Зарядовый транспорт и магнетизм в сильно коррелированных полупроводниках и полуметаллах с переходом металл-диэлектрик тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

005047898

Глушков Владимир Витальевич

ЗАРЯДОВЫЙ ТРАНСПОРТ II МАГНЕТИЗМ В СИЛЬНО КОРРЕЛИРОВАННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ПОЛУМЕТАЛЛАХ С ПЕРЕХОДОМ МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК

01.04.07 - Физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

1 и ЯНВ 2013

Москва-2012

005047898

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте общей физики им. А.М.Прохорова Российской академии наук

Официальные оппоненты: Арсеев Петр Иварович

доктор физико-математических наук, профессор, член-корреспондент РАН, Физический институт им. П.Н.Лебедева РАН, заведующий сектором Барабанов Александр Федорович доктор физико-математических наук, профессор,

Институт физики высоких давлений им. Л.Ф.Верещагина, ведущий научный сотрудник

Парфеньев Роберт Васильевич

доктор физико-математических наук, профессор,

Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, руководитель отделения Ведущая организация:

Физический факультет Московского государственного университета им. М.В.Ломоносова

Защита состоится 28 января 2013 г. в 15 ч. 00 мин.

на заседании диссертационного совета Д 002.063.02

Института общей физики им. А.М.Прохорова РАН

по адресу: 119991, г. Москва, ул.Вавилова, д.38, корп. 1, конференц-зал.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке */ /

Института общей физики им. А.М.Прохорова РАН. ¿-

Автореферат разослан ^ декабря 2012 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

Макаров

Вячеслав Петрович тел. 8-499-503-8394

Введение

Актуальность темы. Проблема адекватного описания необычных свойств соединений на основе переходных и редкоземельных элементов вблизи перехода металл-диэлектрик (ПМД) остается одной из самых интригующих задач современной физики сильно коррелированных электронных систем (СКЭС). Действительно, неустойчивость электронного спектра, обусловленная сильными электронными корреляциями, приводит к возникновению целого ряда необычных физических явлений, включающих высокотемпературную [1] и «железную» [2] сверхпроводимость, тяжелые фермионы [3], колоссальное магнигосопротивление [4], не-фермижидкостное поведение [5], квантовую критичность [6] и пр. Несмотря на существующие ограничения теоретических подходов к описанию ПМД в СКЭС к настоящему времени разработаны и реализованы различные электронные приборы и устройства на основе оксидов переходных металлов, позволяющие перейти на сверхбыстрые временные шкалы в режиме переключения между состояниями с различной проводимостью [7]. В такой ситуации особую актуальность приобретает проблема выяснения механизмов взаимодействия электронной и магнитной подсистем в окрестности ПМД, а также возможностей управления тонкой структурой электронного спектра и эффективными характеристиками, важными для практических применений.

Классическими системами с ПМД в которых наиболее сильно проявляется взаимодействие между зонными и локализованными электронами, являются так называемые кондо-изоляторы (SmBfi, CeNiSn, YbBi2, СезВцПз, FeSi и др. [8]). При понижении температуры в зонном спектре кондо-изоляторов открывается относительно небольшая (от 3 К до 300 К) энергетическая щель, причем соответствующий спектральный вес аномально перераспределяется в область энергий, более чем в 10 раз превосходящих размер запрещенной зоны [9]. В последнее время к классу кондо-изоляторов относят и соединение с уникальными термоэлектрическими свойствами FeSb2 [10], во многом аналогичное по своим физическим характеристикам моносилициду железа. Однако, неоднозначная интерпретация низкотемпературных аномалий транспортных и магнитных свойств основного состояния кондо-изоляторов, а также несогласующиеся, а иногда и противоречивые результаты исследования спектров электронной фотоэмиссни тре6510т критического анализа модели кондо-изолягора, традиционно используемой для объяснения необычных физических характеристик узкозонных полупроводников с сильными электронными корреляциями.

Другой системой, вызвавшей настоящий «бум» в научном сообществе в начале 90-х годов прошлого века, стали оксидные соединения редкоземельных металлов и марганца со структурой перовскитов К|.хАхМпОз (R - редкоземельные металлы, А - Са, Sr. Ва), в которых при азотных температурах был обнаружен эффект колоссального магнитосопротивления (KMC) с амплитудой до 1,27 105% [11]. Сильная связь между решеточными, зарядовыми, орбитальными и спиновыми степенями свободы наряду с возможностью легирования в широком диапазоне концентраций, на первый взгляд, предоставила идеальную систему для исследования природы зарядового транспорта и магнетизма в режиме сильных электронных корреляций. Вместе с тем, сложная конкуренция сверхобмена и двойного обмена в условиях ян-теллеровской неустойчивости кристаллической структуры, определяющая возникновение состояния с электронным и/или магнитным расслоением фаз [12], с одной стороны, и пространственно неоднородное распределение примеси для наиболее интересных с точки зрения

практического применения составов [13], с другой стороны, в значительной мере ограничивают прогресс в понимании природы эффекта KMC в редкоземельных манганитах.

Несмотря на различные виды основного состояния Кондо-изоляторов (немагнитное диэлектрическое) и соединений с KMC (ферромагнитное металлическое), в системах обоих классов понижение температуры индуцирует ПМД, сопровождающийся качественной перестройкой электронного спектра. Интересно, что переход от нестабильной электронной конфигурации иона Sm с промежуточным значением валентности и=2,б в SmBr, к стабильному 8S7,t-coстоянию 4/-о6олочки иона Еи1+ в ЕиВб приводит к закрытию энергетической щели на уровне Ферми и установлению ферромагнитного полуметаллического состояния с эффектом KMC, достигающим значений р(0)/р(Я)»1100% в окрестности температуры Кюри 7c=12,5-i-13,9 К в магнитном поле 8Тл [14]. Таким образом, изучение эволюции транспортных и магнитных свойств при изменении состояния редкоземельного иона в рамках одной и той же простой кубической структуры, образованной октаэдрами бора, несомненно важно для понимания природы взаимосвязи между зарядовым транспортом и магнетизмом, определяющей возникновение эффекта KMC. С другой стороны, подавление дальнего магнитного порядка в ЕиВб при легировании кальцием позволяет не только идентифицировать природу эффектов, вызванных влиянием беспорядка замещения в системе Eu-Са на эффективные параметры носителей заряда и магнитной подсистемы европия, но и провести сопоставление с аналогичными результатами, полученными для легированных мангашпов лантана. Наконец, сравнение свойств систем на основе переходных металлов Fe (FeSi) и Мп (Ьа^СахМпОз) дает возможность идентифицировать отличительные особенности, определяющие взаимодействие между зонными состояниями и локализованными магнитными моментами в полупроводниковых соединениях на основе переходных металлов.

Целью работы является экспериментальное исследование и сравнительный анализ транспортных и магнитных характеристик полупроводников и полуметаллов с сильными электронными корреляциями, направленные на выяснение особенностей взаимодействия электронной и магнитной подсистем в широкой окрестности температурных и концентрационных (в случае тройных систем) ПМД. Научные задачи диссертации включают установление природы взаимосвязи между зарядовым транспортом и магнетизмом в системах с малой концентрацией носителей заряда, а также выявление микроскопических механизмов, определяющих перенормировку спектра элементарных возбуждений и эффективные характеристики зонных и локализованных электронных состояний в режиме сильных корреляций между различными (зарядовыми, спиновыми и/или решеточными) степенями свободы.

Для решения поставленных задач в работе выполнено комплексное исследование транспортных (удельное сопротивление, магнитосопротивление, эффект Холла и термоэде) и магнитных (статические намагниченность и магнитная восприимчивость) свойств сильно коррелированных полупроводников и полуметаллов на основе редкоземельных (SmBe, EuBs и Eui^CaxB6 (*<0,25)) и переходных (FeSi и Lai.jCaJvInCh (0,13Sc<0,3)) элементов в широком диапазоне температур (1.8-300 К) и магнитных полей (до 12 Тл). Кроме того, в диссертации представлены результаты измерений низкотемпературных транспортных и магнитных свойств SmBi, ЕиВб и FeSi в импульсных магнитных полях до 45 Тл, шумовых характеристик SmBi, удельной теплоемкости ЕиВс, высокочастотного (60-100 ГГц) магнитооптического поглощения и электронного спинового резонанса в FeSi, EuBs, Eui.sCaxB6 и Lai_xCaxMnOi,

а также оптических свойств SmBs, FeSi и Eui-xCaxBs с привлечением методов субмиллиметровой (100-1000 ГГц) квазиоптической JIOB-спектроскопии. Для гексаборида самария исследованы гальваномагнитные свойства при сверхнизких температурах (до 30 мК) в магнитных полях до 15 Тл.

Научпая новизна диссертационной работы определяется полученными результатами, которые перечислены ниже:

1. В результате исследования удельного сопротивления и коэффициентов Холла и термоэдс, выполненного на монокристаллических образцах SmBi в широком диапазоне температур 1,8-;-300 К в магнитных полях до 45 Тл, в области собственной проводимости определены значения энергетической щели (20 мэВ), подвижности (|цн|^Ю0 см2В"'с"'), концентрации (n~1019-i-1021 см"3) и эффективной массы (mc(p=30mo) легких носителей заряда, а также температурная зависимость времени релаксации зонных состояний (т~7~а, а=2,6).

2. Для гексаборида самария при температурах ниже 15 К обнаружена анизотропное поведение параметров зарядового транспорта, характеризуемое зависимостью энергии активации удельного сопротивления и эффекта Холла от направления приложенного тока

3,5-М5 мэВ). Показано, что «наведенная анизотропия», возникающая в этом соединепии с кубической структурой, обусловлена экситон-поляронными комплексами, формирующимися в режиме быстрых зарядовых флуктуаций в окрестности ионов Sm. В рамках экситон-поляронной модели разделены вклады в энергию связи многочастичных состояний от изотропной экситонной компоненты мэВ и анизотропного поляронного потенциала £рж0,5-!-3 мэВ, варьирующегося в зависимости от кристаллографического направления.

3. В режиме проводимости по экситон-поляронным состояниям (Г<15 К) для гексаборида самария обнаружено резкое усиление амплитуды отрицательного магнитосопротивле-ния, достигающего значений (Др/р)/Вг—2,2-10"3 Тл'2 при Г*=5 К. Установлено, что наблюдаемый эффект связан с особенностями магнитного рассеяния экснтон-поляронных состояний в режиме промежуточной валентности ионов Sm. Из анализа совокупности данных измерений транспортных, оптических и магнитных свойств SmBs при Т<Т' сделан вывод об электронном фазовом переходе в когерентное состояние электронно-дырочной жидкости, описываемой экситон-поляронной моделью зарядовых флуюуаций Кикоина-Мгаценко.

4. Установлено, что акгивационное поведение магнитной восприимчивости Х,(Т)=С/Т exp(-EJkaT) с параметром Я,Дв~65К при 7>50К определяется возникновением спиновой щели и появлением термически индуцированных магнитных моментов

(рв - магнетон Бора) на центрах самария. При Г<50К обнаружена корреляция температурных зависимостей интснсивностей линий в спектрах неупругого рассеяния нейтронов и комбинационного рассеяния света и магнитного вклада состояний в спиновой щели, позволяющая связать наблюдаемые аномалии с формированием многочастичиых (экситон-поляронных) состояний малого радиуса (<6А) в матрице SmBs.

5. Из сравнительного анализа транспортных и оптических характеристик FeSi показано, что энергетическая щель Et=U-2D<x60 мэВ определяется расстоянием между хаббардов-скими зонами шириной 20=0,21 эВ и параметром кулоновского отталкивания №0,27 эВ. Установлено, что критические значения параметров модели Мотга-Хаббарда, соответствующие диапазону 2<i//£><3, инициируют температурный переход металл-диэлектрик, связанный с возникновением многочастичного резонанса в середине запрещенной зоны ниже

7'"=80 К. Оценки параметров состояний в резонансе показывают, что им соответствуют спиновые поляроны м&того радиуса (<5 А) с низкой концентрацией (-6-1017 см"3) и перенормированной эффективной массой (п1сп~50+100пго: то - масса свободного электрона).

6. Установлено, что низкотемпературная инверсия знака эффекта Холла обусловлена ростом амплитуды аномальной компоненты холловского сопротивления рн, которая увеличивается более чем в 105 раз при понижении температуры в интервале 1.8-^20К. Возникновение аномального вклада в рн связывается с переходом к когерентному режиму флуктуаций спиновой плотности в окрестности Ре-центров и формированием ферромагнитных областей - ферронов - в матрице Ре31 при Г<7с=15 К.

7. По данным транспортных, магнитных, оптических и магнитооптических измерений, выполненных в диапазоне температур (1,8-540 К) и магнитных полей (до 12 Тл), впервые построена низкотемпературная магнитная Н-Т фазовая диаграмма РеБг Показано, что аномальное поведение транспортных и магнитных свойств, обнаружешюе в непосредственной окрестности Та=1 К, определяется формированием фазы спинового стекла (Т<Тт) с образованием магнитных нанокластеров из взаимодействующих ферронов в основном состоянии Ре81 Из анализа совокупности аномалий транспортных, магнитных и магнитооптических характеристик, наблюдаемых в окрестности Цо#„,~3,5 Тл при Т<Тт, сделан вывод о существовании новой коллинеарной магнитной фазы М\\Н на низкотемпературной фазовой диаграмме моносилицида железа.

8. В результате измерений комплексной огггической проводимости ст(со) обнаружен аномальный вклад в проводимость РеЭ^ описываемый при Г=4,2 К лоренцианом с собствен-пойчастотой Уо~32±5 см"1, диэлектрическим вкладом Деи 110+20 и затуханием у=280±30 см"1. Установлено, что наблюдаемая аномалия связана с собственными возбуждениями спин-поляронных состояний, формирующихся в середине энергетической щели РеЭ1 Получены оценки величины обменного поля д>//е1=34±6 Тл и времени спиновых флуктуаций т=(1,9±0,2)-10~14 с, которые характеризуют взаимодействие между носителем заряда и локализованными мапнтгными моментами в спин-поляронных комплексах.

9. Из оценок параметров носителей заряда в ЕиВ<; показано, что аномалии зарядового транспорта в парамагнитной фазе (7с<Г<Г*«80 К, 7с«13,9 К) определяются формированием тяжелых носителей заряда - спиновых поляронов - с эффективной массой /иег-(15+30)то. В ферромагнитной фазе обнаружена значительная (до 70 %) анизотропия поперечного магни-тосопротивления, характеризующая переход к режиму проводимости по зонным состояниям с тсц~то при Т<Тс.

10. Обнаружено, что спонтанная намагниченность ЕиВб в расчете на элементарную ячейку М!р(7"-»0К)«7,4цв заметно превышает магнитный момент иона Еи2+ в ^я состоянии. Увеличение Мр связывается с дополнительным вкладом Мо»0,4цв, возникающим при формировании промежуточной магнитной фазы в окрестности 7м==15,6 К.

11. Для твердых растворов замещения Еи^СаА (0£х<0,25) зарегистрирован концентрационный переход металл-диэлектрик при хмгг^ОД с изменением типа проводимости от электронной (х<гмгг) к дырочной (х>хмт). Установлено, что переход в диэлектрическую фазу сопровождается значительным усилением эффекта колоссального мапштосопротивления, достигающего значений р(0)/р(7 Тл)~7-107% для Еио,75бСао,244Вб. Сопоставление эффектив-

ных масс носителей заряда шсП(Еи[|:75бСаод44Вб)~(4,3-г13)то и тсп(ЕиВс)--(15-к?0)яго указывает на определяющий вклад спин-поляронных эффектов в низкотемпературный зарядовый транспорт в этих соединениях с сильными электронными корреляциями.

12. Для твердых растворов замещения Eui.xCasBr„ отвечающих окрестности концентрационного ПМД (*<xmit~0,2), установлено, что усиление эффекта KMC от ~1.4х104% до ~7.5х105 % и универсальное критическое поведение магнитной восприимчивости х~(5г-0)"1'5 связаны с эффектами ближнего магнитного упорядочения, определяющего особенности состояния с магнитным расслоением фаз в парамагнитной окрестности температуры Кюри.

13. Исследования транспортных и магнитных свойств монокристаллических образцов Lai-jCa^MnCb (0,13Sx<0,3) выявили анизотропию поперечного магнитосопротивлеши, амплитуда которой достигает 20% в магнитоупорядоченной фазе Lao^CaouMnCb при Т= 87 К и уменьшается более чем на 3 порядка в металлическом состоянии LaojCaojMnCb при 7"<100 К. Установлено, что анизотропия зарядового транспорта, наблюдаемая в режиме прыжковой проводимости в ферромагнитной фазе составов Lai.xCaxMn03 (x<xmit~0,22), характеризует состояние с магнитным расслоением фаз в условиях сильной пространственной локализации (-4 А) и низкой подвижности (~0Д см2/Вс) носителей заряда.

14. В результате исследования эффекта Холла в Ьа1.хСа,МпОз (0,13<х<0,3) получены оценки эффективных параметров носителей заряда для составов, отвечающих окрестности концентрационного перехода металл-диэлектрик (хмгг«0,22). В ферромагнитной окрестности точки Кюри (150 К<Т<ТС) для LawsCao^MnCb обнаружен рост подвижности до значений |цн|»20 см2/(Вс), характеризующих зарядовый транспорт вблизи перколяционного порога на границе концентрационного перехода металл-диэлектрик. Для Ьа^Са^МпОэ обнаружена корреляция между аномальным холловским рн" и удельным р сопротивлением рн*~р1,5, которая не согласуется с традиционной интерпретацией аномального эффекта Холла в легированных манганигах лантана в рамках моделей асимметричного рассеяния (рна~р) или бокового смещения (рн'-р2) носителей заряда.

15. В ферромагнитной фазе LaojCaojMnOj обнаружен четный эффект Холла, аналогичный наблюдаемому в спин-поляронном режиме зарядового транспорта в FeSi. Появление четной гармоники на угловых зависимостях холловского сопротивления связывается с эффектами понижения локальной симметрии при формировании спин-поляронных (FeSi) или димеронных (Lai .тСахМпОз) состояний малого радиуса (<10 А) и/или с антиферромагнитным эффектом Холла, ранее обнаруженным для ферримагнетиков на основе Мп и Fe.

Достоверность результатов диссертационной работы определяется тщательной проработкой методических вопросов, связанных с предварительными отбором, подготовкой и характеризацией монокристаллических образцов - объектов исследования, калибровочными экспериментами, выполненными на лабораторных установках, а также воспроизводимостью полученных результатов и их сопоставлением с литературными данными.

Положения, выносимые на защиту:

1. Поляронные эффекты в режиме быстрых (~10~'М0~14 с) локальных флуктуаций электронной (спиновой) плотности в SmB6 (FeSi) приводят к формированию многочастичного резонанса на уровне Ферми, определяющего температурный переход металл-диэлектрик. В основном состоянии SmBi и FeSi являются сильно коррелированными металлами, физиче-

ские свойства которых определяются эксигон-поляронными и спин-поляронными комплексами, соответственно.

2. Для БтВб разделены вклады в энергию связи экситон-поляронных состояний от изотропной экситонной компоненты £гч~3 мэВ и анизотропного поляронного потенциала £р=0,5-3 мэВ, зависящего от направления измерительного тока в матрице ЗтВ5.

3. Немонотонное поведение магнитной восприимчивости БтВ6 определяется возникновением спиновой щели с термически индуцированными магнитными моментами цс£рк1,бцв (цв - магнетон Бора) на центрах самария. Корреляция между температурными зависимостями ингенсивностей неупругого рассеяния нейтронов и комбинационного рассеяния света, с одной стороны, и выделенного в работе магнитного вклада от состояний в спиновой щели при Т<50 К, с другой, подтверждает связь наблюдаемых аномалий с формированием экси-тон-поляронных состояний в матрице 8шВ6.

4. Для моносилицида железа получены эффективные параметры модели Мотга-Хаббарда (ширина хаббардовских зон 2£Ы),21 эВ, параметр кулоновского отталкивания (7=0,27 эВ, энергетическая щель £¡,=£/-20=60 мэВ). Критическое значение 2,6 (2<ШКЗ) определяет возникновение многочастичного резонанса в середине запрещенной зоны РеЭ! ниже 7*«80 К, причем состояниям в резонансе отвечают спиновые поляроны малого радиуса (<5А) с концентрацией (-61017 см"3) и эффективной массой (тся~(50-МОО)то).

5. Впервые определена структура низкотемпературной магнитной фазовой Н-Т диаграммы РеБт Выполнены количественные оценки эффектов обменного усиления и эффективных параметров, характеризующих электронную подсистему Ре51 в парамагнитной (Т>Тс) и ферромагнитной {Т„<Т<Тс) фазах, а также в фазе спинового стекла (Т<Т„). В результате анализа совокупности аномалий транспортных, магнитных и магнитооптических характеристик, наблюдаемых в окрестности Д|#„~3,5 Тл при Т<Т„, сделан вывод о существовании новой коллинеарной магнитной фазы в РсБ1

6. Аномалии зарядового транспорта в парамагнитной фазе ЕиВб (7с<Г<7*~80 К, 7с« 13,9 К) связаны с формированием тяжелых носителей заряда (спиновых поляронов) с эффективной массой т,..п~(15-^30)/яо. Изменение анизотропии поперечного магнигосопротив-ления в ферромагнитной фазе ЕиВб определяется переходом от спин-поляронного режима зарядового транспорта к проводимости зонных носителей заряда (т^г-то) в основном металлическом состоянии.

7. Увеличение сшигганной намагниченности ЕиВб в расчете на элементарную ячейку Мр(7"->0К)к7,4цв обусловлено дополнительным вкладом в спонтанную намагниченность Мо=0,4|Дв, возникающим при формировании промежуточной магнитной фазы в окрестности температурного перехода металл-полуметалл 7"м=15,6 К.

8. Концентрационный переход металл-диэлектрик, обнаруженный в ряду Eui.jCa.iBs (02х<0.244) в окрестности хиц=0,2, характеризуется усилением эффекта колоссального магнита сопротивления до значений р(0)/р(7 Тл)~7-107 % (для х=0,244). Для составов с дг>хшт магнитосопротивление определяется переходом от дырочного к электронному типу проводимости, инициируемым увеличением магнитного поля при низких температурах. Сопоставление эффективных масс носителей заряда тс(р=(4,3-ЧЗ)то для Еио^бСао^-Л и

/7ícfr=(15-H30)mu для EuBo указывает на определяющий вклад спин-поляронных эффектов в низкотемпературный зарядовый транспорт в этих сильно коррелированных системах.

9. Усиление эффекта KMC до р(0)/р(7 Тл)~7.5хК)'% и универсальное критическое поведение магнитной восприимчивости %~(Т-&)'' в составах Eui.xCaxB6, отвечающих металлической стороне концентрационного ПМД (х<хмп~0,2), связаны с ближним магнитным упорядочением, определяющим особенности состояния с магнитным расслоением фаз в парамагнитной окрестности температуры Кюри.

10. В низкотемпературных орторомбической и псевдокубической фазах легированных манганитов лантана Lai.*СахМпОз (0,13<х<0,3) поперечное магнитосопротивление р(Л) анизотропно по отношению к ориентации магнитного поля относительно кристаллографических направлений. Усиление анизотропии поперечного магнитосопротивления в ферромагнитной фазе составов Lai-XasMnCh, отвечающих диэлектрической стороне концентрационного перехода металл-диэлектрик (х<хс*>0,22), связывается с формированием состояния с магнитным расслоением фаз.

11. В ферромагнитных фазах узкозонных полупроводников на основе переходных металлов — FeSi и Lai.xCaxMn03 — обнаружен дополнительный четный по магнитному полю вклад в эффект Холла, не имеющий объяснения в рамках теории гальваномагнитных эффектов в анизотропных металлах. Возникновение четной гармоники в основном состоянии FeSi связано с эффектами понижения локальной симметрии при переходе к режиму проводимости по спин-полярошшм состояниям малого радиуса (<10Á) ииже Г*и80 К.

Практическая ценность результатов работы. Результаты, полученные в рамках диссертационной работы, могут быть использованы при разработке теоретических подходов к описанию физических свойств систем с сильными электронными корреляциями. Кроме того, представленные в диссертации экспериментальные методы исследования и идентификации спин-поляронных эффектов могут пайти применение при разработке и тестировании новых материалов со специальными свойствами для микроэлектронных и спинтронных приложений, а также при создании новых термоэлектрических материалов для энергосберегающих технологий.

Апробация работы. По результатам работы подготовлены 76 научных докладов, представленных на Совещании но физике низких температур НТ (1998, 2000, 2003, 2006, 2009 и 2012 гг.), Международной конференции по физике низких температур LT (1999, 2002,2008 и 2011 гг.), Международной конференции по физике сильно коррелированных электронных систем SCES (2001, 2002, 2004, 2005, 2007, 2008 и 2011 гг.), Европейской конференции по физике магнитных явлений «Physics of Magnetism» (2002 г.), Московском международном симпозиуме по магнетизму MISM (2002, 2005,2008 и 2011 гг.), Международном симпозиуме по бору, боридам и родственным соединениям 1SBB (2005), 9-м международном симпозиуме «Упорядочения в металлах и сплавах» ОМА-9 (2006), Международной конференции по современным исследованиям магнитного резонанса "Modern Development of Magnetic Resonance" (2007), Международной конференции по магнетизму ICM (2009 и 2012 гг.), Международной конференции по квантовой критичности и новым фазам QCNP09 (2009 г.), 14-й Чешской и словацкой конференции по магнетизму CSMAG'10 (2010 г.), ежегодной Конференции «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления» (20042012 гг.), а также на Международной зимней школе по физике полупроводников ФТИ РАН

(2000 г.), Конференции молодых ученых «Проблемы физики твердого тела и высоких давлений» (2004 и 2010 гг.), Научной сессии НИЯУ МИФИ (2010, 2011 и 2012 гг.), Научных конференциях МФТИ (2001, 2008, 2010 и 2011 гг.) и научных семинарах ИОФ РАН (2003, 2005, 2009, 2010 и 2012 гг.) и теоретического отдела ФИАН (2003 г.).

Личный вклад автора определяется непосредственным и, в ряде случаев, определяющим участием на всех стадиях выполнения работы, включая анализ текущего состояния научной проблемы в области исследований, постановку научной задачи, подготовку и проведение экспериментов, анализ и интерпретацию полученных данных и подготовку результатов работы к публикации, в том числе написание статей.

Основная часть результатов 3 и 4 глав получена совместно с Н.Е.Случанко. Измерения гальваномагнитных характеристик выполнены при участии А.А.Пронина, М.А.Анисимова и ДН.Случанко и студентов К.М.Петухова, И.В.Кривицкого, К.В.Гонькова, А В.Шубина и И.И.Лобановой. Термоэлектрические измерения выполнялись совместно с М.В.Кондриным, М.И.Игнатовым, А.В.Левченко и студентами Е.И.Хайруллиным и Р.Ф.Байбаковым. Измерения статических магнитных свойств были выполнены А.В.Богачем, В.Ю.Ивановым, A.B.Кузнецовым, О.АЛуркиным и студентом И.И.Санниковым. Анализ данных магнитооптических и магнитарезонансных исследований проводился совместно с С.В.Демишевым, А.В.Семено и аспирантами А.Л. Чернобровкиным и И.Б.Воскобойниковым. Исследования оптической проводимости были организованы совместно с Б.ПХоршуновым, А.А.Волковым и Е.С.Жуковой. Измерения удельной теплоемкости гексаборида европия были выполнены в ЦКП ФИАН «Исследования сильно-коррелированных систем» С.Ю.Гаврилкиным. Монокристаллические образцы исследуемых систем любезно предоставлены коллегами из Института проблем материаловедения НАНУ (Н.Ю.Шицевалова, В.Б.Филипов, А.В.Левченко, А.В.Духненко), Университета Тохоку г.Сендай (С.Кунии), Университета г.Амстердама (А.А.Меновски) и Национального исследовательского технологического университета МИ-СиС (Я.М.Муковский). Кроме того, в подготовке экспериментов и обсуждении результатов работы приняли участие ученые из Института экспериментальной физики Словацкой АН (К.Флахбарт, С.Габани, И.Батько, М.Батькова), Католического университета г.Левена (В.Мощалков, Й.Ванакен, Л.Векхейзен), Университета г.Эксетер (А.Савченко, С.Сафонов) и 1-го Физического института Университета г.Штутгарта (М.Дрессель, С.Кайзер).

По результатам работы под научным руководством автора подготовлены и защищены 2 кандидатских и 3 магистерских диссертации, а также 1 дипломная работа и 5 выпускных квалификационных работ бакалавриата.

Публикации. Основные результаты диссертации представлены в 102 печатных работах, включая 36 статей, опубликованных в рецензируемых российских и зарубежных научных журналах из списка ВАК.

Структура диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, шести глав, заключения с основными выводами работы и выносимыми на защиту положениями, благодарностей и списка цитированной литературы. Материал диссертации изложен на 374 страницах и содержит 136 рисунков, 5 таблиц и 283 наименования цитируемых источников.

Краткое содержание диссертационной работы.

Во введении обосновывается актуальность темы диссертационной работы, сформулирована цель исследований, кратко рассмотрены основные задачи работы, а также раскрываются новизна и практическая значимость результатов работы.

В первой главе представлен аналитический обзор литературы, рассматривающий особенности взаимодействия между зарядовыми и магнитными степенями свободы в системах с низкой концентрацией носителей заряда. В разделе 1.1 приведена современная классификация систем, испытывающих переход металл-диэлектрик (ПМД) под воздействием различных параметров (температура, давление, магнитное поле, концентрация примеси и пр.). Выполнен анализ основных факторов, определяющих неустойчивость электронной структуры систем с ПМД вблизи критических значений управляющих параметров. Особое внимание уделено сопоставлению особенностей ПМД в соединениях на основе 3и 4/-элсммггов. В заключительной части первого параграфа обсуждаются теоретические модели, используемые для описания ПМД в сильно коррелированных электронных системах. В п. 1.2 приведены основные экспериментальные данные исследований соединений, составляющих класс так называемых Кондо-изоляторов. Кратко рассмотрены теоретические подходы, применяемые для описания температурной перенормировки плотности электронных состояний и связанного с ней перехода в диэлектрическое состояние с малой величиной запрещенной зоны. В разделе 1.3 анализируются особенности транспортных и магнитных свойств в окрестности ПМД для различных соединений с эффектом колоссального мапштосопротивления (КМС), в том числе халькогенидов европия, легированных манганитов лантана и соединений на основе гексаборида европия. Особо рассмотрена проблема автолокализации электронов проводимости в магнитных полупроводниках в условиях сильного обменного взаимодействия между зонными и локализованными электронами, которое приводит к формированию связанных состояний (ферронов [15], магнитных поляронов [16], магнитных флукгуонов [17] или спиновых поляронов [18]). Подчеркивается, что концепция спинового полярона применительно к металлическим системам с сильными электронными корреляциями была впервые предложена Н.Е.Случанко в работе по исследованию зарядового транспорта в СсАЬ [19]. В заключительной части первой главы (п. 1.4) обсуждаются особенности кондо-изоляторов и соединений с КМС, которые следует учитывать при анализе связи между зарядовым транспортом и магнетизмом в этих системах с малой концентрацией носителя заряда, и формулируется научная проблематика данного исследования.

Во второй главе рассмотрены методические вопросы. В разделе 2.1 суммируется информация о подготовке и харакгеризации исследуемых монокристаллических образцов. Приводятся данные микрозондового анализа с оценкой концентрации примеси в твердых растворах замещения ЕиьхСаЗб. В п.2.2 рассмотрена методика исследования гальваномагнитных свойств металлов и полупроводников с детальным описанием экспериментальной установки. В разделе 2.3 подробно рассмотрены особенности измерения анизотропии мапштосопротивления и эффекта Холла в схеме с вращением образца в магнитном поле, перечислены способы анализа угловых зависимостей транспортных характеристик в магнитоупоря-доченной и парамагнитной фазах исследуемых соединений, рассмотрена проблема корректного учета размагничивающего поля в ферромагнетиках. В п.2.4 описаны особенности четырехконтаетной схемы, используемой для измерения термоэлектрических характеристик

металлов и полупроводников; приведены алгоритм вычисления абсолютного значения коэффициента термоэдс для исследуемых материалов и данные калибровочных измерений. В параграфе 2.5 перечислены параметры экспериментальных установок, использованных при проведении измерений статических магнитных свойств исследуемых материалов. В заключительной части главы (п.2.6) собраны сведения о вспомогательных методиках, использованных для решения научных задач диссертационной работы. В каждом из разделов главы приведены данные о факторах, определяющих ошибку измерений, и погрешности оценок физических характеристик исследуемых объектов.

Третья глава посвящена исследованию транспортных и магнитных свойств классического соединения с промежуточной валентностью - гексаборида самария. В первой части главы (п. 3.1) представлены результаты измерения температурных и полевых зависимостей удельного сопротивления монокристаллических образцов 8тВ<;, выполненных в диапазоне температур 0,03+300 К в магнитном поле до 45 Тл. Обнаружено, что дги всех исследованных моиокристаллических образцов 8птВб удельное сопротивление растет с понижением температуры почти на 5 порядков, выходя на насыщение при значениях р -10 Ом-см (рис.1а). В диапазоне температур ниже 15 К, предшествующем насыщению р, установлен акгивационный характер зависимости вида р(7)~ехр(-£ехр/кв^ с параметром £ехр=(3,5-;-5,3) мэВ, варьирующимся в зависимости от ориентации измерительного тока относительно кристаллографических направлений (рис.1а).

Исследования магниторезистивного эффекта Ар/рз(р(Я)-р(0)/р(0)) в магнитном поле 7 Тл показали, что понижение температуры приводит к переходу от положительного (ПМС Др/р>0, 7>30 К) к отрицательному магнитосопротивленшо (ОМС Др/р<0, Т<30 К). Установлено, что при :Г<30 К Др/р(Я) пропорционально квадрату магнитного поля (Др/р(Н)~АН2), причем абсолютное значение А зависит от направления тока через образец и достигает максимума при Т'ш5 К (рис. 2а). При сверхнизких температурах амплитуда ОМС уменьшается до значения Др/р=-0,2 %, регистрируемого при Г=38 мК в магнитном поле 7Тл. По данным экспериментов в окрестности т' обнаружен линейный вклад в магнитосопротивление, амплитуда которого также зависит от направления приложенного магнитного поля.

В разделе 3.2 приведены результаты исследований эффекта Холла ЭтВб. Установлено, что в магнитных полях до 7 Тл отклонение полевых зависимостей холловского сопротивле-

Рис. 1. Температурные зависимости (а) удельного сопротивления р, (б) коэффициента Холла Кн и (в) коэффициента термоэдс измеренные для различных ориентации измерительного тока (а,б) или температурного градиента (в) относительно кристаллографических направлений в ЭшВе.

с; Н

со

о

•к <

о 100

аГ 10

1 ..'... 1 • /||<100> Л /||<111> V /||<211> О /||<110> §

■о /||<юо>; (1 .А /||<100>, ■ Орд | г О о0о" , 1 1 1 1 1 . 1 I I , 1 о 6 • о % °о °с

10 Т(К)

50

ния от линейного рн~Я не превышает 5%. Оценки коэффициента Холла Лн-рн/Я показывают, что понижение температуры от комнатной приводит к переходу от положительного эффекта Холла Дн>0 (7>Г1тн«бО К) к отрицательным значениям Лн<0 (Г<Г;Г1УН). В окрестности 15 К на температурной зависимости ЯнСП наблюдается смена параметров активационной асимптотики Кц(Г)~ехр(-£„нЛв7) с переходом от £е-сН»10мэВ (7>15К) к меньшей величине £«"»(3,5*6) мэВ (5 К<Г<15 К), зависящей от направления тока в кристалле (рис.16). При дальнейшем понижении температуры кривые |Дн(7)| проходят через максимум в окрестности У и выходят на постоянные

Рис.2. Температурные зависимости (а) амплитуды ,.„ .„„.

1 значения -(80+400) см/Кл, которые разли-квалратичного вклада в отрицательное магни- 4 ' ' н н

тосопротивление А и (б) холловской подвиж- чаются почти на порядок при сопоставимых

ности |дн|, измеренные для различных ориентации тока относительно кристаллографических направлений в 5щВ6.

значениях параметров Есх (рис. 16). При пе-

реходе к диапазону сверхнизких температур коэффициент Холла изменяется менее чем в 2 раза: Ян(0,038 К)/Дн(1,77 К)=1,7. В разделе также приводятся данные по холловской подвижности носителей заряда цн=Ян/р для разных образцов 8тВ6. Показано, что с понижением температуры степенной рост цн-Т"" (а«2,6) сменяется выходом на насыщение (|1н-— (60+140) см2/(Вс)) при Г<15 К, после чего ]цн| резко падает при Т<Т" (рис.2б).

В п. 3.3 приведены результаты измерений коэффициента термоэде 5'(7) 8тВг, в области температур 2+300 К. При понижении температуры от комнатной коэффициент термоэде при »188 К меняет знак с переходом от положительных значений (£>0, Т>Т,„,5) к отрицательным (^<0, Т<Т,т&). Показано, что в отличие от удельного сопротивления и коэффициента Холла значение параметра ¿^«З мэВ в активационной зависимости 5(7)~—Е^/къТ (Г<Г<15 К), не зависит от направления градиента температур в образце (рис. 1в). При Т<Т' абсолютная величина 8 уменьшается до значений |8|<30 мкВ/К, характерных для сильно коррелированных металлов.

В разделе 3.4 обсуждаются данные статической магнитной восприимчивости х(Т), измеренные на СКВИД-магнитометре в магнитном поле до 0,2 Тл. При 7>50 К кривая х(Т) описывается суммой хСИ=Ха+ХаСП, гДе да® 1,5 см3/моль и ,&(7)=С/Г ехр(-£<Дв7) с энергией активации Е^5,6 мэВ и постоянной Кюри С»0,31 см3/(моль-К). Активационный вклад /¡,(7) связывается с открытием щели в спектре магнитных возбуждений ЭгаВб и появлением термически индуцированных магнитных моментов /иаг-Х.Ь/лв (р-к - магнетон Бора) на центрах самария. Обнаружено, что поведение магнитного вклада А%(Т)=Х(Т)-%аСП, определяемого состояниями в спиновой щели, при Г<50К качественно согласуется с температурными зави-

симостями интенеивностей особенностей, обнаруженных в спектрах неупругого рассеяния нейтронов [20] и комбинационного рассеяния света [21] в 5тВ6.

Результаты измерения шумовых характеристик БтВб, представленные в п. 3.5, показывают, что параметр А0 в выражении для спектральной плотности —(Л</)"2 зависит от направления, вдоль которого регистрируются флуктуации напряжения, причем в окрестности 7* на кривых Ац(Т) наблюдаются выраженные особенности в виде минимума.

В заключительной части третьей главы (п.3.6) представлен анализ параметров зонной структуры и основного состояния БшВб, который позволяет выделить три температурных интервала (рис.1). Считая, что активационное поведение параметров зарядового транспорта при 7>15 К отвечает режиму собственной проводимости [22], сопоставление параметров ак-тивационных асимптотик Лн(7) и 5(7) в случае невырожденного полупроводника:

Лн=—-—- ~exp(£g/2i"B Т), пе 1 + 6

Ь+\2к„Т 4 т.

(1)

позволяет оценить величину запрещенной зоны 20 мэВ и отношение подвижностей электронов и дырок ¿>=ц„/рр!»50. С учетом плазменной частоты Ур|2(7)=47ш(7)е2/те0"(7), полученной из оптических измерений [23], из значений определены эффективная масса электронов тец°^30та и время релаксации хп=(0,6^-20)10"13 с. Показано, что время релаксации дырок тр, оцененное с учетом эффективной массы »!<./=( 1000+500)нго [24], в пределах погрешности совпадает с т„ (рис.4), что подтверждает общий механизм рассеяния электронов и дырок на зарядовых флуктуациях при 7"<40 К.

Поведение транспортных свойств 8тВ<5 при Т>40 К с существенно различающимися

температурами инверсии знаков магнитосо-

Т(К)

10 100 Г (К)

Рис.3. Магнитная восприимчивость монокристаллических образцов ЭтВб. Ориентация магнитного поля относительно кристаллографических направлений указана на рисунке. Сплошными линиями показаны зависимости Хо+Х№) (см.текст). На вставке представлен магнитный вклад ДХгХ-Ул в сравнении с нейтронными [20] и оптическими [21] данными.

противления (7ь,^30 К), коэффициента Холла (7„VH~60 К) и термоэдс (Г^Ш К) формально не согласуется с общепринятой концепцией кондо-изолятора [8], связывающей переход от узкозонного полупроводника (Т<Та) к металлу (7>7о) с закрытием щели в спектре SmB6 при Го~40^60 К. Результаты измерений показывают, что в области температур выше 150 К доминирует вклад дырочных носителей заряда с концентрацией сост./эл.яч. и подвижностью ць=+(2,8-5-4,8) см2/(В-с). Из оценок зависимостей ^(Т) и \1ь(Т) установлено, что инверсия знака эффекта Холла в SmBe, наблюдаемая с ростом температуры при г,щнм60 К, связана с перераспределением вкладов электронных и дырочных состояний за счет увеличения отношения ць/Це(7) при постоянном размере энергетической щели £g«20 мэВ.

Сопоставление асимптотик зарядового транспорта в интервале температур 5 К<Г<15 К на «диэлектрической» стороне температурного ПМД (рис.1) обнаруживает сильное различие энергий активации удельного сопротивления и коэффициента Холла £„"«(3,5-н6) мэВ (рис. 1 а,б) и коэффициента термоэдс £с/=3 мэВ (рис. 1в). Минимальные значения Яехн и в пределах погрешности совпадают с энергией возбуждения на частоте 24 см"1 (.Еех=3 мэВ) в спектрах оптической проводимости 5тВс [23], что указывает на переход к режиму «примесной» проводимости с носителями заряда, термически активированными с уровня под дном зоны проводимости. Оценка радиуса локализации «примесных» состояний с учетом полученных значений энергии связи Еех=Есх3 и эффективной массы тсв

а0 = Ъ/^т'^Е*, (2)

дает значения а<,<6 А для состояний в запрещенной зоне гексаборида самария. Малая величина радауса локализации свидетельствует в пользу экситон-поляроиной модели Кикоина-Мищенко [25], предложенной для интерпретации коллективных низкочастотных возбуждений в спектрах неупругого рассеяния нейтронов [20]. В рамках экситон-поляронной модели состояниям в щели соответствуют экситоны малого радиуса, формирующиеся на центрах Бш вследствие быстрых переходов между 4/ и 4/+5ё1 состояниями. По оценкам распределения электронной плотности в 8шВб [20] ее максимум смещен на расстояние ~2 А от иона самария в направлении к ближайшему октаэдру бора (<111>). При этом близость характерного времени зарядовых флуктуаций и обратной частоты фононных мод (~10-'3 с) определяет появление поляронного потенциала, «одевающего» экситон аналогично поляризационному полю свободного заряда в диэлектрике [26].

Пространственная направленность экситон-поляронных комплексов позволяет связать различие энергий активации (рис.1) с «наведенной анизотропией» низкотемпературного зарядового транспорта в 8тВ<;. Действительно, диапазон энергий активации различных транспортных коэффициентов £„=(3^6) мэВ включает все значения «малой» щели, встречающиеся в литературе. Минимальное расстояние от потолка валентной зоны до экситон-поляронного уровня АЕ=Ег-Еех~[4 мэВ соответствует энергии возбуждения, появляющегося в спектрах неупругого рассеяния нейтронов при Т<50 К [20]. В такой ситуации энергию связи экситон-поляронных комплексов Е^ удобно разделить на «голую» эксигонную компоненту £„ь и поляронный потенциал Ер. Поскольку поляронная компонента не влияет на статическое распределение заряда при измерениях термоэдс, значение энергии активации Ес/ (рис.1 в) позволяет определить изотропную энергию экситона мэВ. В свою очередь, параметры Еех'^Ее^ (рис.1а,б) отвечают полной энергии связи экситон-полярониого комплекса,

Т(К)

Рис.4. Время релаксации носителей заряда т„, тр, оцененное из данных холловской подвижности с учетом значений плазменной частоты [23]. Отдельными символами представлены времена релаксации носителей заряда по данным нейтронных (Н) [20], ультразвуковых (УЗ) [27] и ЯМР (Р) [28] измерений. В нижней части рисунка приведена температурная зависимость эффективной массы электронов.

что позволяет оценить поляронный потенциал Ер=£е*н-£е*ь~(0,5+3) мэВ, зависящий от направления измерительного тока в матрице SmBe. Таким образом, анизотропия поляронной ямы приводит к появлению выделенного направления, связанного с быстрыми 4f-5d зарядовыми флуктуациями и многочастичными эффектами в кубической решетке SmBi.

При обсуждении природы зарядового транспорта в основном состоянии SmBs (интервал III на рис. 1-4) отметим усиление ОМС в окрестности 7"*»5 К (рис.2а), которое указывает на доминирующее магнитное рассеяние носителей заряда в режиме проводимости по экси-тон-поляронным комплексам. Магнитный характер основного состояния гексаборида самария подтверждает и рост магнитной восприимчивости Дх, обусловленный вкладом многочастичных (экситон-поляронных) состояний малого радиуса (вставка на рис.3). В такой ситуации скоррелированное уменьшение коэффициента термоэде (рис. 1в), амплитуды мапттосопротивления (рис.2а) и времени релаксации (рис.4) при T<f указывает на переход к когерентному режиму зарядовых флуктуаций в основном состоянии SmBe. Когерентность зарядовых флуктуаций, на наш взгляд, возникает из-за заметного перекрытия экситон-поляронных состояний на соседних ионах самария (параметр решетки а =4,133 А.<ао), что приводит к «металлизации» зарядового транспорта с насыщением значений р и Дн и резким уменьшением абсолютной величины S (рис.1). С учетом аномалий тепловых, упругих и структурных характеристик, а также параметров ЯМР, наблюдаемых вблизи окрестности Т, в работе сделан вывод о фазовом переходе в состояние электронно-дырочной жидкости. Дополнительным подтверждением является оценка эффективной концентрации экситон-поляронных комплексов n=(u-2)-nsm=6,4-1021 см"3, которая заметно превышает критическую плотность электронно-дырочных пар «с~(ао)"3«4,6-1021 см"3, полученную с учетом значения радиуса локализации а0=б А. В электронно-дырочной жидкости время релаксации носителей заряда в режиме проводимости по узкой зоне экситон-поляронных состояний т„=2-10"13 с (рис.4) соответствует характерному времени зарядовых флуктуаций, что подтверждается результатами нейтронных [15], ЯМР [22] и ультразвуковых [23] исследований.

Выполненное исследование показывает, что в основном состоянии SmB« является сильно коррелированным металлом с носителями заряда — эксигон-поляронными комплексами. Основные выводы по главе приведены в разделе 3.7 и входят в число результатов, определяющих новизну работы (пп.1-4).

В четвертой главе суммированы результаты исследования транспортных, магнитных, магнитооптических и оптических свойств моносилицида железа. В разделе 4.1 приводятся данные измерений удельного сопротивления монокристаллических образцов FeSi в диапазоне температур 1,8+300 К в магнитных полях до 50 Тл. С понижением температуры удельное сопротивление FeSi растет более чем на 5 порядков, выходя на насыщение при значениях -102 Ом-см. Анализ удельной проводимости (кривая 1, рис.5) показывает, что излом на кривой cs(T) при J'kSO К отвечает смене активационных асимптотик с изменением энергии активации от 30 мэВ (7>Г*) до 6 мэВ (Г<7*). Отсутствие режима прыжковой проводимости, ранее наблюдавшейся для FeSi в диапазоне Г<20 К [29], по-видимому, связано с качеством поверхности образца. Сравнение кривых 1 и 2 на рис.5 показывает, что дефекты, возникающие в приповерхностном слое вследствие механической обработки и шунтирующие объемную проводимость, уменьшают измеряемое сопротивление при Г<4,2 К почти на два порядка.

Т(К)

8 12 16 20 Т(К)

Рис.5. Температурные зависимости удельной проводимости РеЭ/, измеренной на постоянном токе для образца после травления (1) и после шлифовки граней (2), в сравнении с данными СГ|(7) на частоте 21 см"' (3). Символами (4) показано плазменная частота ví,|2(^). Линиями представлены активационные асимптотики, энергии активации указаны на рисунке. На вставке приведена разность До=СТ](21 (Г,!,.

Для исключения вклада поверхностных дефектов все измерения транспортных, магнитных и оптических свойств 1 проводились на монокристаллических образцах после их травления.

Исследования машиторезистивного эффекта в магнитных полях до 7 Тл показывают, что амплитуда Др/р сложным образом зависит от магнитного поля и температуры. При 7>ЗОК магнитосопротивление FeSi положительно и с хорошей точностью описывается квадратичной зависимостью вида Ар/р~ЛН2. С понижением температуры Ар/р(Н) отклоняется от квадратичного поведения, а амплитуда ПМС увеличивается до максимального значения Ар/р(7 Тл)~3 %, наблюдаемого в окрестности 11 К. Дальнейшее уменьшение температуры приводит

к инверсии знака магнитосопротивления при Тт*П К и переходу к режиму ОМС (Др/р<0) с линейным поведением Ар/р~Н в магнитных полях р«//<1 Тл и слабой немонотонной зависимостью в интервале 3,5+7 Тл. Максимальная величина ОМС наблюдается вблизи Т~4 К, при уменьшении температуры ниже гелиевой амплитуда ОМС снижается до значений |Др/р(7 Тл)|<1 %. Измерения в импульсных магнитных полях до 50 Тл показывают, что кривые Др/р(Н) в режиме ПМС не обнаруживают тенденции к насыщению, причем амплитуда ПМС достигает максимума Ар/р(44 Тл)=>34 % в окрестности 11 К. Напротив, эффект ОМС насыщается и при гелиевых температурах не превосходит -8 %. Полученные данные указывают на доминирующий вклад магнитного рассеяния носителей заряда в основном состоянии РеЭг

В разделе 4.2 приведены результаты исследования эффекта Холла в РеЯ) в диапазоне 1,8 К<7"<300 К, которые указывают на сложное немонотонное поведение холловского сопротивления с тремя точками инверсии знака рн: 7#1»75 К, 7/л*48,5 К и 7)п=г11-=-20К, причем значение Тщ с ростом магнитного поля смещается в сторону низких температур. В интервале температур 30 К^Г<300 К установлена линейная связь между холловским сопротивлением и магнитным полем рн=ЯцН, позволяющая вычислить значения коэффициента Холла и хол-ловской подвижности носителей заряда. Из данных Ки(Т) при 7>100 К определена энергия активации £ан/£в=372±13 К=32 мэВ, удвоенная величина которой хорошо согласуется с шириной запрещенной зоны £г~60 мэВ [29]. Показано, что низкотемпературная инверсия знака Рн определяется конкуренцией между положительным нормальным и отрицательным аномальным эффектами Холла. При И5 К на полевых зависимостях рн(Н) обнаружен полевой гистерезис с близкой к прямоугольной формой и зависящей от температуры коэрцитивной силой цо#с»0,1+0,3 Тл.

Гистерезисные аномалии зарегистрированы и на угловых зависимостях холловского сопротивления, полученных при вращении образца в магнитном поле, причем в интервале 6 К<7"<15 К амплитуда гистерезиса уменьшается с ростом температуры по активационному закону с Еа/кв^бб К. Анализ угловых зависимостей рн(ф) показывает, что отклонения от кривой рн~со5(<р) связаны с появлением нечетных гармоник, определяемых эффектами перемаг-ничивания при Г<15 К, и второй гармоники ршсо5(2ф), возникающей в диапазоне температур Т<Т'х80 К и доминирующей вблизи точек инверсии знака эффекта Холла. Из амплитуд нечетных гармоник в рамках модели одноосного ферромагнетика оценены значения полей анизотропии цо#,=1,2+0,2 Тл и цо#а=0,3±0,1 Тл при Г<4,2 К и Г«10К, соответственно. В разделе обсуждается поведение второй гармоники рнг, амплитуда которой немонотонно зависит от магнитного поля при Г<15 К с переходом от рт(Я)=сопз1 к квадратичной зависимости рн2(Н)~Нг, причем точка смены режима при Т<7 К выходит на постоянное значение ц«Яе=3,5 Тл. Подробный анализ эффекта Холла с оценкой параметров носителей заряда в различных температурных интервалах выполнен в п. 4.6.

Раздел 4.3 посвящен результатам измерений коэффициента термоэдс ¿'(Г) в диапазоне температур 2-5-300 К. При 7>100 К поведение ¿'(Г) отвечает режиму собственной проводимости с активацией носителей заряда через запрещенную зону £Е~70 мэВ и двойной инверсией знака термоэдс при Г51«288 К и 7*52« 121 К. С понижением температуры коэффициент термоэдс резко растет и выходит на постоянные значения £(1)=900±20 мкВ/К при 15 К<Г<50 К. Для объяснения необычного поведения термоэдс предложена модель двух групп носителей заряда, параметры которой указывают на переход к низкотемпературному режиму зарядового транспорта по состояниям внутри щели с эффективной концентрацией р=»5,8-1017 см"3. Приведены аргументы, позволяющие сопоставить состояния внутри щели со спиновыми по-ляронами, формирующимися за счет поляризации магнитных моментов ионов железа в непосредственной окрестности носителя заряда

При анализе магнитных свойств Ре81 (п.4.4) в полях до 12 Тл установлено, что магнитная восприимчивость при 7>150 К определяется темперагурно индуцированными переходами в возбужденное состояние (5=1, g«2,17), отстоящее от основного синглета на 66 мэВ. С понижением температуры эффективный магнитный момент уменьшается от рсп(290 К)я2/^ до значений Цей(150 К)~цв, отвечающих свободным носителям заряда с 5=1/2 и g»2. В работе показано, что рост значений %{Т), наблюдаемый при понижении температуры в интервале Г<70 К, не связан с вкладом парамагнитных примесей. Из анализа полевых зависимостей намагниченности выявлены заметные отклонения от закона Бриллюэна с переходом к степенному поведению М~(Н/Т)а с зависящим от температуры показателем а=0,94*0,98. В магнитных полях цо#>3 Тл на температурных зависимостях дифференциальной восприимчивости ултйМ/<\П обнаружен максимум, положение которого смещается с ростом магнитного поля от 7"ших~5,8 К при 4 Тл до Гщ^кЮ^ К при 11 Тл. Установлено, что при Тй\5 К зависимости Ул(Н,То) в шлях выше 7 Тл выходят на общую асимптотику, что дает оценку поля насыщения намагниченности Ц(Дя=35±10 Тл.

В п. 4.5 суммированы результаты исследования оптических и магнитооптических свойств Ре5Из анализа комплексной оптической проводимости сг(у)=<Т[(у)+;ст2(у), выполненного для температур 4,2-300 К в диапазоне частот 10-5-1,2-Ю1' Гц, показано, что при

7>100 К плазменная частота меняется по ак-тивационному закону ур|2~ехр(-Е,,/2£в7) с параметром 2-35 мэВ (кривая 4 на рис.5). Из частотной зависимости ст^у) вблизи края фундаментального поглощения при Г=4,2 К (рис.6) оценены величины прямой (£.11,-81 мэВ) и непрямой (£^28 мэВ) щелей, а также характерной фононной частоты Урь=£р|/йс»183 см"1. Значение \'рь хорошо согласуется с частотой Е моды (183 см'1), отвечающей наибольшему ушпрению линии в спектрах комбинационного рассеяния при росте температуры [29]. В терагерцовом диапазоне частот обнаружен дополнительный вклад в оптическую проводимость, который при Г=4,2 К описывается лореицианом с собственной частотой Уо~32±5 см"1, диэлектрическим вкладом Де»1 10+20 и затуханием у»280±30 см"1. Из силы осциллятора Деуо2 оценена концентрация частиц, отвечающих резонансу внутри энергетической щели 1-е31 (яо=0,2±0,4)-10'* см"3). Параметры зонного спектра, полученные из оптических измерений, используются при обсуждении природы основного состояния РсЭ1 в п. 4.6.

По результатам исследований магнитопоглощения на частотах 35-60 ГГц при Т<6К обнаружены гистерезисные аномалии в магнитных полях -1,5 Тл и -3,5 Тл. Малая величина эффекта (относительное изменение мощности магнитопоглощения ЛР/Р~0,2%) объясняется небольшой концентрацией магнитных микрообластей, определяющих гистерезис микроволнового магнитопоглощения в моносилициде железа.

Из анализа результатов исследования транспортных, магнитных, оптических и магнитооптических свойств РеБц представленного в п.4.6, показано, что зарядовый транспорт в области температур Т>\00 К определяется активацией носителей заряда через непрямую щель £гю60 мэВ. Сопоставимое значение спиновой щели (66 мэВ) подчеркивает общую природу зарядовых и магнитных возбуждений в Бе81 при комнатных температурах. С учетом доминирующего вклада З^-электронов в плотность состояний в окрестности щели [30-31] в работе выдвинута гипотеза о том, что щель в зонном спектре РеЭ! обусловлена сильным наценгровым кулоновским взаимодействием. Положение особенностей оптической проводимости, отвечающих межзонным переходам [32], позволяет оценить ширину зон 2£>=;0,21 эВ, величину хаббардовского расталкивания №0,27 эВ и энергетическую щель Е%~и~2£>»60 мэВ, значение которой хорошо согласуется с экспериментальным. Отношение параметров модели Хаббарда 2,6 попадает в критический диапазон 25ШКЗ, отвечающий качественной перестройке зонного спектра с возникновением многочастичного резонанса в середине запрещенной зоны при понижении температуры [32]. Перенормировка плотности состояний на уровне Ферми, на которую указывает изменение тонкой структуры спектров рентгеновской фотоэмиссии [33], позволяет связать непрямую щель £ы~£е/2=30 мэВ с оптическими переходами между хаббардовскими зонами и состояниями в резонансе (вставка на рис.6). Ширина многочастичного резонанса Ь~къТ'х6,$ мэВ близка к

800

Т-

400 600

v (см1)

Рис.б. Поведение оптической проводимости с,(у) для прямых (а|У)2~(й\'-£а,г) и непрямых (ст,у)"'5--{йу-£рь±/:,„|) межзонных переходов. Значения параметров приведены в тексте. На вставке изображена схема зонной структуры РеЙ! в окрестности энергетической щели.

энергии активации низкотемпературного зарядового транспорта £р=б мэВ (рис.5), что подтверждает связь низкотемпературных аномалий транспортных и магнитных свойств с перенормировкой плотности состояний на уровне Ферми. Таким образом, анализ параметров модели Хаббарда позволяет сделать вывод о том, что в основном состоянии РеЭ| является сильно коррелированным металлом, причём носителями заряда являются состояния в узком многочастичном резонансе (5-6 мэВ), формирующимся в середине запрещенной зоны при Т<Т"*80 К (вставка на рис.6).

Разделение вкладов в проводимость позволяет оценить параметры многочастичных состояний в РеБ^ которым в пределе низкой концентрации носителей заряда (1,3-10"3 сост./Ре) следует сопоставить спиновые поляроны, формирующиеся в непосредственной окрестности носителя заряда вследствие поляризации магнитных моментов ионов железа С учетом значений холловской подвижности цн=5±1 см2/(Вс) и времени релаксации т~1,7Т0"13 с, оцененного в пределе сильного электроп-фононного взаимодействия по ширине линии оптических фононов [34-35], эффективная масса спин-полярошшх состояний тег=(80±20)/по в пределах погрешности не завиигг от магнитного поля при 7>10 К (рис.7б). Считая, что энергия активации низкотемпературного зарядового транспорта определяется поляронным потенциалом, из соотношения (2) получаем оценку радиуса локализации спиновых поляронов 0(1=3,3+0,7 А. Аналогичное значение ао~4,2 А дает оценка радиуса полярона вблизи ПМД ао~грс(2п1//2В)"5 [18] (ггс=г2,75 А -расстояние между соседними атомами железа в РеЗ^. Согласие независимых оценок радиуса локализации спинового полярона дополнительно подтверждает применимость модели Хаббарда к описанию низкотемпературных аномалий ревь

В рамках спин-поляронной модели низкотемпературный рост магнитной восприимчивости следует связать с усилением паулиевского вклада в х(7), что в случае прямоугольной зоны дает оценку перенормировки плотности состояний на уровне Ферми №(Ер,4.2К)И0 эВ'1. По аналогии со стонеровским критерием ферромагнетизма 1ЩЕт)Ь1 [36] соотношение [Щ£р,4,2К)>5 подтверждает возможность формирования ферромагнитных (ФМ) микрообластей в матрице Ре81, что объясняет переход к режиму ОМС и появление аномального эффекта Холла при низких температурах. Малые значения ФМ вклада Л4<510"3 Гссм3/г, регистрируемые на фоне парамагншной составляющей М~0,25 Гссм3/г, а также невоспроизводимость кривых намагниченности при термоциклировании и перемагничивании монокристаллических образцов Ре$1 указывают на сложную структуру низкотемпературной магнитной фазовой диаграммы этого соединения с сильными электронными корреляциями.

В разделе 4.7 обсуждается природа магнитных аномалий, зарегистрированных в Ре51 при Г<15 К. Близкие значения концентраций резонансных центров (п0=(1,2±О,4)1О18 см'3) и спиновых поляронов 1017 см"3), а также совпадение температур, отвечающих аномальному эффекту Холла и появлению резонансной особенности в терагерцовом диапазоне частот, свидетельствуют в пользу магнитной природы резонанса. Предполагая, что аномалия ст(у) связана с переходами между состояниями с различным направлением спина можно оценить величину обменного поля цоЙг«=Ауо/(2цв)=34±6 Тл. Полученное значение совпадает с величиной шля насыщения намагниченности цоЯ„=35±10 Тл и, по-видимому, характеризует обменное взаимодействие в ФМ микрообластях, формирующихся в основном состоянии РеЭ!. В такой ситуации ширина резонанса в ог(у) определяется временем спиновых флуктуа-

ций т=(2лсуГ'=(1,9±0,2)-10 14 с, которое оказывается на порядок по величине меньше обратной частоты зарядовых флуктуаций в ЗтВ<;(тс»2-10"13 с).

С учетом магнитной природы основного состояния реУ I положительный вклад в магнитосопротивление в режиме малой концентрации носителей заряда можно объяснить [вменением поляризации моментов железа и, как следствие, увеличением полярон-ного потенциала £р с ростом магнитного поля. В работе приводятся оценки локальной восприимчивости Х1ос=2АгиГ(Ар/р)/(Яг Р^раО (^р=4лао3/3 - объем поляризованной области, ра=б,1 г/см3 - плотность РсБО, которая определяет поляризацию локализовашплх магнитных моментов в непосредственной окрестности носителя заряда. Наиболее заметное изменение Х'ос в магнитном поле наблюдается вблизи 15 К, причем значения Х(ос(15 К)«1,510"5 см3/г почти на порядок по величине превышают удельную восприимчивость -/.11(15 К)к2-10'4 см3/г. Положение максимума ХьсС^Яо) не зависит от магнитного поля, рост которого приводит лишь к подавлению амплитуды хьс вблизи 7с=15 К, при этом уменьшение Х1ос при 7,<Гс=15 К связывается с формированием ФМ областей в матрице ИеЗь

Линейная асимптотика ОМС Др/р—Я, регистрируемая при Г<7К в полях до 1 Тл, отличается от обычного вклада магнитного рассеяния носителей заряда Др/р—М1—Я2 [37]. В работе выдвинуто предположение, что в пределе Н«Н„ (дня Тл) полную

намагниченность комплекса из носителя заряда и поляризованной области (феррона) можно представить в виде суммы независящей от поля спонтанной намагниченности А/о и дополнительного вклада 8М(Н)=уц0СЦ, определяемого поляризацией окрестности феррона внешним магнитным полем (<XV<<M)). Подстановка М=Мо+5М в выражение р(М}=рц-АМг [37] дает зависимость Др/р—5М(Н). Аппроксимация 6М(Н) функциями Бршшоэна и Лагокевена позволяет в пределах погрешности описать экспериментальные данные Др/р и оценить эффективный магнитный момент ферронов, уменьшающийся от цй[(7 К)=(12-*-20)цв до цсП(1,8 К)=(4-=-7)цв. Изменение Цея связывается с "замораживанием" магнитных моментов ферронов при переходе в основное состояние Ре51 при Г<ГШ»7 К, что подтверждает изменение проводимости а\(Х) на частоте 21 см"1 (вставка на рис.5).

В работе обсуждаются особенности разделения нормального Т)Н) и аномально-

го (ЯнА(7)//«) вкладов в холловское сопротивление в БсЗ ¡, в котором температурная зависимость намагниченности учтена непосредственно в аномальном коэффициенте Холла Ян\Т).

10! а

£10' "г 1 О —а— \ л 8 А**

^10' ■ д ^,р(1.72тл)

ю2 V рн5р(7,03 тл) ехр(ер/квт) -

1000 . 6 ; ▼ ! д 7,03 тл 1,72 тл

ё 100 'е 10 - ~ -ь—х iт К

ю"

ю'"„

10" й а.

10" 10я

2 5 10 40

Т(К)

Рис.7, а) Температурные зависимости нормального и аномального коэффициентов Холла Т)

и 11нА(Т) (левая ось), а также концентрации носителей заряда /^Л^ехрОе^^в) (правая ось), рассчитанной из коэффициента термоэде л' (,\грс - концентрация атомов железа). Пунктирной линией при 7>15К показана асимптотика 1<н№(Т) ~ехр(Вр'квТ) с б мэВ. б) Эффективная масса носителей заряда в Ре81 в полях ЦоЯ=1,72 Тл и 7,03 Тл.

10 Т(К)

Рис.8. Низкотемпературная магнитная фазовая диаграмма Ре5г Символы на диаграмме соответствуют: (1) появлению гистерезиса в эффекте Холла; (2) полю анизотропии ферронов (3) особенностям намагниченности МТ) в полях до 12,5 кЭ; (4) максимуму магнитосопо-тивления; (5) особенности на температурной зависимости коэффициента Холла; (6) анома-

Расчет значений /?нл и Ru? в магнитных полях 1,72 Тл и 7,03 Тл показывает, что с понижением температуры оба коэффициента выходят на насыщение к близким значениям |ДнАН?н5Р*Ю0 см3/Кл (рис.7а). Из оценок локальной намагниченности ферронов A/ioc(7)=«nA(7)ffcx/47ifiHSP в FeSi установлено, что рост Mioc в окрестности 7с=15 К оказывается более медленным процессом в сравнении с классическими ферромагнетиками Fe и №. При этом немонотонное поведение зависимости RHf(T) (рис.7а) в окрестности 7"т5>7К, на наш взгляд, связано с усилением рассеяния носителей на магнитных неоднородностях, возникающих в матрице FeSi при формировании ФМ кластеров.

Выполненные оценки эффективных параметров электронной и магнитной подсистем FeSi позволяют впервые построить низкотемпературную магнитную фазовую Н-Т диаграмму этого сильно коррелирован-лиям микроволнового магнитооптического по- ного полупроводника на металлической сто-

глощения в полях Я„~15кЭи Я„,=35 кЭ; (7) температурного ПМД (Г<7''~80 К). 06-появлению анизотропного вклада в мапгато-

сопротивление; (8) точке перегиба на полевых ласть температур 15К<Г<80К. соответствует

зависимостях магнитосоиротивления Др/р; парамагнитной фазе (область Р на рис. 8),

(9) изменению асимптотики второй гармоники отвечающей формированию многочастично-

холловского сопротивления pic и (10) макси- rQ шка на ферми. 3арЯд0ВЫЙ

муму восприимчивости Х&.Т) , .. 0.

Р - парамагнитная фаза, F - ферромагнитная транспорт в парамагнитной фазе FeSi опре-

фаза,^-состояние спинового стекла, МЩ- деляется многочастичньши состояниями -

фаза с коллиненарной ориентацией магнитных спиновыми „оляронами малого радиуса

моментов ферронов. 17 .. ,

(aoS5 А) с концентрацией л~10 +10 см ,

энергией связи Ер~6 мэВ и увеличенной эффективной массой тса~100/яо. Переход в ФМ фазу (область F на рис.8, Г„<Г<7с«15 К) связан с трансформацией спин-поляронных комплексов в ферроны, характеризующиеся обменным полем /^//«-35+10 Тл и полем магнитной анизотропии цоДг=0,3±0,1 Тл. Значения эффективной массы ферронов шеп=80±20 та (рис.7б) хорошо согласуются с эффективной массой спин-поляронных комплексов, а также близки к оценкам тея»50/ио, полученным из оптической проводимости [29]. Далее, минимум Iiu?(T) (рис.7а), аномалия Аст (вставка к рис.5), а также переход к режиму ОМС и рост магнитной анизотропии до цо#а=1,2±0,2 Тл, наблюдаемые в окрестности 7*™=7 К, указывают на изменение параметров основного состояния FeSi при Т<Тт (рис.8). Уменьшение холловской концентрации и эффективной массы носителей заряда до значений />~10|6+1017 см"3 (рис.ба) и ягегг=(20±5) то (рис.66), а также изменения эффективного момента ФМ областей от (10+20)/iB (Т~Тт) до (4+6)//в при Г=1,8 К, позволяет сделать вывод о формировании кластеров из взаи-

модействующих ферронов и переходе в состояние спинового стекла (область SG на рис.8, Т<Тт моЯ<3,5 Тл).

Поскольку зарядовый транспорт и магнетизм в FeSi при низких температурах определяются параметрами магнитных нанообластей, гистерезис магнитооптического поглощения, анизотропия ОМС и смена асимптотики второй гармоники рц, регистрируемые в магнитном поле (ю//ш*3,5 Тл при Т<Тт естественно связать с ориентационным переходом в системе ФМ кластеров. Действительно, рост магнитного поля приводит к «утяжелению» носителей заряда в FeSi до значений mcf[~(70±20)mo (рис.76), близких к массе спиновых поляронов в фазе Р и ферронов в фазе F, что, по-видимому, определяется разрушением внугрнкластерных связей в фазе спинового стекла. При этом совокупность транспортных, магнитных и магнитооптических данных указывает на существование новой коллинеарной магнитной фазы (область Щ\Н на рис.8) на низкотемпературной фазовой диаграмме FeSi.

Основные выводы по главе 4, изложенные в разделе 4.8, приведены в числе результатов, определяющих новизну работы (пп.5-8). В целом, выполненное исследование SmB6 и FeSi (главы 3 и 4) позволяет сделать вывод о доминирующем вкладе быстрых (~1(Г14-И(Г13 с) локальных флуктуация электронной/спиновой плотности, определяющем возникновение по-ляронных эффектов в этих соединениях с сильными электронными корреляциями, и исключить SmB6 и FeSi из класса кондо-изоляторов.

Исследование зарядового транспорта и магнетизма в системах с KMC, результаты которого изложены в главе 5, начинается с анализа физических свойств твердых растворов замещения Пи^СаЗс (0<х<0,25). В разделе 5.1 обсуждается поведение температурных и полевых зависимостей удельного сопротивления монокристаллических образцов ЕииСахВй (рис.9). При понижении температуры на кривой р(7), измеренной для EuBc, наблюдаются две особенности в виде максимума при 7м=15,6К, отвечающего ПМД в низкотемпературную «металлическую» фазу с остаточным сопротивлением ро=25 мкОм-см, и излома в окрестности 7с~13,9 К, связанного с ФМ упорядочением (рис. 10а). Максимальная величина эффекта KMC для ЕцВб Лр/р(8 Тл)~-92% наблюдается при 7иГм (рис.9). В области температур Г<Г*~80К из сопоставления кривых р(Я) при вводе и выводе магнитного поля обнаружен гистерезис магнитосопротивления, амплитуда которого достигает максимума ~5% при 7"~7с. Установлено, что в ФМ фазе ЕиВб доминирует ПМС, амплитуда которого зависит от ориентации магнитного поля, причем при

Т(К)

10 100

Т(К)

Рис.9. Температурные зависимости удельного сопротивления р(Т) твердых растворов замещения Ец|_хСахВб в магнитных полях 0 Тл (символы) и 7 Тл (сплошные линии). В условных обозначениях указаны значения концентрации кальция. На вставке приведены температурные зависимости эффекта KMC р(0)/р(Д) в поле ЦоЯ=7 Тл. Для удобства сопоставления данные р(0)/р(Н) для состава с jc=0,244 умножены на масштабирующий коэффициент 1

4,2 К относительное изменение Др/р для Я|)<111> и Я]|<100> достигает 70 % в поле 8 Тл.

Замещение европия кальцием приводит к росту абсолютных значений удельного сопротивления и уменьшен™ критической температуры Тс, при этом концентрационная зависимость 7с(х), определенная по излому на кривых р(7), хорошо согласуется с литературными данными [38-39]. На зависимостях р(Т), измеренных для составов с 0,1<х<0,2 (рис.9), регистрируются участок с отрицательными значениями dp(7)/d7" и широкий максимум, амплитуда и положение которого зависят от конкретного образца. Рост концентрации кальция в диапазоне х>0,2 приводит к увеличению значений р(7) во всем диапазоне температур, при этом для Еио,75бСао,244Вб удельное сопротивление при гелиевых температурах достигает значений р«300 Ом-см (рис.9). Обнаруженная «дизлекгризация» зарядового транспорта (рис.9) впервые экспериментально подтверждает ПМД, предсказанный в модели двойного обмена для Eui-jCajBs [40].

Рост концентрации кальция в Eui.xCaA сопровождается также значительным усилением эффекта KMC (рис.9). Сравнение полевых зависимостей р(Н)/р(0) (вставка на рис.9) показывает, что в отличие от состава с дг=0,082, для которого амплитуда магнитосопротивления сопоставима с ЕиВб (р(0)/р(Я)|т„~11), эффект KMC для Euo^Cao.ie-iBs достигает значений р(0)/р(Я)~120. Переход в «диэлектрическое» состояние приводит к гигантскому росту амплитуды эффекта KMC, достигающей рекордных для данного класса материалов значений р(0)/р(#)~7-10! (вставка на рис.9). При 7^=2,4 К удельное сопротивление Еио/гзг.СаодмВг, изменяется от р(0 Тл)=280 Ом-см до р(8 Тл)=3,96- 10"1 Ом-см, при этом верхняя граница температурного интервала, отвечающего р(0)/р(7 Тл)>2, понижается до -30 К (вставка на рис.9).

Результаты исследования эффекта Холла в Eui.xCaxB6 приведены в разделе 5.2. Во всем исследуемом диапазоне температур (1,8-300 К) и магнитных полей (до 8 Тл) холловское сопротивление ЕиВб отрицательно, что указывает на определяющий вклад электронных носителей заряда В окрестности комнатной температуры регистрируется линейная зависимость рн=Лн# с Ян(293 К)«-0,16 см3/Кл. При Г<150 К на кривых рн(Я) появляется выраженная нелинейность, определяющая сильную зависимость параметров Ян и цн=Ян/р от магнитного поля при ТС<Т<\50 К. Разделение вкладов в эффект Холла в ФМ фазе ЕиВ6 показывает, что в пределах погрешности аномальный и нормальный коэффициенты Холла при Т<6 К равны: йнА«йн=-(3,6±0,5)10"2 см3/Кл. С ростом температуры аномальный коэффициент Холла уменьшается до значений Янд»-0,14 см3/Кл при Т=ТС. Напротив, величина RH в ФМ фазе ЕиВб не зависит от температуры и магнитного поля, причем эффективная концентрация электронов проводимости в пересчете на элементарную ячейку не превышает значения л/леи=1,5-10"2. В ФМ фазе составов Еи^Са-Зс с jc<0,2 коэффициент Холла практически не зависит от содержания кальция (йц= ~(3,2±0,3)-10"2 см3/Кд), в то время как абсолютная величина Rha растет почти на 40%. При этом рост холловской подвижности от 1ц.н|=15 см2/(Вс) до |цн|=450±50 см2/(Вс), обнаруженный для Euo.sisCao.issBe, показывает, что амплитуда KMC на металлической стороне концентрационного ПМД (х<0,2) определяется эффектами рассеяния носителей заряда.

Переход к «диэлектрическую» состоянию в Еи^СаЛ (х>0,2) сопровождается сменой режимов зарядового транспорта с переходом от отрицательных (рн<0, *<0,2) к положитель-ньш (рн>0, х>0,2) значениям холловского сопротивления. Для состава с х=0,244 Дн практи-

8 12 Т(К)

Рис. 10. Поведение (а) удельного сопротивления р и магнитной восприимчивости (б) магнитного вклада в теплоемкость Ста| и (в) спонтанной намагниченности М^ в ЕиВб при гелиевых ния дн= 4200-^350) см/(Вс) практически

чески не зависит от температуры при 7>15К в магнитных полях \м>Н<1 Тл, при этом значение Дн*+0,51 см3/Кл соответствует приведенной концентрации носителей заряда -9104. В диапазоне 7"<50К рост магнитного поля приводит к изменению знака эффекта Холла, причем с понижением температуры значение поля инверсии знака рн уменьшается от (1о#т~8 Тл для Г=40К до нулевого значения при 8 К (вставка на рис.11). В режиме дырочной проводимости (область I на вставке к рис. 11) температурная зависимость цн~7~"'5ехр(-$77) (рис.11) отвечает неадиабатическому режиму прыжковой проводимости по состояниям, локализованным в по-ляронном потенциале кв1¥&26 мэВ [41]. В свою очередь, в режиме электронной проводимости (область I, вставка к рис. 11) значе-

температурах. Сплошными линиями на панелях (б) и (в) представлены результаты расчета вклада магнонов с изотропным квадратичным законом дисперсии.

совпадают с величиной холловской подвижности носителей заряда в парамагнитной фазе ЕиВб. Подробный анализ параметров за-

рядового транспорта в Еи^СаЛ для различных температурных интервалов представлен в разделе 5.7.

Смену режимов зарядового транспорта в системе Еи1.хСахВб подтверждают результаты термоэлектрических измерений (п.5.3). Рост концентрации кальция приводит к переходу от отрицательных значений Л"—(10Он-150) мкВ/К, характеризующих составы с х<0,2 при 7МОО К, к положительному эффекту 5~+(100т300) мкВ/К, зарегистрированному в Еио,75бСао,244Вб при 7>50 К. В ФМ фазе абсолютная величина 5 резко уменьшается до характерных для металлов значений 5—(1-5-10) мкВ/К. Предложена процедура анализа кривых ¿■(Г) в ряду Са[.хЕи^В(„ позволяющая разделить различные вклады в термоэде. Показано, что коэффициент, определяющий диффузионную термоэде меняет знак при концентра-

ции х*=0,12 с переходом от отрицательных (Л=-0,23 мкВ/К2 для х=0) к положительным значениям (>4=0,145 мкВ/К2 дая г=0,164). Полученные данные свидетельствуют о плавной перестройке электронного спектра Еи1.хСа*В,;, при которой рост концентрации кальция в ряду Еи].хСа,Вй приводит сначала к усилению магниторезистивного эффекта в интервале 0,1<х<0,2, а затем к переходу в режим дырочной проводимости для х>0,2.

В разделе 5.4 приведены результаты исследования магнитных свойств твердых растворов замещения Еи1ЛСахВб (0<х<0,25). Эффективный магнитный момент Иея^Я.О+ОЛ))^, определенного из данных х(Г) в парамапштной фазе ЕиВб, хорошо согласуется со |1сп=7,93цв для 'iS^l^2 состояния иона Еи2+. Из анализа полевых зависимостей намагничегаюсти в координатах Белова-Арротта Н/М=ЛМ2) при 7"<25К в магнитных полях ро#>0,2 Тл оценено значение температуры Кюри 7с=13,9 К и параметры, характеризующие критическое поведение

спонтанной намагниченности (Р=0,58, Т<ТС, г=(Т-Тс)/Тс) и восприимчивости хЧ'Р

(у=1,09, Т>Тс). Обнаружено, что величина спонтанной намагниченности Д.-ДГ—>0К)=7,4^в заметно превышает магнитный момент (.1сЕЕ(Еи)=7,02(дв, предсказываемый зонными расчета-' ми [42]. Анализ кривых М(Н) НиВс в области парапроцесса позволяет выделить дополнительный вклад в спонтанную намагниченность А/о=0,4рв (рис.Юв), связываемый с формированием промежуточной магнитной фазы при 7м=15,6К (рис. 10а). В приближении изотропного спектра магнонов с квадратичным законом дисперсии из коэффициента, определяющего температурную зависимость споптанной намагниченности (Мшг-М)~731г, М5М=М5р(Г->0К) (рис.Юв), оценен обменный интеграл У/кв=0,15 К, величина которого согласуется с данными нейтронных исследований [43].

Рост концентрации кальция приводит к незначительному понижению величины ц^я до значений цсц«(7,8±0.1)цв для составов, отвечающих металлической стороне ПМД (*<0,2), и резкому уменьшению эффективного моме1ла Еи2+ на диэлектрической стороне ПМД (Мся»7,3цв для *=0,244). в парамагнитной окрестности точки Кюри обнаружено универсальное поведение магнитной восприимчивости ~1~(Т-вух с показателем степени а=1,5, не зависящим от концентрации кальция в ряду Еи1.хСахВб. Для составов с х>0,2 на полевых зависимостях намагниченности выявлены гистерезисные аномалии (в ФМ фазе Еио,75бСао,244Вб остаточная намагниченность достигает значений Мге5и0,б|дв). Из температурных зависимостей намагниченности оценено значение магнитного момента насыщения на ион Ей21", равное М1р=(6,7±0,1)цв и М,,=(б,93±0,1)цв для ^=0,084 и х=0,244, соответственно. Уменьшение момента насыщения Мр(Г->0К) при постоянном значении для составов, отвечающих металлической стороне концентрационного ПМД (х<0,2), указывает на возможное неколлинеарное упорядочение магнитных моментов европия в основном состоянии твердых растворов замещения ЕиихСахВб.

В конце раздела 5.4 приводятся результаты измерений спектров высокочастотного (60 ГГц) электронного парамагнитного резонанса. Установлено, что в ряду Еи^Са^Вб магнитный резонанс определяется осцилляциями магнитных моментов Еи2+ с ^-фактором £=1,95±0,06, величина которого лишь незначительно (~3 %) изменяется при переходе в ФМ фазу. Оценки магнитной проницаемости в абсолютных единицах показывают, что доля магнитных моментов европия, участвующих в резонансе, достигает 100% при температурах гаже 40К. Уширение линии ЭПР с переходом к независящим от температуры значениям Д~2 Тл, измеренным для составов с х>0,1 связывается с изменением механизма релаксации магнитных моментов европия в парамагнитной и ФМ фазах Еи^СахПг;.

В разделе 5.5 обсуждаются результаты исследований удельной теплоемкости соединений ряда Еи1-хСатВй при температурах 1,8-300 К в магнитных полях до 9 Тл. Оценена доля ионов европия (-10 %) с перенормированной эйнштейновской частотой (-7,3 мэВ), определяющей термоэдс фононного увлечения в ЕиВ6 (п.5.3). Установлено, что магнитный вклад в теплоемкость ЕиВй при 7"<4 К описывается зависимостью Ст08-Тзл (рис.106) с коэффициентом пропорциональности, определяемым обменной энергией 7/кв=0,15 К. Рост концентрации кальция в ряду Еи^Са^Вб приводит к увеличению доли магнитной энтропии, «замороженной» в парамагнитной фазе (для х=0,155 магнитная энтропия при Т~Тс примерно на 30% меньше значения ЗД1п2), что свидетельствует о значительном усилении эффектов ближнего магнитного упорядочения в парамагнитной фазе составов Еи1.хСахВб с х<0,2.

Т(К) 20 40

60

с:

Ь4

х

12

электроны^* 1R <0 /яырки ' Il / 1 ," " я п" ■ / Я" 'л и п Еиот,вСао3«В6;

•*~Га5ехр(-А/Т)

• о

• ° 0 я °о о °о ......... • 1 Тл ^ о 7Тл

30 20

10 X g

0 '"s -100: -200 -300

10

Т(К)

100

Рис.11. Холловская подвижность Цн^н/р, рассчитанная для Еио.75бСао2«Вб в полях 1 Тл и 7 Тл. Сплошной линией представлена зависимость Р[Г"Т"°'!ехр(-И7Т), отвечающая неадиабатическому режиму прыжковой проводимости [41] с М0Ж|Ю оценить из данных цн с учетом вре-

В разделе 5.6 приводятся оценки параметров носителей заряда и характеристик основного состояния ЕиВс. При Г<7"'~80 К обнаружено скоррелированное поведение кривых хьс(Т) и х(Л> которое с учетом гистерезиса указывает на переход к аномальному режиму рассеяния носителей заряда в условиях обменного взаимодействия между электронами проводимости и локализованными магнитными моментами ионов европия. В режиме низкой концентрации носителей заряда такая ситуация благоприятствует появлению спиновых поляронов в широкой окрестности точки Кюри в ЕиВ6. Поскольку коэффициент Холла в ЕиВб не зависит от температуры в диапазоне 30К<Г<Г' (Ян— (0,22-Ю,24) см3/Кл), эффективную массу носителей заряда в парамагнитной фазе ЕиВб

эффективным поляронным потенциалом кц\У-26 мэВ. На вставке приведены температурные зависимости полей инверсии знака эффектов Холла (■) и магнитосопротивления (□). Область 1А соответствует дырочной проводимости с Лр{//)/ри>0.

мени релаксации носителей заряда т~(4-=-6.5)10"12 с, определяемого из полуширины диффузного пика рамановского рассеяния в условиях сильного электрон-фононного взаимодействия [44]. Полученные значения теп=ет/цн~(15-нЗО)то (рис.12) с хорошей точностью совпадают с эффективной массой спиновых поляронов малого радиуса (а~5Â) в основном состоянии FeSi (™cR~(20±5)mii, глава 4). Заметное уменьшение шеп' с ростом магнитного поля в парамагнитной фазе ЕиВб (см. данные при 35 К на рис.12) подтверждает связь локальной поляризации магнитных моментов европия с эффективными параметрами носителей заряда. В такой ситуации наблюдаемое с приближением к точке Кюри уменьшение эффективной массы до значений тсп~т>, отмеченных по результатам измерения эффекта Керра [45] и квантовых осцилляции [46] (рис.12), указывает на переход от спин-поляронного режима зарядового транспорта (fl2efF=(15-K30)m(i, рн=(400+600) см!/(В-с), ТС<Т<Т') к проводимости зонных электронов (шсЯ«шо, рп~1200 см2/(В с), Т<Тс). В ФМ фазе анизотропия поперечного магнитосопротивления в ЕиВб при Т<Тс, по-видимому, определяется топологией поверхности Ферми. С учетом доли ионов европия, отвечающих перенормировашюй эйнштейновской частоте, выполнены оценки числа магнитных центров ЛгЕи=Лг«4|/(Яне)«50, образующих спиновый полярон, и радиуса многочастичного состояния Яо=2,За»9,6 А, которые показывают, что спин-поляроиные состояния в ЕиВс характеризуются сильной пространственной локализацией. В разделе также обсуждаются проблемы перколяционной модели [47-48], связывающей фазовые переходы в ЕиВб с возникновением бесконечного токопроводящсго кластера и установлением дальнего магнитного порядка в системе магнитных поляронов.

Т(К)

Рис. 12. Эффективная масса электронов в EuBs, оцененная по результатам измерения транспортных свойств. Цифры на рисунке соответствуют магнитному полю в Тл. Значения тот из измерений эффекта Керра (ЭК) и квантовых осцилляций (КО) взяты из работ [44] и [45], соответственно.

В разделе 5.7 обсуждается природа усиления эффекта KMC в Eui.sCaJV Сопоставление температурных зависимостей магнитной х и локальной хь: восприимчивостей указывае на существенно различающиеся значения парамагнитной температуры Кюри ©р. Параметр ©р(х), определенный из yjK(T), с ростом концентрации кальция монотонно уменьшается по асимптотике, близкой к линейной, и обращается в ноль при хмгг»0,2. Полученная оценка критической концентрации ПМД в ряду Еи^Са.В« хорошо согласуется с результатами измерения транспортных характеристик составов с х=0,218 и 0,244 (п.5.1-5.2), подтверждающих переход к низкотемпературному «диэлектрическому» состоянию с остаточными сопротивлениями р(2 К)=50 Ом-см и р(2 К)=270 Ом-см, соответственно.

Анализ результатов указывает на различные факторы, которые определяют усиление эффекта KMC в Eui.,CaxBs на металлической (x<xmit) и диэлектрической (х>хмгг) сторонах концентрационного ПМД. На примере Кио ^тСао.нзВб показано, что KMC в составах с л<хмгт обусловлено значительным (более чем в 100 раз) ростом концентрации электронов от «(0,1 Тл)и5,21017 см"3 до л(8 Тл)»1,Ы020 см"3, в то время как подвижность носителей заряда увеличивается менее чем на порядок от цн(0,1 Тл)»-60 см2/(Вс) до дн=-(300+500) см2/(Вс). Для диэлектрических составов с х>*шт в режиме дырочной проводимости (#<Яс, вставка на рис. 11) амплитуду магнитосопротивления, напротив, определяет рост холловской подвижности при постоянной концентрации дырок (для *=0,244 при 7Ъ=25 К подвижность дырок растет отцнь(1 Тл)-2,5 см2В"'с"1 до цнЬ(4Тл)»б см2В"'с"'. Магнитное поле и, как следствие, средний момент системы спинов европия по-разному влияют на эффективные параметры электронных и дырочных носителей заряда, что согласуется с результатами оптических исследований [49]. Значения частот рассеяния П=18+40 см"1 (#>//с) и Г2»2,4-103 см"' (Н=0) [49] позволяют оценить времена релаксации т;=(Пс)"' и эффективные массы электронных и дырочных носителей заряда; mcffc=eTi/niis(4,3+13)mo, те1г1=ет2/цн1,К!(4+12)т(|. Параметры те1т и сопоставимы по величине с эффективной массой носителей заряда в ЕиВб, что подтверждает определяющий вклад спин-поляронных эффектов в низкотемпературный зарядовый транспорт в соединениях EU|^CaxB6. При этом наблюдаемая «диэлекгризация» зарядового транспорта определяется уменьшением радиуса локализации дырок от 15 А (7=80 К) до 4,8 А (7"=25 К), оцененных с учетом значения поляронного потенциала kBWx26 мэВ (рис.11).

В работе выявлено сильное влияние примесного потенциала на транспортные и магнитные свойства твердых растворов замещения Eui-xCaxB6, отвечающих металлической окрестности хмгг~0,2. Необычное поведение магнитной энтропии, рост амплитуды эффекта KMC и универсальное критическое поведение магнитной восприимчивости, обнаруженные для составов с дйсмгг, указывают на эффекты ближнего магнитного упорядочения, определяющие особенности состояния с магнитным расслоением фаз при Гс<Т<Г0. Достаточно ши-

рокий диапазон температур, отвечающий отношению Го/7с=6 для состава с л=0,155, свидетельствует о сильной дисперсии обменного интеграла и позволяет идентифицировать магнитное состояние, промежуточное между ФМ и парамагнитными фазами твердых растворов замещения Eui.xCasB6 (Тс<Т<Та), как фазу Гриффитса. При этом модель двойного обмена, в которой концентрационный ПМД в ряду Eui.,CaxBc связывается со смещением порога подвижности относительно энергии Ферми в зоне электронов [40], не объясняет наблюдаемый переход от электронного (*<хм1т) к дырочному (х>хмгг) типу проводимости. В работе показано, что ФМ порядок в системе ионов Еиг+, по-видимому, формируется под влиянием косвенного РККИ-обмена между sS 7/2—со сто яииями 4/-оболочки через электроны проводимости (//¿в=0,15 К) в условиях дииольного взаимодействия сопоставимой амплитуды (£,Двя0,4 К). При этом большое значение обменного шгтеграла 7sf=t0,l эВ, характеризующего величину обменного взаимодействия между носителями заряда и локализованными магнитными моментами, определяет возникновение спин-поляронных состояний и усиление эффекта KMC в твердых растворах замещения Eui.,Ca,Br„

Основные выводы по главе 5 приводятся в разделе 5.8 и входят в число результатов, определяющих новизну работы (пп.9-12).

В шестой главе диссертации приведены результаты исследования транспортных и магнитных свойств монокристаллических образцов Ьа|.хСахМпОз (0,13<г<0,3). В разделе 6.1 показано, что рост температуры Кюри от 7с=141 К (дг=0,13) до ТС~И9 К (дг=0,3), наблюдаемый с увеличением концентрации кальция (рис.13), хорошо согласуется с параметрами концентрационной фазовой диаграммой Laj.xCaxMn03 (LCMO) [12]. В парамагнитной фазе LCMO (7>7"с) энергия активации в зависимости р(7)=picxp(£3p/feТ) с ростом содержания кальция уменьшается от £,М57 мэВ (*=0,13) до Е/~92 мэВ (х=0,3) (символы 2, вставка на рис.13). В ФМ фазе LCMO (Т<Тс) наблюдается переход от режима прыжковой проводимости р(7)~ехр((7о/7)"4), зарегистрированному для составов с х=0,2 (7,0-3 51-107 К) и х=0,22 (7q~6,3-107 К) при 7"<100 К, к зависимости р(7) «металлического» типа (х=0,3) с остаточным сопротивлением ро~97 мкОм см (рис.13). Для состава с х=0,23 зарегистрирован ПМД в металлическое состояние (7"<30 К) с необычно высоким значением ро»2,8 Ом-см (рис.13). Полученная оценка концентрации хм1т~0,22, разделяющая диэлектрическую (x<*mit) и металлическую (х>хмгг) стороны ПМД в LCMO, согласуется с данными [11,12].

В парамагнитной фазе всех исследованных составов рост магнитного поля приводит к уменьшению значений р, при этом с понижением температуры амплитуда магнитосопротив-ления растет по мере приближения к точке Кюри. Для LCMO с х=0,22 и х=0,3 максимум Др/р (соответственно, -82 % и -93 % в поле 8 Тл) достигается в окрестности Тс. Напротив, в маг-ниггоупорядоченной фазе монокристаллов, отвечающих диэлектрической стороне концентрационного ПМД (Жхмгг), амплитуда Др/р продолжает увеличиваться с понижением температуры. При этом в ФМ фазе LaojgCao^MnOj, отвечающего границе между диэлектрическими и металлическими составами (х=усм1т), впервые зарегистрировано сложное знакопеременное поведение поперечного мапштосопротивления с амплитудой, зависящей от направления магнитного поля. Сопоставление р,эр(//,) (/=а,с) для магнитных полей, направленных вдоль неэквивалентных осей а и с орторомбической структуры диэлектрических составов (x<jcMiT), показывает, что при Т>ТС значение параметра Л=2(рс-ра)/(рс+ра) растет по

мере приближения к точке Кюри от Л(290 К)*0,03 % до Л(7"с)=2-г6 %, причем тенденция к росту А сохраняется и в ФМ фазе (рис. 14). Напротив, для ЬСМО с х>хтт переход в ФМ состояние уменьшает параметр А до значений Л<0,03 %, регистрируемых в интервале Т<7* (рис.14). Выраженная анизотропия Др/р в орторомбической (х=0,13) и в псевдокубической (х=0,22; 0,3) фазах позволяет исключить структурные переходы из числа факторов, определяющих анизотропию зарядового транспорта в ЬСМО.

Низкая подвижность носителей заряда (цн~0,1 см2/Вс) существенно затрудняет корректное определение коэффициента Холла дня монокристаллов ЬСМО с *<хмгг [4,50]. Однако, получеш!ые данные рн(Н) позволяют четко идентифицировать инверсию знака эффекта Холла в ЬаодвСао ггМпОз, отвечающую переходу от дырочной (Дн>0, 7>7н) к электронной (Кн<0, Т<Тн) проводимости при 7ц=190 К. Измерения угловых зависимостей холловского сопротивления рн(ф) показывают, что наряду с основной гармоникой рнсоБф кривая рн(ф) включает дополнительный вклад ршсов2ф с амплитудой рш»рн. Как и в случае ИеЭ! (п.4.2), появление второй гармоники на кривых рн(ф) в ФМ фазе состава с г=0,3 не связано с анизотропией магнитосопротивления, не превышающей 0,2 % (рис.15). В разделе описана методика анализа кривых Рху(ф), позволяющая выделить нормальный и аномальный вклады в хол-ловское сопротивление рн(#) и оценить значения нормального и аномального коэффициентов Холла, концентрации и и подвижности цн носителей заряда. Подробный анализ параметров электронной подсистемы приведен в п.6.3.

В заключительной части п.6.1 приведены термоэлектрические свойства ЬСМО, отвечающих непосредственной окрестности концентрационного ПМД (дахмгг). В парамагнитной фазе составов с х=0,22 зависимость 5(7) описывается двумя активационными асимптотиками с различными значениями энергии активации (для первого Е$(Т>Тс)~41 мэВ и Е$(Т<Тц)~29 мэВ, для второго образца Е^(Т>Та)=40 мэВ и Е$(Т<Те)*20 мэВ, 7^260 К). Значения энергии активации Еъ, характеризующие поведение 5(7) в парамагнитной фазе исследуемых составов, приведены на вставке к рис. 13.

Температурные и полевые зависимости намагниченности образцов Ьа1.хСахМпОз (0,13г£х<0,3), представленные в разделе 6.2, в целом согласуются с ранее опубликованными данными [11-13]. В ФМ фазе составов с хэдгмгг обнаружена магнитная анизотропия с легкой осью намагничивания, параллельной оси а. Различие в поведении анизотропии намагничен-

х

Т(К)

Рис. 13. Температурные зависимости удельного сопротивления р(7) Ьа|.хСа,МпОз. Значения х приведены рядом с кривыми. Стрелками указаны температуры Кюри. Для состава с ;с=0,3 показала температура Т =190 К, отвечающая переходу к металлической проводимости.. На вставке приведены (1) температура Кюри Тс, а также энергия активации

рассчитанная из данных (2) р(7) и (3) 5(7) в парамагнитной фазе Ьа|.хСахМп03. Символами О обозначены значения Е„, определенные из 5(7) в [50-51].

ности, наблюдающейся в полях цоЯ<1,2 Тл, и магнитосопротивления, достигающего максимума при \1а11>\ Тл, показывает, что анизотропию зарядового транспорта (рис.14) следует связать с особенностями рассеяния носителей заряда в ФМ фазе составов ЬСМО с х<хм1т.

Исследование высокочастотного (60100 ГГц) ЭПР в ЬакХХМпОз (0,12<т<хМ1т), выполненное при температурах 4,2-250 К в магнитном поле до 7 Тл, показывает, что в магнитоупорядоченной фазе при Т<ТС) спектры микроволнового магнитопоглоще-ния имеют сложную структуру. Установле-

но" (Тл) 2 А в

10'

10"'

10*

ц„н=2тл J¡--о

.087к

0.13 А

г 141к

~ _200к

0.3 4

80 120

240 280

160 200 Т(К)

но, что в отличие от положения стандартной Рис. н. Амплитуда анизотропии поперечного маг-

линии ЭПР с ¿»—фактором ^2,0, стремящимся к нулю при нулевой частоте, резонансное поле дополнительной особенности экстраполируется к конечному значению, смещен-

нитосопротивления А в ряду Ьа^Са^МпОз в магнитном поле Цо#=2 Тл. Значения концентрации кальция указаны рядом с данными. На вставке приведены полевые зависимости А(Н) для Ьао,в7Сао.1зМп03 в магнитном поле до 7 Тл.

ному от линии ЭПР на ДЯ«+0,68 Тл для д=0,13 и Д#»-1,36 Тл для лЮ,2. Поведение параметров линии магнитного резонанса объясняется в рамках модели эффективного поля с учетом конкуренции антиферромагниткого (АФМ) сверхобмена и ФМ двойного обмена, приводящей к формированию скошенного АФМ состояния при х<0,18 [13]. Для состава с 1=0,2 обнаружено расщепление линии магнитного резонанса, указывающее на необходимость учета различных конфигураций ионов Мп3+ и Мп4+ при количественном анализе ЭПР спектров ЬаьхСа^МпОз с *>0,2.

Сопоставление параметров носителей заряда в ряду Ьа|.хСахМпОз (0,13<х<0,3) (раздел 6.3) показывает, что обнаруженный для состава х=0,22 переход от дырочной (Дн,5>0, 7>7с) к электронной (Дн.З'О, 7"«7"с) проводимости сопровождается ростом коэффициента Холла и холловской подвижности до значений Дн=-12 см3/Кл и |цн|~20 см2/(Вс), регистрируемых в ФМ окрестности точки Кюри. Отметим, что в парамагнитной фазе значения цнЦ 1+2) см2/(Вс), определяющие зарядовый транспорт в составах с хэдемгг, более чем на порядок по величине превосходят подвижности носителей заряда, зарегистрированные для х=0,13 (цн<0,04 см2/(В с)) ид?=0,3 (цн<0,2 см2/(В-с)). При этом холловская конце1гграция носителей заряда определяется номинальным уровнем легирования лишь для составов с х>хмгг (для х£хмгт и=(3*6)-1019 см"3, что соответствует приведенной концентрации и/«м»=(1-5-2)-10~2).

Оценка поляронпого вклада в энергию связи носителей заряда по разности энергий активации р и 5 дает значение £Р~£Р-/Г$=(80±20) мэВ, которое слабо меняется с ростом концентрации кальция (вставка на рис.13). Малый радиус локализации ао=4±1 А, оцененный из выражения (2) с учетом эффективной массы тса~тц, даёт верхнюю границу пространственного размера локализованного состояния. Масштаб искажений магнитной структуры, в свою очередь, определяется корреляционной длиной ^»10-^20 А, определенной по данным нейтронных исследований [52]. Поскольку среднее расстояние г~и"ш=420 А между носите-

лями заряда в LajjgCaiyjMnCb исключает перекрытие поляризованных областей (г»с), анизотропия Др/р (рис.14), на наш взгляд, указывает на формирование состояния с областями локализации носителей заряда, форма которых отличается от сферической.

Для составов LCMO с х>*мгг показано, что увеличение концентрации кальция от 0,23 до 0,3 приводит к существенному (от 20 до 50 раз) росту подвижности носителей заряда в ФМ фазе ЬаодСаозМпОз до значений ~+5 см2/(В с) и —3,8 см2/(В с) для дырочных и электронных состояний, соответственно. В работе обнаружено, что температурная зависимость аномального холловского сопротивления рп=ЯцКМ в ФМ фазе LaojCao^MnOj описывается неспецифичной для металлов с р>100 мкОм см (рн"~р°'' [53]) зависимостью рн'-р1,5, которая ранее наблюдалась при исследовании транспортных свойств пленок LCMO [54-55]. В свою очередь, оценки аномального коэффициента Холла RuA~Ph"/M выявляют экспоненциальный рост КцА(Т)~ехр(Т/Тд) с характерной температурой 7Ь«54 К, который не согласуется с акти-вационной зависимостью Rn\T)~exp{-Ec/T) (Яс~2300 К), предсказываемой с учетом влияния фазы Берри при движении носителя заряда в среде с неколлинеарным расположением спинов [56]. Значение показателя степени а»1,5, не согласующееся с механизмами асимметричного рассеяния (рн*~р) или бокового смещения (рн"~р2) [43], и необычная экспоненциальная асимптотика ДнА(7)~ехр(777о), зарегистрированные для LaojCa<uMn03, указывают на необходимость корректного описания эффектов локальной спиновой поляризации и их влияния на зарядовый транспорт в легированных манганигах лантана

В заключительной части п.6.3 обсуждается проблема возникновения четной по магнитному полю компоненты сигнала с холловских контактов в ФМ фазе ЬаодСао.зМпОз (рис.15). Напомним, что четный эффект Холла обнаружен на металлической стороне температурного ПМД в FeSi (п.4.2) при переходе к режиму спин-поляронного зарядового транспорта (Т<Т*тЦ0 К). В случае Ьао^СаозМпОз при Т<Тс величина рт(7Ур(0) заметно превышает вклад от анизотропного магниторезистивного эффекта, а при ^^»¡ЭО К различие указанных параметров достигает двух порядков, причем вторая гармоника в рн(ф) оказывается смещенной по фазе относительно основного сигнала на 45° (рис.15). Кроме того, в отличие от FeSi значения рш в Ьао,?Сао^МпОз уменьшаются как с ростом магнитного поля, так и с понижением температуры (вставка на рис. 15).

При анализе возможных причин возникновения четного эффекта Холла в работе показано, что четной гармонике рш формально соответствует недиагональная компонента симметричной части тензора сопротивления piLt=p,k(0)+/iivi,i//[1//q {t,kj>,q-{xy,z)), которая равна нулю для всех рассматриваемых классов кристаллической симметрии (кубической, ортором-бической, ромбоэдрической, тетрагональной и гексагональной) [57]. В такой ситуации появление вклада от р„.' в случае Lao^Cao^MnCb может быть связано с понижением локальной симметрии в окрестности носителя заряда при формировании нанокластеров с зарядовым упорядочением [58], либо при образовании пар электрон-дырка (димеронов), возникающих в режиме быстрых обратимых перескоков дырки между двумя соседними ионами Мп [59]. В случае FeSi понижение симметрии потенциала отражает изменение степени локализации носителей заряда при переход от зонных состояний, соответствующих кубической структуре В20 (7>Г*«80 К), к спин-поляро!шым состояниям малого радиуса (-4 А), формирующихся на магнитных ионах железа с осью симметрии 3 порядка без центра инверсии.

Т(К)

100 200

I

о. <

1а Са МпО 0.7 03 3 о :

о

о э

_ДФ ; ъ .

/А 1 т у -

т-:

120

i 200 240 280

Т(К)

Рис.15. Нормированная амплитуда второй гармоники рга/рн(0), параметр А и сдвиг фаз Аср между рн и рш (правая ось) для Ьао.тСаозМпОз в поле Цо//=2 Тл. Штриховыми линиями указаны 7с~249 К и 7^= 190 К. На вставке представлено температурная зависимость рш/рн(0) в ФМ фазе 1.ао.7СаозМпОз в поле Цо//=8 Тл.

Альтернативное объяснение четного эффекта Холла в ЛСМО учитывает дополнительный вклад Еа = - вектор антиферромагнетизма), ранее наблюдавшийся в ферримагнетике МгнСе2 [60] и ан-тиферромагпетике РегОз [61]. В простейшем случае двух подрешеток температурная зависимость намагниченности позволяет оценить абсолютную величину Щ7)|<А/(0)(1-М(7)2/М(0)2)°'5. Оценка АФМ коэффициента Холла |р,'!=рш/|/.| из данных рш(7) (вставка на рис. 15) дает независящие от температуры значения |р1'|>(0,06-Н),14) см3/Кл, существенно превышающие величину /?цА в ФМ фазе ЬаодСао^МпОз Таким образом, холлов-ские данные указывают на необходимость исследования возможного влияния АФМ корреляций на зарядовый транспорт в ФМ

фазе ЬСМО, отвечающих металлической стороне концентрационного ПМД (дс>хмгг).

Основные выводы по главе 6 приводятся в разделе 6.4 и входят в число положений, определяющих новизну работы (пп.13-15).

В заключении обобщаются основные результаты диссертации.

В работе выполнено комплексное исследование транспортных, магнитных, магнитооптических, оптических и тепловых свойств сильно коррелированных полупроводников и полуметаллов на основе редкоземельных и переходных элементов в диапазоне температур (0,03-300 К), магнитных полей (до 50 Тл) и частот электромагнитного излучения (1-107-Ч,2-1015 Гц). Полученные результаты показывают, что сильная связь между зарядовыми и спиновыми степенями свободы приводит к возникновению многочастичных состояний (экситон-поляронных и спин-поляронных комплексов), определяющих аномалии физических характеристик исследуемых систем с сильными электронными корреляциями в окрестности температурных и концентрационных переходов металл-диэлектрик. Основные выводы диссертационной работы можно сформулировать следующим образом:

1. На основе совместного анализа транспортных, магнитных, магнитооптических и оптических свойств БшВб и КеЯ! установлено, что поляронные эффекты в режиме быстрых локальных зарядовых/спиновых флуктуаций приводят к перестройке электронного спектра с формированием многочастичного резонанса на уровне Ферми, определяющего переход диэлекгрик-металл при понижении температуры. Показано, что в основном состоянии ЭптВ« и Ре31 являются сильно коррелированными металлами, электрофизические свойства которых определяются, соответственно, экситон-поляронными комплексами и спиновыми поляронами. Результаты исследования исключают БтВб и РеЭ! из числа кондо-изоляторов, что позволяет уточнить существующую классификацию сильно коррелированных электронных систем.

2. Для сильно коррелированных полупроводников и полуметаллов на основе редкоземельных (SmB6, Eui.xCaxBs) и переходных (FeSi, Lai^CaJvInCh) элементов установлено, что низкотемпературный зарядовый транспорт в режиме малых концентраций носителей заряда определяется многочастичными состояниями на уровне Ферми, возникающими вследствие поляронных эффектов за счет локальной деформации решетки и/или перераспределения электронной/спиновой плотности в непосредственной окрестности носителя заряда Выполненные оценки поляронного вклада в энергию связи (3-=-140 мэВ), эффективной массы (—Ю-5-ЮОото) и характерного размера (<1 нм) многочастичных состояний указывают на сильную пространственную локализацию носителей заряда в основном состоянии исследуемых соединений с сильными электронными корреляциями.

3. Показано, что усиление магниторезистивного эффекта в окрестности концентрационных переходов металл-диэлектрик в Еи^СаЛб (*mit~0,2) и Ьа1_хСахМпОз (xmit~0,22) связано с формированием состояния с магнитным расслоением фаз в условиях доминирующего ферромагнитного РККИ (для Eui.„CaxBi) и двойного (для Lai.xCaxMnC>3) обмена между локализованными магнитными моментами ионов Eu/Mn. Установлено, что гигантский рост амплитуды колоссального магнитосопротивления в Eui-xCaxB<; до значений р(0)/р(7 Тл)»7107%, регистрируемых для состава с *=0,244, определяется сменой режимов зарядового транспорта с индуцируемым магнитным полем переходом от дырочного к электронному типу проводимости.

Список публикаций автора по теме диссертации

1. Случанко Н Е., Глушков В В.. Демишев C.B., Кондрин М.В., Петухов K.M., Пронин A.A., Самарин H.A., Брунсераде И., Мощалков В.В., Меновски А А Низкотемпературные аномалии коэффициента Холла FeSL// Письма в ЖЭТФ. -1998. -Т.68, В. 10. - С.774-778.

2. Случанко Н.Е., Волков A.A., Глушков В.В.. Горшунов Б.П., Демишев C.B., Кондрин М.В., Пронин A.A., Самарин H.A. Природа низкотемпературных аномалий физических свойств соединения SmBc с промежуточной вале!ггностью.// ЖЭТФ. - 1999. - Т. 115, В.З. -С.970-978.

3. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Gorshunov В.Р., Demishev S.V., Kondrin M.V., Pronin A.A., Volkov A.A., Savchenko A.K., Grüner G., Bruynseraede Y., Moshchalkov V.V., Kunii S. Intragap states in SmB6.// Physical Review B. - 2000. - V.61, N. 11. - P.9906-9909.

4. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Demishev S.V., Kondrin M.V., Petukhov K.M., Samarin N.A., Moshchalkov V.V., Menovsky A.A. Thermopower in the regime of strong Hubbard correlations in FeSi.// Europhysics Letters. - 2000. - V.51, N.5. - P.557-563.

5. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Gorshunov B P., Demishev S.V., Kondrin M.V., Pronin A.A., Volkov A.A., Bruynseraede Y., Moshchalkov V.V., Kunii S. The origin of fast valence fluctuations in SmB6.// Physica B: Condensed Matter. - 2000. - V.284-288. - P. 1355-1356.

6. Glushkov V.V.. Sluchanko N.E., Demishev S.V., Kondrin M.V., Pronin A.A., Petukhov K.M., Bruynseraede Y., Moshchalkov V.V., Menovsky A.A. Low-temperature transport anomalies in FeSi.// Physica B: Condensed Matter. - 2000. - V.284-288. - P. 1179-1180.

7. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Demishev S.V., Pronin A.A., Volkov A.A., Kondrin M.V., Savchenko A.K., Kunii S. Low-temperature transport anisotropy and many-body effects in SmB6. // Physical Review B. - 2001. - V.64, N. 15. - P. 153103-1-4.

8. Случанко H.E., Глушков B.B.. Демишев C.B., Кондрин MB., Иванов В.Ю., Петухов K.M., Самарин H.A., Меновски A.A. Формирование основного состояния в режиме сильных хаббардовских корреляций в моносилициде железа.// ЖЭТФ. - 2001. - Т. 119, В.2. - С.359-373.

9. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Demishev S.V., Menovsky A.A., Weckhuysen L., Moshchalkov V.V. Crossover in magnetic properties of FeSi. // Physical Review B. - 2002. - V.65, N.6. -P.064404-1-5.

10. Glushkov V.V.. Demishev S. V., Kondrin M.V., Pronin A.A., Voskoboinikov I.B., Sluchanko N.E., Moshchalkov V.V. The regime of Hubbard correlations in FeSi. // Physica B: Condensed Matter. -2002. -V.312-313. - P.509-510.

11. Sluchanko N., Glushkov V.. Demishev S., Kondrin M., Ignatov M., Pronin A., Volkov A., Savchenko A., Kunii S., Filippov V., Paderno Yu. Charge transport anisotropy in SmB6. // Physica B: Condensed Matter. - 2002. - V.312-313. - P.331-332.

12. Sluchanko N., Glushkov V.. Demishev S., Weckhuysen L., Moshchalkov V., Menovsky A.A. The regime of strong Hubbard correlations and magnetic ground state formation in FeSi.// Journal of Magnetism and Magnetic Materials. - 2003 - V.258-259C. - P.222-224.

13. Sluchanko N., Glushkov V.. Demishev S., Semeno A., Weckhuysen L., Moshchalkov V., Menovsky A.A. Metal-insulator transition in Mott-Hubbard system FeSi.// Acta Physica Polonica B. - 2003. - V.34, N. 2. - P.787-790.

14. Glushkov V.. Sluchanko N., Ignatov M., Demishev S., Safonov S., Savchenko A., Fillipov V., Paderno Yu., Kunii S. Low frequency noise and charge fluctuations in SmBs. // Acta Physica Polonica B. -2003. - V.34, N. 2. - P. 1097-1100.

15. Глушков В В.. Воскобойников И.Б., Демишез С.В., Кривицкий И.В., Меновски А.А., Мощалков В.В., Самарин Н.А., Случанко Н.Е. Спин-поляронный режим транспорта и магнитная фазовая диаграмма моносилицида железа. // ЖЭ'ГФ. -2004. - Т.126, В.2. - С.444-468.

16. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Krivitskiy I.V., Menovsky A., Sluchanko N.E. Charge transport in correlated metallic state of FeSi. // Physica B: Condensed Matter. -2005. -V.359-361C.-P.1165-1167.

17. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Ignatov M.I., Paderno Yu.B., Shitsevalova N. Yu., Kuznetsov A. V., Churkin O.A., Sluchanko D.N., Sluchanko N.E An observation of electron phase transition in SmBc at low temperatures. // Journal of Solid State Chemistry. - 2006. - V. 179, N.9. - P. 28712874.

18. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Ignatov M.I., Kuznetsov A.V., Paderno Yu.B., Shitsevalova N.Yu., Sluchanko D.N., Sluchanko N.E. Magnetores¡stance anomaly at the transition to coherent state in SmBc. //Physica B: Condensed Matter. -2006. - V.378-380. -P.612-613.

19. Glushkov V.V.. Kuznetsov A.V., Churkin O.A., Demishev S.V., Paderno Yu.B., Shitsevalova N.Yu., Sluchanko N.E. Spin gap formation in SmBc. // Physica B: Condensed Matter. -2006. -V.378-380.-P.614-615.

20. Глушков B.B.. Богач A.B., Гоньков КВ., Демишев С.В., Иванов В.Ю., Кузнецов А.В., Самарин Н.А., Шицевалова Н.Ю., Флахбарт К., Случанко Н.Е. Особенности магнитных и транспортных свойств соединения ЕиВб с колоссальным магнитосопротивлением. // ЖЭТФ. - 2007. -Т.132, В.7.-С. 150-153.

21. Glushkov У.. Bogach A., Demishev S., Gon'kov К., Ignatov М., Khayrullin Eu., Samarin N., Shubin A., Shitsevalova N., Flachbart K., Sluchanko N. A huge renormalization of transport effective mass in the magnetic-polaronic state of EuB6. // Physica B: Condensed Matter. - 2008. -V.403, N.5-9. -P.820-821.

22. Glushkov V.V.. Semeno A.V., Sluchanko N.E., Dukhnenko A.V., Fillippov V.B., Demishev S.V. High frequency electron spin resonance probing of magnetic polaron formation in ЕиВб. // Physica B: Condensed Matter. - 2008. - V.403, N.5-9. - P.932-933.

23. Демишев C.B., Семено A.B., Глушков В В.. Случанко Н.Е. Комментарий к статье Т.С.Альтшулер, Ю.В.Горюнова, А.В.Духненко, НЛО.Шицеваловой «Магнитное фазовое расслоение в гексабориде европия и его связь с кондо-взаимодействиями (Письма в ЖЭТФ, т.88, в.З, с.258-262 (2008)). // Письма в ЖЭТФ. - 2008. - Т.88, В. 11. - С.892-894.

24. Semeno A.V., Glushkov V.V.. Bogach А. V., Sluchanko N.E., Dukhnenko A.V., Fillippov V.B., Shitsevalova N.Yu., Demishev S.V. Electron spin resonance in EuB«. // Physical Review B. -V.79, N.l. -P.014423-1-9.

25. Glushkov V.V.. Anisimov M.A., Bozhko A.D., Chernobrovkin A.L., Demishev S.V., Ivanov V.Yu., Privezentzev R.V., Semeno A.V., Sluchanko N.E., Mukovskii Ya.M. Anomalous magnetism and charge transport in dielectric l.ai.xCaxMn03 (х<хмгг~0.22). // Journal of Applied Physics. -

2009. -V. 105, N.7. -P.07D717-1-3.

26. Glushkov V.. Anisimov M, Bogach A., Demishev S., Ivanov V., SamarinN., Dukhnenko A., ShitsevalovaN., Flachbart K., Sluchanko N. Crossover in the Colossal Magnetoresistance Anisot-ropy in EuB6. // Journal of Physics: Conference Series. - 2009. - V.150, N.2. - P.022014-1-4.

27. Semeno A.V., Glushkov V.V.. Bogach A.V., Sluchanko N.E., Dukhnenko A.V., Fillippov V.B., ShitsevalovaN.Yu., Demishev S.V. Electron Spin Resonance in EuB0. // Solid State Phenomena -2009. - V.152-153. -P.349-352.

28. Glushkov V.V.. Anisimov MA., Bogach A.V., Demishev S.V., Samarin N.A., Kuznetsov A.V., Dukhnenko A.V., Levchenko A.V., ShitsevalovaN.Yu., Flachbart K., Sluchanko N.E. «Anomalous Magnetism in Eu(Ca)B6. // Solid State Phenomena.. -2009. - V.152-153. -P.307-310.

29. Flachbart K., Bartkowiak M., Demishev S., Gabani S., Glushkov V.V.. Herrmannsdorfer Т., Moshchalkov V., ShitsevalovaN., Sluchanko N. Pulsed magnetic field study of the spin gap in intermediate valence compound SmB6. // Physica B: Condensed Matter. - 2009. - V.404, N. 19. -P.2985-2987.

30. Глушков B.B.. Анисимов M.A., Богач A.B., Демишев С.В., Духненко А.В., Кузнецов

А.В., Левченко А.В.,.Самарин Н.А, Филиппов В.Б., Чуркин О.А., Шицевалова Н.Ю., Случан-ко Н.Е. Усиление эффекта колоссального магнитосопротивления в Eui.xCaxBi. // ЖЭТФ. -

2010. -Т.138, В.2. -С.277-281.

31. Glushkov V.V.. Anisimov MA., Bogach A.V., Demishev S.V., Filipov V.B., Flachbart K., Kuznetsov A.V., Levchenko A.V., ShitsevalovaN.Yu., Sluchanko N.E. Quantum percolation transition in Eui-^Ca^Bj. // Physica Status Solidi B. - 2010. - V.247, N.3. - P.650-652.

32. Glushkov V.. Anisimov M., Batko I., Batkova M., Bogach A., Demishev S., Filipov V., Flachbart K., Kuznetsov A., Sannikov I., Shitsevalova N., Sluchanko N. Charge Transport and Magnetism in Eui-xCaA. // Acta Physica Polonica A. - 2010. - V.l 18, N.5. - P.891-892.

33. Glushkov V.V.. Anisimov M.A., Bogach A.V., Churkin O.A., Demishev S.V., Dukhnenko A.B., Flachbart K., Kuznetsov A.V., Levchenko A.V., ShitsevalovaN.Yu., Sluchanko N.E. A giant enhancement of CMR in Euo 6Cao 4Bs. // Journal of Physics: Conference Series. - 2010. - V.200, N. 1.-P.012048-1-4.

34. Анисимов M.A., Глушков В В.. Демишев С.В., Привезенцев Р.В., Муковский Я.М., Слу-чанко Н.Е. Магнитосопротивление в Ьа,],7«СаолМпОз. // Труды МФТИ. - 2010. - Т.2, Н. 1. -С. 16-18.

35. Glushkov V.V.. Gorshunov В.Р., Zhukova E.S., Demishev S.V., Pronin A.A., Sluchanko N.E., Kaiser S., Dressel M. Spin excitations of the correlated semiconductor FeSi probed by THz radiation. // Physical Review B. - 2011. - V. 84, N.7. - P.073108-1-4.

36. Glushkov V.. Kuznetsov A., Sannikov I., Bogach A., Demishev S., Ivanov V., Dukhnenko A., Levchenko A., ShitsevalovaN., Sluchanko N. Suppression of Ferromagnetism in EujCai.xBi. // Solid State Phenomena. - 2012. - V. 190. - P.97-100.

37. Пронин A.A, Волков A.A., Глушков В.В.. Горшунов Б.П., Демишев С.В., Кондрин М.В., Самарин Н.А., Случанко Н.Е., Bruynseraede Y., Moshchalkov V.V., Kunii S. Природа низкотемпературных аномалий физических свойств соединения с промежуточной валентностью SmB6. //XXXI Совещание по физике низких температур (2-3 декабря 1998 г.), Тезисы докладов М: МГУ, 1998. -С.38-39.

38. Glushkov V.V.. Sluchanko N.E., Moshchalkov V.V., Menovsky A.A. Low temperature transport anomalies in FeSi. // Abstracts of XXII Int. Conference on Low Temperature Physics, Helsinki, 1999.-P.485.

39. Случанко H.E., Глушков B.B.. Демишев C.B., Кондрин М.В., Пронин А.А., Кунии С. Анизотропия проводимости и многочастичные эффекты в SmBs при низких температурах. //

Труды XXXII Всероссийского Совещания по физике низких температур, 2000, 4.NS. -С. 3132.

40. Глушков В В.. Случанко Н Е., Демишев С.В., Кондрин М.В., Меновски А.А. Режим хаб-бардовских корреляций и формирование магнитного основного состояния в FeSL // Труды XXXII Всероссийского Совещания по физике низких температур, 2000, 4.LT. - С. 118-119.

41. Глушков В.В.. Случанко Н.Е., Кондрин М.В.. Пронин А.А. Природа быстрых валентных флуктуаций в узкозонном полупроводнике SmBj. // Международная зимняя школа по физике полупроводников. Научные сообщения молодых ученых, ФТИ РАН, СПб (2000). - С.6-7.

42. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Pronin А.А., Sluchanko N.E., Moshchalkov V.V., Menovsky A. A. The regime of strong Hubbard correlations and mictomagnetic ground state formation in FeSi. // Abstracts of International Conference on Strongly Correlated Electron Systems, Ann Arbor,USA (2001). - P.II-48.

43. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Demishev S.V., Kondrin M.V., Pronin A.A., Volkov A.A., Savchenko A.K., Kunii S. Low temperature transport anisotropy in SmBc. // Abstracts of International Conference on Strongly Correlated Electron Systems, Ann Arbor,US A (2001). -P.H-4.

44. Игнатов М.И., Глушков В.В.. Случанко Н.Е., Демишев С В. Низкотемпературные аномалии транспортных характеристик SmB«. // Современные проблемы фундаментальных и прикладных наук, Тезисы докладов XLIV Юбилейной научной конференции МФТИ, (2001) ч. VIII,.-С. 41.

45. Glushkov У.. Sluchanko N., Demishev S., Safonov S., Savchenko A., Ohta H., Kunii S. Low-frequency noise in intermediate valence compound SmBc. Abstracts of XXIII Int. Conference on Low Temperature Physics, Hiroshima, Japan (2002). - P.324.

46. Sluchanko N.E., Glushkov V.V.. Demishev S.V., Ohta H., Moshchalkov V. Metal-insulator transition in Mott-Hubbard system FeSi. // Abstracts of XXIII Int. Conference on Low Temperature Physics, Hiroshima, Japan (2002). -P.577.

47. Sluchanko N., Glushkov V.. Demishev S., Weckhuysen L., Moshchalkov V., Menovsky A.A. Metal-insulator transition in Mott-Hubbard system FeSi. // Abstracts of International Conference on Strongly Correlated Electron Systems, Kxakovv, Poland (2002). - P.234.

48. Glushkov V.. Sluchanko N., Ignatov M., S Demishev., Savchenko A., Safonov S., V Fillipov., Paderno Yu. Low frequency noise and charge fluctuations in SmBs. Abstracts of International Conference on Strongly Correlated Electron Systems, Krakow, Poland (2002). - P.73.

49. Glushkov V.. Demishev S., Ignatov M., Sluchanko N., Savchenko A., Safonov S., Fillipov V., Paderno Yu. Low-temperature transport and noise anisotropy in SmB6. // Abstracts of the European Conference Physics ofMagnetism'02, Poznan, Poland (2002). -P.46.

50. Sluchanko N., Glushkov V.. Demishev S., L Weckhuysen., Moshchalkov V., A Menovsky. Strong Hubbard correlations and weak magnetism in FeSi. // Abstracts of the European Conference Physics ofMagnetism'02, Poznan, Poland (2002). - P.85.

51. Sluchanko N., Glushkov V.. Demishev S„ Weckhuysen L., Moshchalkov V., Menovsky A. The regime of strong Hubbard correlations and magnetic ground state formation in FeSi. - Abstracts of Moscow International Symposium on Magnetism, Moscow (2002). - P. 187.

52. Глушков В В.. Демишев С В., Семено А.В., Случанко Н.Е., Мощалков В.В., Меновски А. Многочастичные эффекты и ферромагнетизм в системе с сильными хаббардовскими корреляциями FeSi. // Тезисы докладов XXXIII Совещания по физике низких температур, 2003, 4.QL. — С.93-94.

53. Глушков В В.. Демишев С.В., Игнатов М.И., Случанко Н.Е., Савченко А.К., Сафонов С., Падерно Ю.Б. Анизотропия транспортных и шумовых характеристик соединения с промежуточной валентностью SmBs. // Тезисы докладов XXXIII Совещания по физике низких температур, 2003,4.QL. - С.182-183.

54. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Sluchanko N.E. Charge transport in correlated metallic state of FeSi. // Abstracts of The International Conference on Strongly Correlated Electron Systems (SCES'04), July 26-30, 2004, Karlsruhe, Germany. -P.29.

55. Глушков В.В.. Демишев С В., Кривицкий И.В., Меновски А.А., Мощалков В.В., Н Самарин. А., Случанко Н.Е. Зарядовый транспорт в соединении с сильными электронными корреляциями FeSi. // Тезисы докладов семинара «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», ИФВД РАН, 11 июня 2004 г., г. Троицк Московской области. - Тезисы докладов. - С.9.

56. Glushkov V.. Demishev S., Menovsky A., Moshchalkov V., Samarin N.. Sluchanko N. Low temperature magnetic H-T diagram of FeSL // Abstracts of Moscow International Symposium on Magnetism, Moscow 2005. -P.532-533.

57. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Ignatov M.I., Kuznetsov A.V., Pademo Yu.B., Shitsevalova N.Yu., Sluchanko D.N., Sluchanko RE. Magnetores¡stance anomaly at the transition to coherent state in SmB6. // Abstracts of the International Conference on Strongly Correlated Electron Systems SCES'05, Vienna, 2005. -P.181.

58. Glushkov V.V.. Kuznetsov A.V., ChurkinO.A., Demishev S.V., Pademo Yu.B., Shitsevalova N.Yu., Sluchanko N.E. Spin gap formation in SmB6. // Abstracts of the International Conference on Strongly Correlated Electron Systems SCES'05, Vienna, 2005. -P.182.

59. Glushkov V.V.. Demishev S.V., Ignatov M.I., Pademo Yu.B., Shitsevalova N.Yu., Kuznetsov A. V., Churkin O.A., Sluchanko N.E. SmB6: an observation of electron phase transition at low temperatures. // Abstracts of the International Symposium on Boron, Borides and Related Compounds ISSB'05, University of Hamburg, 2005. - P. 130.

60. Глушков В В.. Демишев C.B., Игнатов М.И., Кузнецов А.В., Случанко Д.Н., Случанко Н.Е. Формирование низкотемпературного когерентного состояния в SmBs. // Тезисы докладов семинара «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», ИФВД РАН, 12 мая 2005 г., г. Троицк Московской области. - Тезисы докладов. -

С. 19.

61. Глушков В В.. Богач А.В., Гоньков К.В., Демишев С.В., Игнатов М.И., Иванов В.Ю., Кузнецов А.В., Самарин Н.А., Флахбарт 1С, Хайруллин Е.И., Чуркин О.А., Шицевалова Н.Ю., Случанко Н.Е. Особенности магнитных и транспортных свойств соединения с колоссальным магнигосопротивлением ЕиВс- // Труды 34 совещания по физике низких температур, т. 1, - Ростов-на Дону, п.Лоо, 26-30 сентября 2006 г. - С.63-64.

62. Глушков В В.. Демишев С.В., Иванов В.Ю., Муковский Я.М., Привезенцев Р.В., Самарин Н.А., Случанко Н.Е. Анизотропия зарядового транспорта в Ьао^СаолзМпОз. // Труды 9 международного симпозиума «Упорядочения в металлах и сплавах» ОМА-9, 12.09.0616.09.06, НИИ физики РГУ, Ростов на Дону - п.Лоо, г.Сочи. - С. 130-133.

63. Глушков В В.. Анисимов М.А., Богач А.В., Гоньков КВ., Демишев С В., Иванов В.Ю., Кузнецов А.В., Самарин IL А., Флахбарт К, Шицевалова Н.Ю., Случанко Н.Е. Магнитные и транспортные свойства соединений с колоссальным магнигосопротивлением ЕиВс и EuB5,92Co,os. //Труды 9 международного симпозиума «Упорядочения в металлах и сплавах» ОМА-9, ¿2.09.06-16.09.06, НИИ физики РГУ, Ростов на Дону, - п.Лоо, г.Сочи. - С. 134-136.

64. Глушков В В.. Богач А.В., Гоньков К.В., Демишев С.В., Игнатов М.И., Иванов В.Ю., Кузнецов А.В., Самарин Н.А., Семено А.В., Флахбарт К., Хайруллин Е.И., Чуркин О.А., Шицевалова Н.Ю., Случанко Н.Е. Зарядовый транспорт и магнетизм в соединении с колоссальным магнигосопротивлением ЕиВ6. // Семинар «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые кршические явления», ИФВД РАН, 15 июня 2006 г., г. Троицк Московской области. - Тезисы докладов. - С. 21-22.

65. Glushkov У.У.. Semeno A.V., Sluchanko N.E., Dukhnenko A.V., Fillippov V.B., Demishev S.V. High frequency electron spin resonance probing of magnetic polaron formation in EuBs. // Abstracts of The International Conference on Strongly Correlated Electron Systems, Houston, May 1318,2007. -P.202.

66. Glushkov V.. Bogach A., Demishev S„ Gon'kov K., Ignatov M., Khayrullin Eu., Samarin N„ Shubin A., Shitsevalova N., Flachbart K., Sluchanko N. A huge renormalization of transport effective mass in the magnetic-polaronic state of EuB6. // Abstracts of The International Conference on Strongly Correlated Electron Systems, Houston, May 13-18, 2007. - P.203.

67. Semeno A.V., Glushkov V.V.. Chernobrovkin A.L., Privezentzev R.V., Mukovskii Y.M., Sa-marin N.A., Sluchanko N.E., Demishev S.V. The Anomalous Magnetic Resonance and Magnetic Phase Separation in the Vicinity of the Metal-Insulator Transition in Ьа-.^Са^МпОз. // Abstracts of the International Conference "Modern Development of Magnetic Resonance", Kazan, 24-29 September 2007. - P.233-234.

68. Glushkov V.V.. Semeno A.V., Bogach A.V., Dukhnenko A.V., Fillipov V.B., Flachbart K., Samarin N.A., Sluchanko N.E., Shitsevalova N.Yu., Shubin A.V., Demishev S.V. Magnetic Phase Separation and Effective Mass Renormalization Caused by Spin Polaron Formation in EuB6. // Abstracts of the International Conference "Modern Development of Magnetic Resonance", Kazan, 2429 September 2007. - P. 68-69.

69. Глушков В В.. Семено A.B., Богач А.В., Гоньков КВ., Демишев С.В., Духненко А.В., Игнатов М.И., Ищенко Г.В., Самарин Н А., Случанко Н Е., Филлипов В.Б., Флахбарт К., ХаГфуллин Е.И., Шубин А.В., Шицевалова Н.Ю. Перенормировка эффективной массы, тяжелые фермионы и магнитный резонанс в ЕиВб. // Семинар «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 14 июня 2007 г., г. Троицк Московской области. — Тезисы докладов. - С.5-6.

70. Семено АВ., Глушков В В.. Чернобровкин A.JI., Привезенцев Р.В., Муковский Я.М., Самарин Н.А., Случанко Н.Е., Демишев С.В. Аномальный магнитный резонанс и магнитное фазовое расслоение в окрестности перехода металл-диэлектрик в ЬаьхСахМпОз. // Семинар «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 14 июня 2007 г., г. Троицк Московской области. - Тезисы докладов. - С. 17-18.

71. Glushkov У.. Anisimov М., Bogach A, Demishev S., Samarin N., Kuznetsov A., Dukhnenko A, Levchenko A, Shitsevalova N., Flachbart K., Sluchanko N. Metal-insulator transition

in Eui.xCa,Bf„ // Official Conference Book of 25th International Conference on Low Temperature Physics, Amsterdam, August 6-13,2008. -P.323.

72. Glushkov V.. Bogach A., Demishev S., Ivanov V., Samarin N., Dukhnenko A., Shitsevalova N., Flachbart K., Sluchanko N. Crossover and colossal magnetoresistance anisotropy in EuB6. // Official Conference Book of 25л International Conference on Low Temperature Physics, Amsterdam, August 6-13,2008. —P.258.

73. Anisimov M., Demishev S., Glushkov V.. Ivanov V., Mukovskii Ya, Privezentsev R., Sluchanko N. Crossover of Charge Transport in Lao 78Сао.2гМпОз. // Official Conference Book of 25ft International Conference on Low Temperature Physics, Amsterdam, August 6-13, 2008. - P.31.

74. Glushkov V.. Anisimov M., Bogach A., Demishev S., Samarin N., Kuznetsov A., Levchenko A., Shitsevalova N., Flachbart K., Sluchanko N. Anomalous magnetism in Eu(Ca)B6. Moscow International Symposium on Magnetism, June 20-25,2008 (MISM 2008), Book of Abstracts, Faculty of Physics M.V.Lomonosov MSU, Moscow, 2008. - P.613.

75. Semeno A.V., Glushkov V.V.. Bogach A.V., Sluchanko N.E., Dukhnenko AV., Fillippov V.B., Shitsevalova N.Yu., Demishev S.V. Electron spin resonance and magnetic polarons in EuBs. // Moscow International Symposium on Magnetism, June 20-25, 2008 (MISM 2008), Book of Abstracts, Faculty of Physics M.V.Lomonosov MSU, Moscow, 2008. -P.153.

76. Глушков В В.. Анисимов M.A, Богач A.B., Демишев С.В., Духненко А.В., Ищенко Т.В., Левченко А.В., Самарин Н.А., Семено А.В., Случанко Н.Е., Шицевалова Н.Ю. Тяжелые фермионы и квантовый переход металл-диэлектрик в Eu(Ca)Bs. // Семинар «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 18 июня 2008 г., г. Троицк Московской области. - Тезисы докладов. - С.5.

77. Семено А.В., Глушков В.В.. Богач АВ., Случанко Н.Е., Духненко АВ., Филипов В.Б., Шицевалова Н.Ю., Демишев С.В. Электронный спиновый резонанс в окрестности ферромагнитного упорядочения у EuBs. // Семинар «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 18 июня 2008 г., г. Троицк Московской области. - Тезисы докладов. - С. 14.

78. Анисимов М.А Богач АВ., Глушков В В.. Демишев С.В., Левченко АВ., Шицевалова Н.Ю., Случанко Н Е. Колоссальное магнитосопротивление и квантовый переход металл-

диэлектрик в Eui.xCaxBs. Труды 51-й Научной конференции МФТИ, 28-29 ноября 2008, г. Москва-Долгопрудный. - Часть VIII. Проблемы современной физики. - С. 14-15.

79. Анисимов М.А., Глушков В В.. Демишев С.В., Привезенцев Р.В., Муковский Я.М., Слу-чанко Н.Е. Особенности зарядового транспорта в Ьа^СаазгМпОз. Труды 51-й Научной конференции МФТИ, 28-29 ноября 2008, г. Москва-Долгопрудный. - Часть VIII, Проблемы современной физики. - С.82-85.

80. Glushkov У.. Anisimov М., Bogach A., Demishev S., Kuznetsov A., Churkin О., Dukhnenko А., Levchenko A., ShitsevalovaN., Flachbart К., Sluchanko N. A giant enhancement of CMR in ЕиобСао4Вб. // Program and Abstracts of the International Conference on Magnetism ICM2009, July 26-31, 2009, Karlsruhe, Germany. - P. 125.

81. Semeno A.V., Glushkov V.V.. Bogach A.V., Sluchanko N.E., Demishev S.V., Dukhnenko A.B., Filipov V.B., Shitsevalova N.Yu.. Electron spin resonance in EuBe. // Program and Abstracts of the International Conference on Magnetism ICM2009, July 26-31, 2009, Karlsruhe, Germany. -P.217.

82. Glushkov V.V.. Anisimov M.A., Bogach A.V., Demishev S.V., Dukhnenko A.B., Filipov V.B., Flachbart K., Kuznetsov A.V., Levchenko A.V., Shitsevalova N.Yu., Sluchanko N.E. Quantum percolation transition in Eui.*Ca*B6. // Book of Abstracts of the International Conference on Quantum Criticality and Novel Phases QCNP09, August 2-5,2009, Dresden, Germany. - P.l 16.

83. Глушков B.B.. Анисимов M.A., Богач A.B., Демишев С.В., Иванов В.Ю., Самарин Н.А., Случанко Н.Е., Кузнецов А.В., Чуркин О.А., Духненко А.В., Левченко А.В., Филипов В.Б., Шицевалова Н.Ю. Усиление эффекта колоссального магнию сопротивления в ЕиихСаЛб- Н Тезисы докладов XXXV Совещания по физике низких температур НТ-35, 29 сентября-2 октября 2009, Черноголовка - С.78-79.

84. Глушков В.В.. Анисимов М.А., Богач А.В., Демишев С.В., Духненко А.В., Иванов В.Ю., Левченко А.В., Самарин Н. А., Случанко Н.Е., Филипов В.Б., Шицевалова Н.Ю. Смена режимов зарядового транспорта и эффект колоссального магнитосопртивления в Еио.бСамВб. Тезисы докладов конференции «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 18 июня 2009 г., г. Троицк Московской области. - С.23.

85. Semeno A.V., Glushkov V.V.. A Bogach.V., Sluchanko N.E., Dukhnenko A. V., Fillippov V.B., Shitsevalova N.Yu., Demishev S.V. Magnetic spin resonance inEuBs. // 14"1 Czech and Slovak Conference on Magnetism CSMAG'10, Programme Abstracts, July 6-9,2010, Kosice, Slovakia. - P.57.

86. Glushkov V.. Anisimov M., Bogach A., Demishev S., Kuznetsov A., Dukhnenko A., ShitsevalovaN., Filipov V., Batkova M, Batko I., Flachbart K., Sluchanko N. Charge Transport and Magnetism in Eui.xCa,B6. // 14* Czech and Slovak Conference on Magnetism CSMAG' 10, Programme Abstracts, July 6-9,2010, Kosice, Slovakia. - P.159.

87. Глушков В В.. Горшунов Б.П., С Демишев.В., Дрессель М., Жукова Е.С., Меновски А., Кайзер С., Пронин А. А., Случанко Н.Е. К вопросу о применимости модели Кондо-изолятора в FeSi. // Тезисы докладов конференции «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 17 июня 2010 г., г. Троицк Московской области. - С.3-4.

88. Глушков В.В. Переход металл-диэлектрик в Еи(Са)Вб. // Научная сессия НИЯУ МИФИ-2010. Аннотации докладов. -Т.2. Нанофизика и нанотехнологии. Фундаментальные проблемы науки. М.: НИЯУ МИФИ, 2010. -С.157.

89. Глушков В В.. Богач А.В., Гаврилкин С.Ю., Демишев С.В., Духненко А.В., Иванов В.Ю., Кузнецов А.В., Левченко А.В., Мицен К В., Семено А.В., Случанко Н.Е., Шицевалова Н.Ю. Особенности формирования ферромагнитного состояния в EuBt // Тезисы докладов конференции «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 9 июня 2011 г., г. Троицк Московской области, ИФВД РАН, 2011. - С. 10-11.

90. ЛобановаИ.И., Анисимов М.А., Богач А.В., Демишев С.В., Муковский Я.М., Привезенцев Р.В., Случанко Н.Е., Глушков В.В. Эффект Холла в Ьа1.хСахМпОз. // Тезисы докладов конференции «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 9 июня 2011 г., г. Троицк Московской области, ИФВД РАН, 2011. -С.16.

91. Glushkov V.. Kuznetsov A., Sannikov I., Bogach A., Anisimov M., Demishev S., Ivanov V., Dukhnenko A., Levchenko A., Shitsevalova N., Sluchanko N. Supression of ferromagnetism in Eu.Cai sB«. // Moscow International Symposium on Magnetism (MISM), 21-25 August 2011, Moscow, 2011. - P. 709.

92. Glushkov V.. Bogach A., Kuznetsov A., Sannikov I., Anisimov M., Demishev S., Samarin N., Ivanov V., Dukhnenko A., Levchenko A, Shitsevalova N., Sluchanko N. Magnetic phase separation in Eui.xCaxB6. // The 26th International Conference on Low Temperature Physics (LT-26), Beijing, China, 10-17 August, 2011, Book of Abstracts. - P.220.

93. Glushkov V.. Gorshunov В., E Zhukova, Demishev S., Pronin A., Sluchanko N., Kaiser S., Dressel M. Low-energy intra-gap excitations in FeSi. // Program Book of the International Conference on Strongly Correlated Electron Systems SCES 2011, Cambridge, UK, August 29 - September 3, 2011.-P.23.

94. Glushkov V.. Anisimov M., Bogach A., Demishev S., Dukhnenko A., Filipov V., Levchenko

A., Sluchanko N. Hall effect in vicinity of metal-insulator transition in Ещ_хСахВб. // Program Book ofthe International Conference on Strongly Correlated Electron Systems SCES 2011, Cambridge, UK, August 29 - September 3,2011. -P.23.

95. Demishev S.V., Semeno A.V., Bogach A.V., Glushkov V.V.. SamarinN.A., Ischenko T.V., Fillipov V.B., Shitsevalova N. Yu., Sluchanko N.E. Magnetic Resonance in Rare Earth Borides EuB6and СеВй. // 17th International Symposium on Boron, Borides and Related Materials (ISBB' 17), Istanbul, Turkey, 11-17 September, 2011, Abstract Book. - P.221.

96. Mukovskii Y.M., Lobanova I.I., Anisimov M.A, Demishev S.V., Sluchanko N.E., Ko-zlovskaya N.A., Glushkov V.V. Hall effect in Lai.xCaxMn03 (x=0.23, 0.3). // Book of abstracts of 56-th Annual conference on magnetism and magnetic materials (30 October - 3 November, 2011, Scottsdale, Arizona). - P.201.

97. Глушков B.B.. Кузнецов A.B., Санников И.И., Байбаков Р.Ф., Анисимов М.А., Глушков

B.В., Богач А.В., Гаврилкин С.Ю., Духненко А.В., Левченко А.В., Филинов В.Б., Демишев

C.В., Случанко Н.Е. Аномальный магнетизм гексаборида европия. // Научная сессия НИЯУ МИФИ-2012. Аннотации докладов. - Т.2. Фундаментальные проблемы науки. Стратегические информационные технологии. М.: НИЯУ МИФИ, 2012. - С.82.

98. Глушков В В.. Анисимов М.А., Демишев С.В., Случанко Н.Е., Привезенцев Р.В., Козловская Н.А., Муковский Я.М. Аномальный и четный эффекты Холла в Еао,7Сао,зМпОз. Тезисы докладов конференции «Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления», 15 июня 2012 г., г. Троицк Московской области, ИФВД РАН, 2011. -С.35-36.

99. Глушков В В.. Семено А.В., Богач А.В., Демишев С.В., Иванов В.10., Случанко Н.Е., Гаврилкин С.Ю., Мицен К.В., Кузнецов А.В., Духненко А.В., Шицевалова Н.Ю., Гурии В.Н., Vanacken J., Moshchalkov V. Двойной магнитный переход в EuBc XXXVI Совещание по физике низких температур, Санкт-Петербург, 2-6 июля 2012: тезисы докладов. СПб: ФТИ им.

A. Ф.Иоффе, 2012.-С. 133.

ЮО.Глушков В В.. Байбаков Р.Ф., Демишев С.В., Левченко А.В., Духненко А.В., Филипов

B.Б., Случанко Н.Е. Аномалии коэффициента термоэде в ряду СаьхЕихВб XXXVI Совещание по физике низких температур, Санкт-Петербург, 2-6 июля 2012: тезисы докладов. СПб: ФТИ им. А. Ф. Иоффе, 2012. - С.227-228.

101.Glushkov V.. Bogach A., Semeno A., Demishev S., V Ivanov., Sluchanko N., Kuznetsov A, Gavrilkin S., Mitsen K., Shitsevalova N., Filipov V., Vanacken J., Moshchalkov V. Saturation Moment in the Ferromagnetic State of EuB0. //Abstracts ofthe International Conference on Magnetism ICM2012, July 08-13,2012, Busan, Korea -P.195.

102.Glushkov V.. Baybakov R., Demishev S., Dukhnenko A., Levchenko A., ShitsevalovaN., Sluchanko N. Seebeck effect near quantum MIT тЕщ^СахВб. // Book of Abstracts ofthe International Conference on Quantum Criticality and Novel Phases QCNP09, August 26-29, 2012, Dresden, Germany-P. 157.

Цитированная литература

[1] H. Takagi, Nature Mater., 6, 179 (2007).

[2] Y. Kamihara et al. J. Arn Chem. Soc., 130 3296 (2008).

[3] G. Stewart, Rev. Mod. Phys., 56, 755 (1984).

[4] M. S alamo n, M. Jaime, Rev. Mod. Phys., 73, 583 (2001).

[5] M. Maple et al., J. Low Temp. Phys., 95, 225 (1994).

[6] Q. Si, F. Steglich, Science, 329, 1161 (2010).

[7] Z. Yang et al., Mater. Res., 41, 337 (2011).

[8] G. Aeppli and Z. Fisk, Comm. Condens. Matter Phys., 16, 155 (1992).

[9] L. Degiorgi, Rev. Mod. Phys., 71,687 (1999).

[10] P. Sun et al., Phys. Rev. В, 79, 153308 (2009).

[11] S. Jin et al., Science, 264,413 (1994).

[12] G. Biotteau et al., Phys.Rev.B, 64, 104421 (2001).

[13] R. Zainullina et al.,Phys. Rev. В 76, 014408 (2007).

[14] S. Sullow et al., Phys. Rev. В, 57, 5860(1998).

[15] Э.Л. Нагаев, УФН, 117,437 (1975).

[16] Т. Kasuya, Sol. State Comm., 8,1635 (1970).

[17] M.A. Кривоглаз, УФН, 111, 617 (1973).

[18] Н.Ф. Мотг, Переходы металл-изолятор, М: Наука, (1979), 344 с.

[19] Н.Е. Случанко и др., Письма в ЖЭТФ, 76,31 (2002).

[20] P. Alekseev et al., J.Phys. Cond. Mat., 7, 289 (1995).

[21] P. Nyhus et al., Phys. Rev. B, 55,12488 (1997).

[22] J.C. Nickerson et al., Phys. Rev. B, 3,2030 (1971).

[23] B. Gorshunov et al., Phys. Rev. B, 59, 1808 (1999).

[24] P. Wächter, G. Travaglini, J. Magn. Magn. Mat., 47-48,423 (1985).

[25] K. Kikoin, A. Mishchenko, J. Phys. Cond. Mat., 7,307 (1995).

[26] S. Curnoe, K. Kikoin, Phys. Rev. B, 61, 15714 (2000).

[27] О. Pena, et al., Sol. State Comm., 40, 539 (1981).

[28] S. Nakamura et al., J. Phys. Soc. Jpn, 60,4311 (1991).

[29] Z. Schlesinger, et al., Phys. Rev. Lett., 71, 1748 (1993).

[30] C. Fu and S. Doniach, Phys. Rev. В 51, 17439 (1995).

[31] V. V. Mazurenko, Phys. Rev. В 81, 125131 (2010).

[32] M.J. Rozenberg et al., Phys. Rev. B, 54, 8452 (1996).

[33] M. Alita et al., Phys. Rev. B, 77, 205117 (2008).

[34] A. Damascelli et al., Phys. Rev. B, 55, R4863 (1997).

[35] D. Menzel et al., Phys.Rev.B 79 165111 (2009).

[36] Т.Мория, Спиновые флуктуации в магнетиках с коллективизированными электронами, М: Мир, (1988), 288 с.

[37] К. Yosida, Phys.Rev. 107, 396 (1957).

[38] J. Kim et al., J. Phys.: Condens. Matter, 19, 106203 (2007).

[39] G.A. Wigger et al., Phys. Rev. Lett. 93, 147203 (2004).

[40] V.M. Pereira et al. Phys. Rev. Lett 93, 147202 (2004).

[41] J.-S. Rhyee et al., Phys. Rev. В 67, 125102 (2003).

[42] S. Massida et al., Z. Phys. В 102, 83 (1997).

[43] W. Henggeler et al., Sol. State Comm., 108,929 (1998).

[44] P. Nyhus et al., Phys Rev В, 56,2717 (1997).

[45] S.Braderick et al., Eur. Phys. J. В 33,47 (2002).

[46] M. Aronson et al., Phys. Rev. В 59,4720 (1999).

[47] B.T. Matthias, Phys. Lett. 27A, 511 (1968).

[48] U. Yu, B.I. Min. Phys. Rev. В 74,094413 (2006).

[49] A. Perucchi et al., Phys. Rev. Lett 92, 067401 (2004).

[50] N.G. Bebenin et al., Phys. Rev. В 78,064415 (2008).

[51] Н.Г. Бебенин и др., ФТТ 50, 664 (2008). [521 Y. Chcn et al., Phys. Rev В 78, 212301 (2008).

[53] N. Nagaosa et al., Rev. Mod. Phys, 82, 1539 (2010).

[54] I. Gordon et a!., Phys. Rev. B, 62, 11633 (2000).

[55] G. Jakob et al., Phys. Rev. B, 57, 10252 (1998).

[56] J. Ye et al., Phys. Rev. Lett., 83, 3737 (1999).

[57] С. M. Hurd, Adv. Phys., 23, 315 (1974).

[58] M. Hennion, et al., Phys. Rev. Lett., 94, 057006 (2005).

[59] F. Bridges, et al., Phys. Rev. B, 81, 184401 (2010).

[60] B.H. Новогрудский, И.Г. Факидов ЖЭТФ 47, 40 (1964).

[61] К.Б.Власов и др. ФММ 42, 513 (1976).

Подписано в печать: 13.11.2012

Заказ № 7839 Тираж - 150 экз. Печать трафаретная. Типография «11-й ФОРМАТ» ИНН 7726330900 115230, Москва, Варшавское ш., 36 (499) 788-78-56 mvw.aulorcferat.ru

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ НАУКИ ИНСТИТУТ ОБЩЕЙ ФИЗИКИ им. А.М.ПРОХОРОВА РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК

На правах рукописи

052013 503 51 Глушков Владимир Витальевич

ЗАРЯДОВЫЙ ТРАНСПОРТ И МАГНЕТИЗМ В СИЛЬНО КОРРЕЛИРОВАННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ПОЛУМЕТАЛЛАХ С ПЕРЕХОДОМ МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК

01.04.07 - Физика конденсированного состояния

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва - 2012

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение........................................................................................................................................5

Глава 1. Переход металл-диэлектрик в системах с сильными электронными корреляциями. 11 1.1. Переход металл-диэлектрик в различных системах на основе редкоземельных и

переходных элементов............................................................................................................1 1

1.2 Температурный переход металл-диэлектрик в кондо-изоляторах.................................34

1.3. Эффект колоссального магнитосопротивления в соединениях на основе Зё-

и 4£-элементов.........................................................................................................................51

1.4. Проблемы взаимосвязи между зарядовым транспортом и магнетизмом в сильно коррелированных системах с малой концентрацией носителей заряда...............................70

2. Методика эксперимента..........................................................................................................76

2.1. Синтез и характеризация монокристаллических образцов............................................76

2.2. Установка для исследования гальваномагнитных свойств металлов

и полупроводников.................................................................................................................83

2.3. Особенности измерения эффекта Холла в металлах и полупроводниках в схеме с вращающимся образцом.........................................................................................................92

2.4. Установка для измерения коэффициента термоэдс металлов и полупроводников.....100

2.5. Измерения намагниченности и магнитной восприимчивости.....................................110

2.6. Вспомогательные методики, использовавшиеся для измерения магнитных, оптических и транспортных свойств сильно коррелированных полупроводников...........112

3. Зарядовый транспорт и магнетизм в режиме быстрых флуктуации валентности ионов самария в 8тВв.........................................................................................................................117

3.1. Удельное сопротивление гексаборида самария............................................................117

3.2. Эффект Холла в 8шВб....................................................................................................126

3.3. Термоэлектрические свойства 8шВб.............................................................................133

3.4. Магнитные свойства гексаборида самария...................................................................137

6. Анизотропия поперечного магнитосопротивления и аномальный эффект Холла

в легированных манганитах лантана Ьа1_хСахМпОз (0,13<х<0,3)...........................................290

6.1. Зарядовый транспорт в соединениях ряда Ьа|.чСахМпОз (0,13<х<0,3)........................290

6.2. Магнитные свойства Ьа1.хСачМп03 (0,13<х<0,3).........................................................306

6.3. Параметры носителей заряда и аномальный эффект Холла

в Ьа(.чСахМпОз (0,13<х<0,3).................................................................................................313

6.4. Выводы...........................................................................................................................322

Заключение................................................................................................................................323

Положения, выносимые на защиту..........................................................................................325

Благодарности...........................................................................................................................328

Список публикаций автора по теме диссертации....................................................................330

Список использованных источников.......................................................................................346

ратурных аномалий транспортных и магнитных свойств основного состояния кондо-изоляторов, а также несогласующиеся, а иногда и противоречивые результаты исследования спектров электронной фотоэмиссии требуют критического анализа модели кондо-изолятора, традиционно используемой для объяснения необычных физических характеристик узкозонных полупроводников с сильными электронными корреляциями.

Другой системой, вызвавшей настоящий «бум» в научном сообществе в начале 90-х годов прошлого века, стали оксидные соединения редкоземельных металлов и марганца со структурой перовскитов Ri-хАхМпОз (R - редкоземельные металлы, А - Са, Sr, Ва), в которых при азотных температурах был обнаружен эффект колоссального магнитосопротивления (KMC) с амплитудой до 1,27-105 % [11]. Сильная связь между решеточными, зарядовыми, орбитальными и спиновыми степенями свободы наряду с возможностью эффективного легирования в широком диапазоне концентраций, на первый взгляд, предоставила идеальную систему для исследования природы зарядового транспорта и магнетизма в режиме сильных электронных корреляций. Однако, сложная конкуренция косвенного сверхобмена и двойного обмена в условиях ян-теллеровской неустойчивости кристаллической структуры, определяющая возникновение состояния с электронным и/или магнитным расслоением фаз [12], с одной стороны, и пространственно неоднородное распределение примеси для наиболее интересных с точки зрения практического применения составов [13], с другой стороны, в значительной степени ограничивают прогресс в понимании природы эффекта KMC в редкоземельных манганитах.

Несмотря на различные виды основного состояния Кондо-изоляторов (немагнитное диэлектрическое) и соединений с KMC (ферромагнитное металлическое), в системах обоих классов понижение температуры индуцирует ПМД, сопровождающийся качественной перестройкой электронного спектра. Интересно, что переход от нестабильной электронной конфигурации иона Sm с промежуточным значением валентности и=2,6 в SmBg к стабильному

о 2+

S7/2—состоянию 4/-оболочки иона Ей в ЕиВб приводит к закрытию энергетической щели на

уровне Ферми и установлению ферромагнитного полуметаллического состояния с эффектом KMC, достигающим значений р(0)/р(#)»1100% в окрестности температуры Кюри 7с«12,5-И3,9 К в магнитном поле 8 Тл [14]. Таким образом, изучение эволюции транспортных и магнитных свойств при изменении состояния редкоземельного иона в рамках одной и той же простой кубической структуры, образованной октаэдрами бора, оказывается несомненно важным для понимания природы взаимосвязи между зарядовым транспортом и магнетизмом, определяющей возникновение эффекта KMC. С другой стороны, подавление дальнего магнитного порядка в ЕиВб при легировании кальцием позволяет не только идентифицировать природу эффектов, вызванных влиянием беспорядка замещения в системе Еи-Са на эффективные параметры носителей заряда и магнитной подсистемы европия, но и провести сопоставление с аналогичными результатами, полученными для легированных манга-нитов лантана. Наконец, сравнение свойств систем на основе переходных металлов Fe (FeSi) и Мп (Ьа|.хСахМпОз) дает возможность идентифицировать отличительные особенности, определяющие взаимодействие между зонными состояниями и локализованными магнитными моментами в полупроводниковых соединениях на основе переходных металлов.

Целью работы является экспериментальное исследование и сравнительный анализ транспортных и магнитных характеристик полупроводников и полуметаллов с сильными электронными корреляциями, направленные на выяснение особенностей взаимодействия электронной и магнитной подсистем в широкой окрестности температурных и концентрационных (в случае тройных систем) ПМД. Научные задачи диссертации включают установление природы взаимосвязи между зарядовым транспортом и магнетизмом в системах с малой концентрацией носителей заряда, а также выявление микроскопических механизмов, определяющих перенормировку спектра элементарных возбуждений и эффективные характеристики зонных и локализованных электронных состояний в режиме сильных корреляций между различными (зарядовыми, спиновыми и/или решеточными) степенями свободы.

Для решения поставленных задач в работе выполнено комплексное исследование транспортных (удельное сопротивление, магнитосопротивление, эффект Холла и термоэдс) и магнитных (статические намагниченность и магнитная восприимчивость) свойств сильно коррелированных полупроводников и полуметаллов на основе редкоземельных (8тВб, ЕиВб и Еи1_хСахВб (х<0,25)) и переходных (Ре81 и Ьа1-хСахМпОз (0,13<х<0,3)) элементов в широком диапазоне температур (1.8-300 К) и магнитных полей (до 12 Тл). Кроме того, в диссертации представлены результаты измерений низкотемпературных транспортных и магнитных свойств 8тВб, ЕиВб и РеБ1 в импульсных магнитных полях до 45 Тл, шумовых характеристик Бтвб, удельной теплоемкости ЕиВб, высокочастотного (60-100 ГГц) магнитооптического поглощения и электронного спинового резонанса в Ре81, ЕиВб, Еи1-хСахВб и Ьа1.хСахМпОз, а также оптических свойств 8шВб, РеБ! и Еи1.хСахВб с привлечением методов субмиллиметровой (100-1000 ГГц) квазиоптической ЛОВ-спектроскопии. Для гексаборида самария исследованы гальваномагнитные свойства при сверхнизких температурах (до 40 мК) в магнитных полях до 15 Тл.

Оригинальность темы диссертации и выбор в качестве объектов исследования классических систем с сильными электронными корреляциями - кондо-изоляторов и соединений с колоссальным магнитосопротивлением - определяют новый подход к решению фундаментальной проблемы взаимосвязи между зарядовым транспортом и магнетизмом в соединениях редкоземельных и переходных элементов и создают экспериментальную основу для развития теоретических моделей, описывающих переход металл-диэлектрик. Результаты исследования позволяют исключить 8шВб и FeSi из числа кондо-изоляторов, что указывает на необходимость пересмотра и уточнения существующей классификации сильно коррелированных электронных систем. На примере ряда узкозонных полупроводников и полуметаллов показано, что низкотемпературный зарядовый транспорт в режиме малых концентраций носителей заряда определяется многочастичными состояниями на уровне Ферми, возникающими вследствие поляронных эффектов за счет локальной деформации решетки и/или перераспре-

диссертации, а также 1 дипломная работа и 5 выпускных квалификационных работ бакалавриата.

Диссертационная работа состоит из введения, шести глав, заключения, содержащего основные выводы работы, перечня основных положений, выносимых на защиту, благодарностей и списка цитированной литературы. Материал диссертация изложен на 374 страницах и содержит 136 рисунков, 5 таблиц и 283 наименования цитируемых источников. В первой главе представлен аналитический обзор литературы, рассматривающий особенности взаимодействия между зарядовыми и магнитными степенями свободы в системах с низкой концентрацией носителей заряда. Во второй главе рассмотрены методические вопросы, включающие информацию о подготовке и характеризации монокристаллических образцов исследуемых систем, а также описание задействованных экспериментальных методик. Третья глава посвящена исследованию транспортных и магнитных характеристик классического соединения с промежуточной валентностью - гексаборида самария. В четвертой главе приводятся результаты исследования транспортных, магнитных, магнитооптических и оптических свойств узкозонного полупроводника с сильными спиновыми флуктуациями - моносилицида железа. Исследование взаимосвязи зарядового транспорта и магнетизма в системах с KMC начинается с анализа физических характеристик твердых растворов замещения Eui_xCaxB6 (0<х<0,25), результаты которого изложены в главе 5. В шестой главе диссертации изложены результаты исследования транспортных и магнитных свойств монокристаллических образцов легированных манганитов лантана Ьа1_хСачМпОз (0,13<х<0,3). В заключении сформулированы основные выводы диссертационной работы, приведен перечень положений, выносимых на защиту, и выражаются благодарности коллегам за помощь в работе и полезные дискуссии. В финальной части представлены список публикаций автора по теме диссертации и список цитируемой литературы.

Глава 1. Переход металл-диэлектрик в системах с сильными электронными корреляциями

1.1. Переход металл-диэлектрик в различных системах на основе редкоземельных и переходных элементов

Классическое определение перехода металл-диэлектрик (ПМД) (см., напр., [15-16]) связано с двумя противоположными состояниями вещества: металлом с конечной проводимостью а на постоянном токе при уменьшении температуры вплоть до абсолютного нуля ( lim <у{Т,(о) Ф 0 <=> сг((Ж) Ф 0) и диэлектриком (изолятором), для которого статическая про-

7>-> 0

водимость стремится к нулю ( lim <у(Т,со) = 0 <=> сг(0К) = 0) [16]. Различие в величине

7>-> 0

удельной проводимости достигает при комнатных температурах 30 порядков [16], что делает а (и обратное ей удельное сопротивление р) одними (если не единственными) из физических характеристик с рекордным диапазоном значений. Приведенное определение позволяет дать наглядную физическую интерпретацию ПМД как фазового перехода из системы с локализованными электронами (диэлектрик) в состояние со свободными носителями заряда (металл) под влиянием различных внешних и внутренних факторов (давления, температуры, химического состава, степени беспорядка и пр.).

Количественную оценку влияния эффектов электронных корреляций на ПМД впервые провел Н.Ф.Мотт (история вопроса изложена в [15-16]), который обратил внимание на то, что при уменьшении параметра кристаллической решетки из одноэлектронных атомов при абсолютном нуле температур должен возникнуть резкий переход от антиферромагнитного диэлектрика к немагнитному металлу. Предложенный с учетом прямого кулоновского взаимодействия между электронами критерий ПМД связывает радиус волновой функции ао и критическую концентрацию электронных состояний «с, при которой возникает металлическая проводимость: ао«с'/3~0,2 [15]. Универсальность соотношения а0 и пс, хотя и с другим численным коэффициентом, была впоследствии подтверждена сопоставлением параметров

различных легированных полупроводников вблизи ПМД (aonch~0,26 при изменении пс в пределах от 1014 до 1022 cm"j [17]). Позднее для объяснения ПМД Дж.Хаббард [18] предложил учесть энергию U кулоновского отталкивания двух электронов с различным направлением спина, находящихся на одном центре. С учетом корреляционной энергии вырождение по спину снимается, и спектр квазичастиц расщепляется на две хаббардовских полосы (рис. 1а), которые перекрываются при межцентровом расстоянии, меньшем некоторого критического асг. В пренебрежении беспорядком и дальнодействующим взаимодействием между электронами было получена численная оценка отношения между полушириной хаббардовской полосы D и критическим значением энергии Хаббарда Uc- отвечающего металлическому состоянию при минимально необходимом перекрытии хаббардовских полос: 2.D/£/c~l,15 ([15], с. 123). Дальнейшее развитие модели Хаббарда показало, что диэлектрическое состояние системы, реализующееся при заполненной нижней полосе (гс=1) в случае U>Uc, может привести к распространению диэлектрической фазы на область электронных концентраций расширяющуюся по мере роста энергии хаббардовских корреляций (см., напр., обзоры [1920]). В такой ситуации для реализации ПМД в реальных системах возможны, по меньшей мере, два варианта, связанные (1) с изменением ширины зоны 2D и, как следствие, параметра U/D при приложении внешнего или внутреннего (химического) давления и (2) с изменением заполнения зоны, например, путем легирования исходной системы. Оба варианта схематически изображены на фазовой диаграмме системы с ПМД в плоскости n-U/D (рис. 16).

Фазовый ПМД, обусловленный электронными корреляциями, принято называть переходом Мотта или Мотта—Хаббарда, а состояние, отвечающее диэлектрической фазе при U>Uc, - моттовским диэлектриком. Принципиально другой подход к описанию ПМД в системах невзаимодействующих электронов был предложен в работах П.Андерсона [21]. который указал на зависимость характера волновых функций основного состояния от степени беспорядка в системе. В частности, для простейшего случая периодической решетки прямоугольных ям различной глубины с уровнями энергий, распределенных случайным образом в

интервале энергий Ш, условие появления делокализованных состояний определяется соотношением {1Ц1УУ)>{1Ц1]¥)сг, где - интеграл перекрытия волновых функций электронов, расположенных на соседних узлах решетки [21]. В противном случае все электроны оказываются локализованными, что приводит к образованию фазы андерсоновского диэлектрика. Следует особо подчеркнуть, что в андерсоновеком диэлектрике плотность состояний на уровне Ферми конечна, что качественно отличает системы с переходом Андерсона от обычных зонных диэлектриков. Кроме того, в андерсоновской модели возникает новое важное понятие порога подвижности, связанного с уровнем энергии Ее, отделяющим делокализованные и локализованные электронные состояния (рис.2). Переход в металлическую фазу происходит при совп�