Письма в ЖЭТФ, том 89, вып. 7, с. 375-380
© 2009 г. 10 апреля
Положительный магниторезистивный эффект в редкоземельных
кобальтитах
И. О. Троянчукг\ М. В. Вушинский, Д. В. Карпинский, В. М. Добрянский+, В. В. Сиколенко*, А. М. Балагуров*
НПЦ HAH Беларуси по материаловедению, 220072 Минск, Беларусь
+ Белорусский государственный педагогический университет им. М. Танка, 220050 Минск, Беларусь * Объединенный институт ядерных исследований, 141980 Дубна, Россия Поступила в редакцию 11 февраля 2009 г.
Проведено исследование структуры, магнитных и магнитотранспортных свойств системы Pro.eSro.eCoi-^Fe^Os. Обнаружены переходы ферромагнетик - спиновое стекло (ж = 0.5) - антиферромагнетик G-типа (ж = 0.7) и металл-диэлектрик (х = 0.25). Установлено, что в металлических ферромагнитных кобальтитах магнитосопротивление при увеличении внешнего магнитного поля меняет знак от положительного к отрицательному. Положительная компонента увеличивается с понижением температуры, а отрицательная уменьшается. Отрицательное магнитосопротивление резко возрастает в диэлектрической спин-стекольной фазе. Обсуждаются возможные причины низкополевого положительного магнитосопротивления в металлических редкоземельных кобальтитах.
PACS: 75.47.De, 75.50.^у, 77.80.Bh
Кобальтиты редкоземельных ионов R1_3.Sr3.CoO3 (II - редкоземельный ион) являются предметом интенсивных исследований, особенно в последнее десятилетие. Это обусловлено тем, что ионы кобальта могут находиться в различных спиновых состояниях, что приводит к появлению необычных магнитных свойств, а также ярко выраженной связью между концентрационными переходами парамагнетик -ферромагнетик и диэлектрик - металл [1-4]. Кроме того, кобальтиты являются перспективными материалами для различных технологических применений, в частности, в водородной энергетике. Ионы Со3+ имеют электронную конфигурацию 3с16, и в результате того, что внутриатомный обмен может быть сопоставим с эффектом кристаллического поля, эти ионы могут принимать низкоспиновое состояние (ЬБ, в = 0), промежуточное спиновое (В, Щв = 1) и высокоспиновое состояние (ББ, в = 2). Энергетическая щель между этими состояниями может быть довольно небольшой (~100мэВ), и спиновое состояние может меняться с изменением температуры или давления. В системе Ьа1_з;8гз.СоОз при концентрации х = 0.18 происходит переход из парамагнитного в ферромагнитное состояние, совпадающий по концентрации с переходом металл - диэлектрик [3, 5]. Приблизительно при такой же концентрации щелочноземельного элемента были обнаружены переходы в системах R1_3.Sr3.CoO3
^ e-mail: troyan®physics.by
(R- Pr, Nd) и Ndi_3;Ba3;Co03 [6, 7]. Причиной совпадения концентрационных переходов металл - диэлектрик и парамагнетик - ферромагнетик, как предполагают, является то, что ферромагнитное упорядочение в этих материалах, как и в манганитах, обусловлено двойным обменом с участием реальных переходов электронов между разновалентными ионами Со3+ и Со4+ [3, 5]. Однако между манганитами и ко-бальтитами имеется ряд важных отличий. Мангани-ты выше температуры ферромагнитного упорядочения являются диэлектриками, тогда как в кобальтитах электропроводность в парамагнитной фазе остается металлической. Вблизи точки Кюри манганиты проявляют эффект колоссального магнитосопротивления (KMC), связанный с тем, что магнитный порядок очень чувствителен к внешнему магнитному полю, а электросопротивление - к магнитному упорядочению [8]. В ферромагнитных кобальтитах вблизи Тс, как правило, аномальное поведение электропроводности выражено слабо, а отрицательный магниторезистивный эффект небольшой [8]. Кроме колоссального магниторезистивного эффекта, в поликристаллических манганитах наблюдался межзеренный магниторезистивный эффект, обусловленный тунне-лированием поляризованных по спину носителей заряда через диэлектрические барьеры [8]. Этот тип эффекта также является отрицательным, как и KMC, он появляется вблизи Тс и увеличивается с понижением температуры, достигая величины 30-50% в сравнительно небольшом поле менее 10 кЭ. О нали-
чии такого типа низкополевого магниторезистивно-го эффекта в кобальтитах не сообщалось. Следует отметить, что в литературе большинство данных по магниторезистивным свойствам металлических ферромагнитных кобальтитов получено путем сравнения температурных зависимостей электропроводности в поле и без поля. Для более детального исследования механизма магнитотранспортных свойств желательно изучить полевые зависимости магнитосопротив-ления при различных температурах. Поэтому мы решили провести сравнительные исследования полевых зависимостей магнитосопротивления кобальтитов с различным типом проводимости и магнитного состояния. В качестве объекта исследования выбрана система Pro.5Sro.5C01-яFezОз, в которой при легировании ионами железа происходит смена типа магнитного состояния и электропроводности. В результате проведенных исследований показано, что магни-торезистивный эффект в ферромагнитных металлических кобальтитах состоит из вкладов разного зна-
Поликристаллические образцы состава Pro.5Sro.5C01-я Fez О3 были получены по обычной керамической технологии из простых оксидов и карбонатов Рг6Оц, ЭгСОз, СоО и ГегОз, смешанных в стехиометрическом соотношении в планетарной мельнице Retsch РМ100. Образцы получены на воздухе при Т = 1180 °С. Для поддержания стехиометрии по кислороду охлаждение проводилось медленно со скоростью 30°С/ч. Рентгенофазовый анализ, проведенный на дифрактометре ДРОН-ЗМ в Си-А"а-излучении не выявил наличия посторонних фаз. Нейтронографические исследования проведены на дифрактометре DMC, Виллиген, Швейцария и Е9 (FIREPOD), Берлин, Германия. Магнитные измерения были выполнены на СКВИД-магнетометре MPMS-5 в полях до 50 кЭ и в полях до 140 кЭ на вибрационном магнетометре фирмы Cryogenic Ltd. Измерения электропроводности выполнены стандартным четырехзондовым методом на универсальной измерительной системе фирмы Cryogenic Ltd в полях до 140 кЭ.
По результатам нейтронографических и магнитных измерений была построена магнитная и крис-таллоструктурная фазовая диаграмма твердых растворов Pro.5Sro.5(Coi_3,.Fe3,.)03, которая изображена на рис.1. Незамещенный железом кобальтит (х = = 0) ферромагнитно упорядочивается при Тс = 230 К, магнитный момент на формульную единицу составляет около 2ßB при Т = 2 К [9]. Вблизи Т,- и 120 К происходит кристаллоструктурное фазовое превращение с понижением симметрии от орторомбической
240 - Pr0.5Sr0.5Coi- xFexÜ3 j /
200 -
\
160 - F 4 • \ /
120 Imma V \ P / AF
P21/a / (G-type)
80 - -•
40 - • 1 F+CG • 1 CG 1 . 1 .
_I_I_I_I__i_l_I_I_I_
0 20 40 60 80 100
Рис.1. Магнитная и кристаллоструктурная фазовая диаграмма твердых растворов Рго.бЗго.бСох-гРессОз. Р-ферромагнитное состояние, С - антиферромагнитное, СС- кластерное спиновое стекло
/шша до моноклинной Р2\/а [9] или до триклинной Р1 [10]. Замещение ионов кобальта на ионы железа приводит к постепенному понижению точки Кюри до 115 К в составе х = 0.44. Состав х = 0.5 находится в состоянии типа кластерного спинового стекла с точкой замерзания магнитных моментов Tf = 75 К. Дальний антиферромагнитный порядок возникает вблизи х = 0.7. С увеличением содержания железа от х = 0.7 до х = 1 точка Нееля увеличивается от 110 К до 240 К. Согласно нейтроногра-фическим данным, реализуется антиферромагнитная структура (З-типа. Антиферромагнитные составы имеют небольшую спонтанную намагниченность, по-видимому, обусловленную взаимодействием Дзяло-шинского - Мория. Магнитный момент на один ион железа (х = 1) составляет 1.7/¿д. Кристаллострук-турный фазовый переход 1-го рода происходит в концентрационном интервале 0 < х < 0.7. С увеличением концентрации ионов железа температура начала фазового перехода постепенно понижается от 120 до 75 К. Кристаллоструктурное фазовое превращение в ферромагнитных составах ведет к спиновой переориентации [9], что проявляется в возникновении максимума на зависимости намагниченности от температуры, измеренной в небольших магнитных полях. Интересно отметить, что кристаллоструктурный переход не происходит в антиферромагнитных составах. Образец состава х = 0.7 при 2 К состоит из орторомбической и моноклинной фаз, причем антиферромагнитная фаза скорее всего связана с наличием орторомбической кристаллической фазы.
Температурные зависимости электропроводности для образцов Рго.зЯго.зСоОз и Pro.5Sro.5Coo.5Feo.5O3 представлены на рис.2. На графике видно, что с
10
-1
Is 10
о
а а 10-2
10
-3
0 50 100 150 200 250 300 T (K)
Рис.2. Температурные зависимости электропроводности составов Pro.eSro.eCoOe и Pro.5Sro.5Coo.5Feo.5O3
увеличением температуры величина электропроводности Рго.бБго.бСоОз уменьшается, как у металлов. Несколько ниже точки Кюри Тс ~ 230 К на кривой имеется излом. Развитие дальнего ферромагнитного порядка способствует увеличению электропроводности. При низких температурах Т < 30 К электропроводность практически не зависит от температуры. Характер поведения электропроводности меняется на полупроводниковый при замещении 25% ионов кобальта на ионы железа. При температуре б К электропроводность состава ж = 0.5 возрастает на пять порядков по сравнению с металлическим Рго.бБго.бСоОз- Вблизи температуры замерзания магнитных моментов Tf = 75 К аномального поведения электропроводности не наблюдалось.
На рис.3 показаны полевые зависимости магнито-сопротивления образца Рго.бБго.бСоОз в области тем-
0 20 40 60 80 100 120 140 Н (кОе)
Рис.3. Полевые зависимости магнитосопротивления состава Рго.бЗго.бСоОз в области температур 100- 245К
ператур выше 100 К. Выше точки Кюри, в парамагнитной области, магнитосопротивление отрицатель-
но и составляет около 2% в поле 14 Тл (Т = 300К) и 5% (Т = 245К). Вблизи точки Кюри в магнитоупоря-доченной фазе магнитосопротивление увеличивается и достигает 7-8% в поле 140 кЭ. Эта величина намного меньше, чем для ферромагнитных манганитов вблизи Тс- С дальнейшим понижением температуры полевая зависимость магнитосопротивления качественно меняется. При 170 К в малых магнитных полях появляется положительный вклад в магн
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.