Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 1, с. 39-43 © 2015г. 10 января
Природа тяжелофермионных состояний в ЬаВб в окрестности изолированной магнитной примеси церия и гольмия
Н. Е. Случанко+1\ М. А. Анисимов+, А. В. Богач+, В. В. Воронов+, С. Ю. Гаврилкин*, В. В. Глушков+х, С. В. Демишев+Х, В. Н. Краснорусский+, В. Б. Филиппов", Н. Ю. Шицевалова°
+ Институт общей физики им. Прохорова РАН, 119991 Москва, Россия * Физический институт им. Лебедева РАН, 119991 Москва, Россия х Московский физико-технический институт, 141700 Долгопрудный, Россия ° Институт проблем материаловедения им. Францевича НАНУ, 03680 Киев, Украина Поступила в редакцию 26 ноября 2014 г.
Исследовано поведение сопротивления и магнитосопротивления гексаборида лантана с изолированными 1 %) магнитными примесями Се и Но. Показано, что низкотемпературный рост удельного сопротивления не является кондовским, а характеризует режим слабой локализации носителей заряда. Отрицательное магнитосопротивление, наблюдаемое в Се^Ьах-^Вб и Но^Ьах-^Вб при гелиевых температурах, также не описывается моделью Кондо, отвечая возникновению многочастичных состояний спин-поляронного типа в ЬаВб в окрестности редкоземельных ионов.
БО!: 10.7868/80370274X15010087
1. Редкоземельные (РЗ) гексабориды СежЬа1_жВб являются наиболее яркими представителями систем с тяжелыми фермионами (ТФ) [1—3]. При этом в СеВб вследствие равенства концентраций носителей заряда и 4/-центров (пе « гц/, [4,5]) наблюдается рекордный для ТФ-металлов рост удельного сопротивления (примерно в 3 раза, см. [5,6]) с понижением температуры. Состояние ТФ обнаружено, в частности, при измерениях электронной теплоемкости гексаборида церия, для которого получено значение коэффициента Зоммерфельда 7 « 250мДж/(моль "'"К-2) [7], существенно (примерно в 100 раз) превышающее величину 7 « « 2.6мДж/(моль "'"К-2), найденную для немагнитного аналога ЬаВб.
Принято считать, что гексабориды СежЬа1_жВб являются классическими примерами систем в режимах (а) кондо-примеси (при х < 0.10) и (б) кондо-решетки (при х = 1) [1—4]. Таким образом, возникновение тяжелых фермионов в них предполагается непосредственно связанным с кондо-компенсацией локализованных магнитных моментов ионов Се3+ при низких температурах, приводящей к формированию кондовского синглетного состояния ("кондовское облако") в широкой окрестности РЗ иона на расстояниях, существенно превышающих постоянную ре-
Че-таП: nes@lt.gpi.ru
шетки а ~ 4.1 А. При этом считается надежно установленным, что температура спиновых флуктуаций Тк в этих соединениях составляет 1-2 К и крайне слабо зависит от концентрации х магнитных центров [6,8].
Сравнительно недавно для твердых растворов замещения СежЬа1_жВб как в режиме малых концентраций (ж = 0.03 и 0.10), так и для решетки магнитных центров Се (х = 1) было установлено [5,9,10], что низкотемпературный рост удельного сопротивления в этих соединениях в широком интервале температур (Т < 20 К) описывается степенной функцией вида Ар ~ у-« (а = 0.36 — 0.49 в зависимости от состава ж), отвечающей режиму слабой локализации носителей заряда [11]. В [9,10] было показано, что магнитный вклад в удельное сопротивление составов с х < 0.10 не может быть описан логарифмической кондовской зависимостью Ар ~ — 1пТ, предложенной ранее в [6,11] для аппроксимации кривых р(Т) только в интервале 0.5-2К. Кроме того, в [10] было обнаружено, что эффект отрицательного магнитосопротивления (ОМС), наблюдающийся при низких температурах в СежЬа1_жВб с х = 0.03 и 0.10, количественно описывается соотношением —Ар/р ~ ~ М2 ~ ХъсН2 (М и х\ос - локальные намагниченность и восприимчивость), полученным Иосидой [12] в рамках з—с1 обменной модели. Лежащий в основе результата Иосиды спин-поляронный эффект пред-
40
Н. Е. Случайно, М. А. Анпспмов, А. В. Богач и др.
ставляет собой альтернативное кондовскому описание многочастичного резонанса в плотности электронных состояний вблизи энергии Ферми. Вместе с асимптотикой слабой локализации в удельном сопротивлении, найденной в [9,10], он позволяет предложить отличное от общепринятого объяснение природы тяжелых фермионов в СежЬа1_жВе. Для выбора из двух возможностей представляет интерес провести сравнительное исследование низкотемпературных вкладов в сопротивление, возникающих при введении в немагнитную матрицу LaBg крамерсовско-го (Се3+) и некрамерсовского (некондовского) РЗ-ионов.
2. С целью выяснения природы многочастичных состояний, возникающих в окрестности магнитных РЗ-ионов в матрице LaBg, в работе выполнено исследование сопротивления и магнитосопротивления гек-саборида лантана с примесью замещения церия (4/1-конфигурация) и гольмия (4/10-конфигурация). Поскольку согласно исследованиям [6] эффекты взаимодействия между тяжелофермионными состояниями соседних ионов Се3+ становятся существенными уже для составов с х > 0.03, нами исследовались гексабориды R^Lai-^Be (R-Ce, Но) с концентрацией ж(Но) = 0.005 и ж(Се) = 0.011. Изучаемые монокристаллические образцы высокого качества были выращены методом вертикального бестигельного индукционного зонного плавления в атмосфере аргона в ИПМ НАНУ (Киев). Значения концентраций Се и Но в монокристаллах LaBg найдены методом мик-розондового анализа на установке JXA 8200 (JEOL, Япония). Резистивные измерения выполнены четырехконтактным методом на постоянном токе на оригинальной установке, описанной в [5], в интервале температур 1.8-300 К в магнитном поле до 8Тл.
3. Полученные в работе температурные зависимости удельного сопротивления в отсутствие внешнего магнитного поля и в поле 8 Тл для образцов Ceo.onLao.ggcjBe и Hoo.oosLao.ggsBe представлены на рис. 1 (панели а и b соответственно). Для сравнения на панели с показаны соответствующие кривые р(Т) при /лоН = 0 и 8 Тл для немагнитного репер-ного соединения LaBg. Как видно из рис. 1с, для гексаборида лантана характерна металлическая зависимость удельного сопротивления, причем изменение р между комнатной и гелиевой температурами достигает 370 раз. С ростом внешнего магнитного поля в LaBg наблюдается большое положительное магнитосопротивление (ПМС), которое в интервале температур Т < 30 К в поле 8 Тл составляет 750 %. Введение магнитных примесей Се и Но в LaBg приводит к появлению на кривых р(Т) в интерва-
Г (К)
Рис.1. Температурные зависимости удельного сопротивления р(Т) в отсутствие внешнего магнитного поля (закрытые символы) и в поле 8 Тл (открытые символы) для соединений Сео.опЬао.дедВв (а), Ноо.осшЬао.ддбВб (Ь) и ЬаВб (с). Линиями на панелях а и Ь показана зависимость вида р(Т) ~ Т~а, где а = 0.49 (Сео.онЬао.эвэВб) и 0.36 (Ноо.осшЬао.ддбВб)
ле Т < 20 К участка роста сопротивления с понижением температуры (рис. 1а и Ь). Во внешнем магнитном поле при температурах вблизи минимума на кривых р(Т) наблюдается эффект ПМС, а при гелиевых температурах в поле 8 Тл регистрируется значительное отрицательное магнитосопротивление (см. рис. 1а и Ь). Измерения полевых зависимостей магнитосопротивления (рис. 2) позволяют более детально исследовать смену режима ПМС-ОМС на кривых Д.р/р = /(Н,То). Как видно из рис.2, положительное магнитосопротивление доминирует выше 8 и 3 К для составов с примесью Се и Но соответственно.
Природа тяжелофершпонных состояний в ЬаВц.
41
-4°
СХ <
10 0 -10 -20 -30
-50 30
20
10
О
-10
-20 -30
2.1 К
• Ал А».
Л Лдлд
6К
4.2 К
Сео.оп^ао.989®б
ЗК
-Ь
(Ь)
+
5 К
'с^Чэоо сссссЯ
"а 4 2 К
3.7 К
_1_
_1_
2.8 К 2.4 К
2.1 К ^
_,_I_
0
4
ЦоЯ(Т)
Рис. 2. Полевые зависимости магнитосопротивления Сео.онЬао.эвэВб (а) и Ноо.осщЬао.ддбВб (Ь)
С ростом магнитного поля линейный участок на зависимости ПМС сменяется насыщением (см. кривые То = 9 и 5 К на рис. 2а и Ь соответственно), причем в случае кристалла Ноо.ообЬао.ддбВб при Т > ЗК нами наблюдаются также квантовые осцилляции сопротивления (эффект Шубннкова-де Гааза). Напротив, при ТЬ ~ 2 К характер полевой зависимости магнитосопротивления определяет эффект ОМС (см. кривые для ТЬ = 2.1 К на рис. 2), причем, в отличие от ПМС вклада, для ОМС в области малых полей до 2 Тл регистрируется квадратичная зависимость вида —Ар/р ~ Н2, сменяющаяся тенденцией к насыщению в интервале цоН > 6 Тл. Наблюдаемая при промежуточных температурах перестройка кривых, очевидно, объясняется возрастанием амплитуды ОМС эффекта с понижением температуры.
4. Как видно из рис. 1 и 2, поведение удельного сопротивления и магнитосопротивления кристаллов ЬаВе с магнитными примесями Се и Но в целом оказывается подобным. Количественный анализ также приводит к близким результатам при описа-
нии участка низкотемпературного роста на кривых р(Т) двух исследуемых кристаллов Ьа(И)Ве (И-Се, Но). Использованное на рис. 1 представление данных в двойных логарифмических координатах позволяет выделить протяженный линейный участок, отвечающий зависимости вида р{Т) ~ у-« (результаты линейной аппроксимации в интервале 1.8-15 К представлены на рис. 1а и Ь). Полученные для примесей Се и Но значения показателя степени (а = 0.49 и 0.36 соответственно) с хорошей точностью отвечают предсказаниям модели слабой локализации [13]. Подчеркнем, что приближение слабой локализации носителей позволяет с хорошей точностью описать низкотемпературный рост удельного сопротивления, наблюдающийся в широком интервале температур (1.8-20 К), для всех исследовавшихся ранее составов СежЬа1-жВб, включая результаты, полученные авторами [1, 3-11].
Принято считать, что отрицательное магнитосо-противление является "визитной карточкой" эффекта Кондо в системе СежЬа1_жВб- При этом подавление внешним магнитным полем кондовского рассеяния с переворотом спина носителей заряда на локализованных магнитных моментах (ЛММ) РЗ-ионов считается обусловленным поляризацией в магнитном поле как спинов электронов проводимости, так и ЛММ магнитных центров. Поскольку кондо-компенсация ЛММ магнитной примеси при понижении температуры приводит к уменьшению эффективного момента, то разрушение кондовского состояния внешним магнитным полем при фиксированной температуре вблизи Тк должно сопровождаться увеличением эффективного момента. Напротив, обусловленно
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.