. Approximate Equation of State For Nickel Near its Critical Tem-perature/ZPhys. Rev. Lett.-1967.-V.19.-P.786-789.

263. Kouvel J. S. and Fisher M. E. Detailed Magnetic Behavior of Nickel Near its Curie Point//Phys. Rev.-1964.-V. 136.-P.A1626-A1632.307

264. Г. Стенли. Фазовые переходы и критические явления. // М.: Мир. 1973. - 342 с.

265. Fisher М. Е., Shang-Keng Ma, and Nickel B.G. Critical Exponents for Long-Range Interac-tions//Phys. Rev. Lett.-1972.-V.29.-P.917-920.

266. Kouvel J.S. and Rodbell D.S. Magnetic Equation of State for C1O2 and Nickel near Their Curie Points//Phys. Rev. Lett.-1967.-V.18.-P.215-218.

267. Geldart D.J.W., Hargraves P., Fijiki N.M., Dunlap R.A. Anisotropy of the critical magnetic susceptibility of gadolinium//Phys. Rev. Lett.-1989.-V.62.-P.2728-2731.

268. W. Rocker and R. Kohlhass, Z. Angew. Phys. 23, 146 (1967).

269. Perring T.G., Aeppli G., Cheong S.M.S.-W. et al. Spin Waves throughout the Brillouin Zone of a Double-Exchange Ferromagnet//Phys. Rev. Lett.-1996.-V.77.-P.711-714.

270. Маттис Д.К. Теория магнетизма. -M.: Мир, 1967 354 с.

271. Lynn J.W., Erwin R.W., Greene R.L. et al. Magnetic, structural, and spin dynamical properties ofLai.^CaxMn03//J. Appl. Phys.-1997.-V.81.-P.5488-5490.1. Л1 t

272. Старцев B.E., Устинов В В., Дякина В.П. Механизм рассеяния "электрон-фонон-поверхность" и его вклад в низкотемпературное электросопротивление металлов. // ФНТ. -1996. -Т.22. С.943-948.

273. VolkenshteinN.V., Dyakina V.P., Startsev V.E. Scattering mechanisms of conduction electrons in transition metals at low temperatures. // Phys. Stat. Sol. 1973.-V.57.-P. 9—42.

274. Машкауцан B.B., Бебенин Н.Г., Муковский Я.М. и др. Эффект Холла в монокристаллах LaixSrxMnz03//OTT, 2003, Т.45, N.3, С.468-471.

275. Wagner P., Moshchalkov V.V., Bruynseraede Y. et al. Anomalous Hall effect in thin films of Pro.sSro.sMnCV/Phys. Rev. B-1997.-V.55.-P.R14721-R14724.

276. Jakob G., Martin F., Westerburg W., Adrian H. Evidence of charge-carrier compensation effects in Lao.67Cao.33Mn03//Phys. Rev. B-1998.-V.57.-P.10252-10255.

277. Asamitsu A., Tokura Y. Hall effect in Lai.xSrxMn03//Phys. Rev. B-1998.-V.58.-P.47-50.

278. Вонсовкий С. Магнетизм. M.: Наука, 1971. - 949 с.

279. Бебенин Н.Г., Устинов В.В., Слободин Б.В. и др. Эффект Холла в Lao.66Bao.33Mn03 //ЖЭТФ-Т. 113 -В.3 .-981 -985.

280. Р.И. Зайнуллина, Н.Г. Бебенин, В.В. Устинов, и др. Кинетические, оптические и упругие свойства Lao.6oEuo.o7Sro.33Mn03/AI>TT 42, 2, 284 (2000).

281. Бебенин Н.П., Зайнуллина Р.И., Муковский Я.М. и др. Кинетические эффекты в монокристалле Lao.8Bao.2Mn03.//ЖЭTФ, 2000, Т. 117, №6, С. 1181-9.

282. И.К. Кикоин. ЖЭТФ. -1940 Т. 10. - #11. С. 1242-1245.

283. Bebenin N.G., and Ustinov V.V. Conduction and disorder in LaMn03-based materi-als//J.Phys.: Condens. Matter.-1998.-V.10.-P.6301-6309.

284. Chun S.H., Salamon M.B., Han P.D. Hall effect of La2/3(Ca,Pb)i/3Mn03 single crystals near the critical temperature//Phys. Rev. B-1999.-V.59.-P.11155-11158.

285. Bebenin N.G., Zainullina R.I., Ustinov V.V. et al. Galvanomagnetic Effects in Ьаг/зОшМпОз (D = Ba, Sr) near Metal-Insulator Transition Point//Phys. Stat. Sol. (a)-V. 175.-P659-664.

286. Бебенин Н.Г, Зайнуллина Р.И., Слободин Б.В.и др. Кинетические эффекты в Lao.67.xRxSro.33Mn03 (R = Eu, Gd)//OTT-2001 .-Т.43 .-С.482-488.

287. Papaconstantopoulos D.A., Pickett W.E. Tight-binding coherent potential approximation study of ferromagnetic Laj/sBa^MnCV/Phys. Rev. B-1998.-V.57.-P.12751-12756.

288. Mitra J., Raychaudhuri A.K., Gayathri N., Mukovskii Ya.M. Point contact spectroscopy of Lao.75Sro.25Mn03 (single crystal) and resistivity due to electron-phonon interaction//Phys. Rev.B. -2002. V.65. - P. 140406.1-4.

289. Duif A.M., Jansen A.G.M. and Wyder P. Point-contact spectroscopy/Л. Phys.: Condens. Matter-1989. -V.l. -P.3157-3189.333 1.K. Yanson, I.O. Kulik and A.G. Batrak, J. Low Temp. Phys. 1981. - V.42. - P 527-534.

290. Шехтер Р.И., Кулик И.О. Фононная спектроскопия в гетероконтактах//ФНТ.-1983.-У.9.-С.22-30.

291. Mayr F., Mukhin A.A., Balbashov А.М. et al. High-frequency conductivity and phonon properties ofLa7/8Sri/8Mn03//Phys. Rev. B-2000.-V.62.-P. 15673-15679.

292. Lewis R A. Phonon Modes in CMR Manganites at Elevated Temperatures//! Supercond.-2001.-V.14.-P. 143-148.

293. Millis A. J., Littlewood P.B. and Shraiman B.I. Double Exchange Alone Does Not Explain the Resistivity of Lai.xSrxMn03//Phys. Rev. Lett.-1995.-V.74.-P.5144-5147.

294. Перекалина T.M., Липиньский И.Е., Тимофеева B.A. и др. //ФТТ.-1990.-Т.32 С. 18271830.

295. Lofland S.E., Bhagat S.M., Mukovskii Ya.M. et al. The magnetic transition and electronic transport in colossal magneto-resistance perovskites//Phys. Rev B. 1997. - V.56. - N.21. -P. 13705-13707.

296. Lofland S.E., Bhagat M., Tyagi M.S.D. et al. Study of Inclusive K°s, A , and X Production in Diffractive y-p Interactions//Phys. Rev. B-1997.-V.55.-P.2749.

297. Lofland S.E., Bhagat S.M., Greene RL. et al. Ferromagnetic resonance and magnetic homogeneity in a giant-magnetoresistance material La2/3Bai/3Mn03//Phys. Rev. B-1995.-V.52,1. P. 15058-15061.

298. Lofland S.E., Bhagat S.M., Mukovskii Ya.M. et al. Giant microwave magnetic impedance in a single crystal of LaSrMn03: The effect of ferromagnetic antiresonance//J.Appl.Phys.-1996.-V.80—N. 13.-P.3592-3594.

299. Lofland S.E., Bhagat S.M., Mukovskii Ya.M. et al. Electron spin resonance measurements in LaixSrxMn03//Phys.Lett.A-1997.-V.233.-P.476-480.

300. Shengelaya A., Zhao G., Keller H., Muller. K.A. EPR Evidence of Jahn-Teller Polaron Formation in Lai-xCaxMn03+y//1996. Phys. Rev. Lett.-1996.-V.77-P.5296-5299.

301. Lofland S.E., Bhagat S.M., Mukovskii Ya.M. et al. Ferromagnetic resonance in crystal of Lao.7Sro.3 Mn03//J. Appl. Phys.-1997.-V.81.-N.8.-Pt.2b-P.5737-5740.

302. Багинский К.В., Тулин В.А., Муковский Я.М. и др.Критическое поведение электронного парамагнитного резонанса в Ьао.вБго^МпОз материале с колоссальным магнетосопро-тивлением//Письма в ЖЭТФ-1998.-Т.67.-В.12.-С. 1000-1004.

303. Березин В.А., Тулин В. А., Муковский Л.М. и др. Особенности высокочастотного поглощения лантан-стронциевого манганита в диапазоне от 2 до 30 МГц//Письма в ЖТФ-2001.-Т.27.-В.1.-С.58-64.

304. Березин В.А., Ильичев В.А., Тулин В. А. Частотная и полевая зависимости импеданса сверхпроводников второго рода в смешанном состоянии//ЖЭТФ.-1994.-Т. 105.-.В. 1,-.С.207-214.

305. Гуревич А.Г. Магнитный резонанс в ферритах и антиферромагнетиках. // М.: Наука. -1973.-314 с.

306. Sun J.Z., Krusin-Elbaum L., Duncombe P.R. et al. Temperature dependent, non-ohmic magnetoresistance in doped perovskite manganate trilayer junctions//Appl. Phys. Lett.-1997.-V.70.-P.1769-1771.

307. Worlege D.C. and Geballe Т.Н. Spin-polarized tunneling in Lao.67Sro.33Mn03//Appl. Phys. Lett.-2000.-V.76.-P.900-902.

308. Mazin I.I. How to Define and Calculate the Degree of Spin Polarization in Ferromagnets//Phys. Rev. Lett.-1999.-V.83.-P. 1427-1430.

309. Upadhyay S.K., Palanisami A., Louie R.N. and R.A. Buhrman. Probing Ferromagnets with Andreev Reflection//Phys. Rev. Lett.-1998.-V.81.-P.3247-3250.

310. Андреев А.Ф. //ЖЭТФ. 1964. - T.46. С. 1823-1827.

311. Blonder G. E., Tinkham M., and Klapwijk T.M. Transition from metallic to tunneling regimes in superconducting microconstrictions: Excess current, charge imbalance, and supercurrent con-verskW/Phys. Rev. B-1982.-V.25.-P.4515-4532.

312. Osofsky M.S., Nadgorny В., Mukovskii Ya.M. et al. Measurement of the spin polarization of LaSrMnO//J. Appl. Phys.-1999.-V.85.-P.5567-5570.

313. Osofsky M. S., Nadgorny В., Mukovskii Ya.M. et al. Measurement of the transport spin-polarization of oxides using Point Contact Andreev Reflection (PCAR)//Physica C-2000.-V.341-348-Pt.3.-P. 1527-1530.

314. Nadgorny В., Mazin I.I., Mukovskii Ya.M., et al. Origin of high transport spin polarization in Lao.7Sro.3Mn03: Direct evidence for minority spin states//Phys. Rev.B-2001.-V.63.-P.l 84433.15.

315. Markovich V., Mukovskii Ya.M., Gorodetsky G. et al. Pressure effects in magnetic and transport properties of Ьао.вСао^МпОз single crystal//J. Magn. Magn. Mater.-2003.-V.264.-N.1.1. P.70-74.

316. Markovich V., Rozenberg E., Mukovskii Ya.M. et al. Magnetic, transport, and electron magnetic resonance properties of Ьао.вгСаолвМпОз single crystals//Phys. Rev.B-2002.-V.65.-N.14.-P. 144402.1-8.

317. Yuzhelevski Y., Markovich V., Mukovskii Ya.M. et al. Current-induced metastable states with memory in low-doped manganites//Phys. Rev.B-2001 .-V.64.-P.224428.1-224428.10.

318. Markovich V., Yuzhelevski Y., Mukovskii Ya.M. et al. Nonlinear properties of ferromagnetic LaixCaxMn03 single crystals//Eur. Phys. J. B-2003.-V.35.-P.295-300.

319. Dikovsky V., Yuzhelevski Y., Mukovskii Ya.M. et al. Conductivity oscillations in current-induced metastable states in low-doped manganite single crystals//Phys. Rev. B-2002.-V.65,-P. 144439.1-4.

320. Yuzhelevski Y., Markovich V., Mukovskii Ya.M. et al. Metastable conductivity in low doped manganitesy/J.Appl. Phys.-2002.-V.91.-N. 10.-P. 7397-7399.

321. Yuzhelevski Y., Gorodetsky G., Mukovskii Ya.M. et al. Current induced telegraph noise in CMR manganites//Fluctuation and Noise Lett.-2001.-V.l.-P.L105-L109.

322. Tuiina N.A., Zver'kov S.A., Mukovskii Ya.M., Shulyatev D.A. Current swithing of resistive states in normal-metal-manganite single-crystal point contacts//Europhys.Lett.-2001.-V.56-P.836-841.

323. Gross R., Al L., Ritter S., Uhlenbruck S. et al. Physics of grain boundaries in the colossal magnetoresistance manganites//J. Magn. Magn. Mater.-2000.-V.211.-P.150-159.

324. Khapikov A., Uspenskaya L., Mukovskii Ya.M. et al. Magnetic domains and twin structure of the Lao.7Sro.3Mn03 single crystals//Appl.Phys.Lett.-2000.-V.77.-N.15.-P.2376-2379.

325. Biotteau G., Hennion M., Mukovskii Y.M. et al. Approach to the metal-insulator transition in LaixCaxMn03 (0<x<0.2): Magnetic inhomogeneity and spin wave anomaly//Phys. Rev.B-2001.-V.64.-P. 104421.1-104421.14.

326. Vasiliu-Doloc L., Lynn J.W. and Revcolevschi A. et al. Structure and spin dynamics of Lao.gsSro.isMnCV/Phys. Rev. B-1998.-V.58.-P. 14913-14921.

327. Arkhipov V.E., Gaviko V.S., Mukovskii Ya.M. et al. Structural and magnetic phase transition in Lao.9Sro.iMn03//J.Mag.Mag. Mat.-1999.-V.196-197.-P.539-540.

328. E. L. Nagaev, Phys. Status Solidi В 1994 - V.186. - P. 9.

329. Mukhin A. A., Ivanov V.Yu, Balbashov A M. et al. Antiferromagnetic resonance in the canted phase of Lai-xSrxMn03: Experimental evidence against electronic phase separation//Europhys. Lett.-2000.-V.49.-P.514.

330. Khomskii D. I. and Sawatzky G. A. Interplay between spin, charge and orbital degrees of freedom in magnetic oxides//Solid State Commun-1997.-V.102.-P.87-99.

331. Riera J., Hallberg K. and Dagotto E. Phase Diagram of Electronic Models for Transition Metal Oxides in One Dimension//Phys. Rev. Lett.-1997-V.79.-P.713-716.

332. Нагаев Л.Э. //ФТТ. 1971. - Т. 13. - С.891-895.

333. Горькое Л.П., Кресин В.З. Манганиты при низкой температуре и слабом допировании: зонное приближение и перколяция. //Лис. В ЖЭТФ. -1998.-Т. 67,- С.985-990.

334. Furukawa N. Magnon Linewidth Broadening due to Magnon-Phonon Interactions in Colossal Magnetoresistance Manganites//J. Phys. Soc. Jap.-1999.-V.68.-P.2522.

335. Hennion M., Moussa F., Mukovskii Ya. M. et al. Unusual magneto-elastic forces stabilize the insulating ferromagnetic state of manganites: the Lao.gCao^MnOs case//ARXIV: cond-mat/ 2001 -V. 1.-0112159.

336. Hennion M., Moussa F., Mukovskii Y. et al. Spin wave anomalies interpreted as unusual magneto-vibrational modes in Lao.8Cao.2Mn03//PhysicaB-2002.-V.312-313-P.752-753.

337. Adams C.P., Lynn J.W., Mukovskii Y.M. et al. Charge ordering and polaron formation in the magnetoresistive oxide Lao.7Cao.3Mn03//Phys. Rev.Lett.-2000.-V.85.-P.3954-3957.

338. Lynn J.W., Adams C.P., Mukovskii Ya.M. et al. Charge correlations in the magnetoresistive oxide Lao.7Cao.3Mn03//J.Appl. Phys.//2001.-V.89.-N.l 1.-P.6846-6850.

339. Fernandez-Baca J.A., Dai P., Cheong S.-W. et al. Evolution of the Low-Frequency Spin Dynamics in Ferromagnetic Manganites//Phys. Rev. Lett.-1998.-V.80.-P.4012-4015.

340. Adams C.P., Lynn J.W., Mukovskii Ya.M. et al. First-order nature of the ferromagnetic phase transition in (La-Ca)Mn03 near optimal doping//Arxiv: Cond-mat/2003.-0304031.

341. Campostrini M., Hasenbusch M., Pelissetto A. et al. Critical exponents and equation of state of the three-dimensional Heisenberg universality class//Phys. Rev. B-2002.-V.65.-P. 1445201.1 -21.

342. Williams G. G. Critical behavior of some perovskites and pyrochlores: what's unusual and what's not//J. Alloys&Compounds-2001.-V.326-P.36-46.

343. Mitra J., Raychaudhuri A.K., Mukovskii Ya.M. and Shulyatev D. Depletion of the density of states at the fermi level in metallic colossal magnetoresistive manganites//Phys. Rev. B-2003.-V.68.-P. 134428.1-8.

344. B.L. Altshuler and A.G. Aronov, in Electron-Electron Interactions in Disordered Systems, -North-Holland, Amsterdam, 1985

345. Raychaudhuri A.K., Rajeev K.P., Srikanth H. and Gayathri N. Metal-insulator transition in perovskite oxides: Tunneling experiments//Phys. Rev. B-1995.-V.51.-P.7421-7428.

346. Ukraintsev V.A. Data evaluation technique for electron-tunneling spectroscopy//Phys. Rev. B-1996.-V.53.-P.ll 176-11185.

347. Arkhipov V.E., BebeninN.N., Mukovskii Ya.M. et al. Magnetic-field-driven structural transition in Ьао.вВаогМпОз single crystaWPhys. Rev.B-2000.-V.61.-N. 17.-P. 11229-11231.

348. Mukovskii Ya.M., Arkhipov V.E., Bebenin N.N. et al. Magnetic and transport properties of perfect Lao.8Bao.2Mn03 single crystal//! of Alloys and Compounds-2001.-V.326.-P. 108-111.

349. Ustinov V.V., Bebenin N.G., Mukovskii Ya.M. et al. Transport phenomena in Ьао.вВао.гМпОз single crystal: evidence for activation to mobility edge//J. Magn. Magn. Mater. -2001.-V.226-230.-P.911-913.

350. Зайнуллина P.И., Бебенин Н.Г., Муковский Я.М. и др. Упругие и кинетические свойства монокристалла Lao.75Bao.25Mn03//OTT-2003.-T.45.-N.9.-C. 1671-1675.

351. Bebenin N.G., Zainullina R.I., Mashcautsan V.V. et al. Galvanomagnetic Effects in La2/3Di/3Mn03 (D = Ba, Sr) near Metal-Insulator Transition Point//Phys. Status Solidi A-1999 -V.175.-P.659-664.

352. Зайнулина Р.И., Бебенин Н.Г., Машкаутсан В.В. и др. Эффект Холла в Lao.67-хСех8го.ззМпОз//ФТТ-1998.-V.40.-P.2085-2088.

353. Bebenin N.G. and Ustinov V.V. Shift of mobility edge as an origin of colossal magnetoresistance in heavily doped lanthanum manganites//J. Magn. Magn. Mater.-1999.-V. 196-197/-P.451-452.

354. N. F. Mott. Philos. Mag. 1975. - V.31. - P.217-220.

355. Fritsche H. A general expression for the thermoelectric power//Solid State Commun-1971-V.9.-P.1813-1815.

356. Jaime M., Salamon M.B., Pettit K. et al. Magnetothermopower in Ьао.б7Сао.ззМпОз thin films//Appl. Phys. Lett.-l996.-V.68.-P. 1576-1578.

357. Arsenov A. A., Bebenin N.G., Mukovskii Ya.M. et al. Absence of Polaron Conductivity in Lao.8Bao.2Mn03//Phys. Stat. Sol.(a)-2002.-V.189.-N.3.-P.673-676.

358. Bebenin N.G., Loshkareva N.N., Sukhorukov Yu.P. Charge carriers in La0.67-xYxBa0.33MnC>3//Sol. State Commun-1998.-V. 106 -P.357-361.

359. Лошкарева Н.Н., Сухорукое Ю.П., Муковский Я.М. и др. Центры зарядовой неоднородности в спектрах поглощения манганитов лантана//ЖЭТФ-2000.-Т.117.-N.2.-С.440-448.

360. Mott N.J. The mobility edge since 1967//Phys. C: Solid State Phys.-1987.-V.20.-P.3075-3102.

361. Salamon M B., Jaime M. The physics of manganites: Structure and transport//Rev. Modern Physics. 2001. - V.73. -N7. - P.583-626.

362. Asamitsu A., Moritomo Y., Tokura Y. Thermoelectric effect in Lai-xSr^MnCV/Phys. Rev. B-1996.-V.53.-N.6.-P.R2952-R2955.

363. Архипов В.E., Муковский Я.М., Нейфельд Е. А. и др. Влияние давления и магнитного поля на электросопротивление Ьао.вВаолМпОз в ромбоэдрической и ромбической фа-зах//Пис. в ЖЭТФ-2000.-Т.71-КЗ.-С. 169-173.

364. Laukhin V., Martinez В., Fontcuberta J., Mukovskii Ya.M. Pressure effects on the structural phase transition in Lao.8Bao.2Mn03 single crystals//Phys. Rev.B-2001.-V.63.-P.214417.1-214417.5.

365. Markovich V., Mukovskii Ya.M., Gorodetsky G. et al. Magnetic, electric and electron magnetic resonance properties of orthorhombic self-doped Lai-хМпОз single crystals//J.Phys.: Cond.Mat.-2003.-V.15.-P.3985—4000.

366. Topfer J. and Goodenough J.B. LaMn03+(5Revisited//J. Solid State Chem.-1997.-V.130,-P.117.

367. Лошкарева H.H., Королев A.B., Сухоруков Ю.П. и др. Зарядовая сегрегация и неоднородное магнитное состояние в донорно и акцепторно допированном LaMn03// ФТТ.-2002 -V.44.-P. 1916-1924.

368. Granado Е., Moreno N. О., Tokura Y. et al. Phonon Raman scattering in R\.XAхМпОз+ delta (tt=La,Pr; ^=Ca,Sr)//Phys. Rev. B-1998.-V.58.-P.11435-11440.

369. Eremin V.A., Deisenhofer J., Eremin M.V. ESR study in lightly doped Lai-xSr^MnCV/Phys. Rev. B-2000.-V.61.-P.6213-6219.

370. Goyal A., Rajeswari M., Shreekala R. et al. Material characteristics of perovskite manganese oxide thin films for bolometric applications//Appl. Phys. Lett.-1997.-V. 71.-P.253 5-2537.

371. Dong Z.W., Pai S.P., Ramesh R. et al. Novel high-TC transistors with manganite oxides//J. Appl. Phys.-1998.-V.83.-P.6780-6782.

372. Cadieu F.J., Li Chen, Biao Li and Theodoropoulos T. Room temperature Lao^Sro^MnCb magnetoresistive prototype memory element//Appl. Phys. Lett.-1999.-P.3369-3371.

373. Kozlov V.A., Mukovskii Ya.M., Ionov A.M. Magnetoresistive effect in doped ЬаМпОз thin epitaxial films with intrinsic quasi-multilayer magnetic structure//Phys.Low-Dim.Struct.-1995 -V. 10-11-P. 13-18.

374. Козлов В.А., Муковский Я.М., Урман O.M., Шматок А.В. Магнеторезистивный эффект в тонких пленках легированных манганитов лантана//Пис. в 5KT<E>.-1996.-T.22.-N.6.-C.5-9.

375. Шматок А.В. Получение тонких пленок легированных манганитов лантана методом магнетронного распыления. Их структурные и транспортные свойства. // Дис. канд. физ.-мат. наук. М., 2001. - 177 с.

376. Hoshi Y., Naoe М., Yamanaka S / High-rate, low-temperature sputtering method of facing-targets. //Electr. Commun. Jpn.l982.-V.65.-N.5 -P.576.

377. Чичков В.И. Влияние условий роста на электрофизические свойства ориентированных плёнок УВагСиз07-х, полученных методом ионно-плазменного распыления // Дис. канд. физ.-мат. наук. М., 1992. - 162 с.

378. К.Эндрюс, Д.Дайсон, С Киоун./ Электронограммы и их интерпретация // Москва: Мир.-1971 256 с.

379. Shmatok A., Mukovskii Ya.M., Marchenko V. et al.Growth of doped lanthanum manganites thin films on Ce02 buffer layer and their properties//! of Alloys and Compounds -2001 -V.326.-P.3 03-308.

380. Kotelyanskii I.M., Luzanov V.A., Dikaev Yu.M. et a! Deposition of Ce02 films including areas with different orientation and sharp border between them//Thin Solid Films.-1996.-V.280.-P. 163-166.

381. Бойков Ю.А., Эртс Д. и Клаесон Т. Транспортные параметры гранулированных пленок Ьао.б7Сао.ззМпОз, выращенных на R-плоскости сапфира //ФТТ.-2000-Т.42,1. B. 11.-С.2042-2047.

382. Mukovskii Ya.M., Shmatok A.V. CMR effect in mono-and polycrystalline Lao.7Sro.3Mn03 thin films//! Magn. Magn. Mater.-1999.-V.196-197.-P.136-137.

383. Лошкарёва H.H., Сухорукое Ю.П., Муковский Я.М. и др. Носители заряда в спектрах оптической проводимости манганитов лантана//ФТТ.-1999.-Т.4!-В.З,1. C.475-482.

384. Jakob G., Westerburg W., Martin F. and Adrian H. Small-polaron transport in Ьа0)б7Са0,ззМпОз thin films.//Phys. Rev. B.-1998.-V.58.-P. 14966-14970.

385. Шкловский Б.И., Эфрос А.Л., Электронные свойства легированных полупроводников // Москва, Наука.-1979. 284 с.

386. Emm D. and Holstein T. Adiabatic theory of an Electron in a deformable contin-uum//Phys. Rev. Lett.-1976.-V.36.-P.323-326.

387. Falck J.P., Levy A., Kastner M.A. and Birgeneau R.J. Optical excitation of polaronic impurities in La2Cu04V/phys- Rev B.-l993 -V.48-P.4043-4046.

388. Самохвалов А. А., Виглин H. А., Гижевский Б. А. и др. Малоподвижные носители заряда в СиО//ЖЭТФ.-1993.-Т.ЮЗ.-В.З.-С.951-961.

389. Emin D. Optical properties of large and small polarons and bipolarons//Phys. Rev. B.-1993.-V.48.-P. 13691-13702.

390. Zhang N., Ding W., Zong W et al. Tunnel-type giant magnetoresistance in the granular perovskite Lao.85Sro.i5Mn03//Phys.Rev. В 1997 - V.56 - P.8138-8142.

391. Martinez В., Balcells Li., Foncuberta J. et al. Magnetic, structural, and spin dynamical properties of Lai.xCa;«Mn03//J. Appl.Phys.-1998.-V. 83.-P. 7058-7060.

392. T.Walter, K.Dorr, K.-H.Muller et al. Low-field magnetoresistance of Lao,7Sro,3Mn03 thin films with gradually changed texture//Appl. Phys. Lett.-l999.-V.74.-P.2218-2220.

393. Balsells L., Foncuberta J., Martinez B. and Obradors X. High-field magnetoresistance at interfaces in manganese perovskites//Phys. Rev. B.-1998.-V.58.-P.R14697-R14700.

394. Pignard S., Vincent H., J.P.Senateur et al. Effect of crystallinity on the magnetore-sistive properties of Lao,gMn03s thin films grown by chemical vapor deposition // Appl. Phys. Rev.-1998.-V.73.-P.999-1001

395. Zhang N., Zhang S., Ding W.P. et al. Interfacial tunneling and magnetoresistance in granular perovskite La0,82Sr0,i8MnO3//Sol. State. Comm.-1998.-V. 107 -P.417-422.

396. Сухорукое Ю.П., Лошкарева H.H., Муковский Я.М. и др. Магнитооптический эффект Фарадея в пленках Lao.7Sro.3Mn03^. //ЖТФ.-2001.-Т.71-N.6.-C.139-142.

397. Sukhorukov Yu.P., Loshkareva N.N., Mukovskii Ya.M. et al. Influence of Magnetic and Electrical Fields on Optical Properties of Lanthanum Manganite Films//The Physics of Metals and Metallography-2001 .-V.91 .-Suppl. 1 .-P. S174-S178.

398. Сухорукое Ю.П., Лошкарева H.H., Муковский Я.М. и др. Магнитооптический эффект Фарадея в пленках Lao.7Sro.3Mn03s. //ЖТФ.-2001.-Т.71.-К6.-С. 139-142.

399. Takenaka К., Iida К., Sawaki Y. et al. Optical Reflectivity Spectra Measured on Cleaved Surfaces of Lai.xSrxMn03: Evidence Against Extremely Small Drude Weight//J. Phys. Soc.Jap-1999.-V.68.-P. 1828-1831.

400. Jung J.H., Kim K.H., Noh Y.W. et al. Midgap states of Lai.xCaxMn03: Doping-dependent optical-conductivity studies//Phys. Rev. B-1998.-V.57.-P.R11043-R11046.

401. Balykina E.A., Ganshina E.A., Krinchik G.S. et al. Magneto-optical properties of new manganese oxide compounds//! Magn. Magn. Mater.-1992.-V. 117 -P.259-269.

402. Paulusz A G., Burrus H.I. // Chem. Phys. Lett. 1972. -V. 17. - P. 527-530.

403. Yamaguchi S., Okimoto Y., Ishibashi K. et al. Magneto-optical Kerr effects in perovskite-type transition-metal oxides: Lai-xSrxMn03 and Lai^Sr^CoCV/Phys. Rev. B.-1998 -V.58 -P.6862-6870.

404. Ganshina E.A., Gorbenko O.Yu., Shmekova A.G.et al. Transverse Kerr effect in the (Lai.rPrr)o.7Cao.3Mn03 ceramics//! Phys.: Condens. Matter.-2000.-V.12.-P.2857-2864.

405. Kwon C., Robson M.C., Kim K.-C. et al. Stress-induced effects in epitaxial (Ьао.78го.з)МпОз films//J. Magn. Magn. Mater.-1997.-V.172.-P.229-233.

406. Bodo J.F., Magnoux D., Porres R. et al. Structural, magnetic, transport, and magneto-optical properties of single crystal La2/3Sri/3Mn03 thin films/Л. Appl. Phys.-2000.-V.87.-P.6773-6775.