图2 Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3样品的M-T曲线和logρ-T曲线
随着Sr替代量的增加，磁化强度-温度（M-T）曲线显示电荷有序转变峰变宽变弱，并向低温移动，x=0.2和x=0.4两样品的TCO分别出现在253K和250K. 说明Sr替代抑制了电荷有序；而当替代量增大到x=0.6时，电荷有序转变峰已不明显电荷有序相物理论文，但并没有完全消失，还依然存在于一些反铁磁团簇中；x≥0.8时，电荷有序已完全融化. 随着Sr替代量的增加，样品的电阻率突变也向低温移动并逐渐变得不明显，这与磁测量符合的非常好.
对于x=0.8和x=1.0的高替代量样品，在较高温区，随温度降低磁化强度快速增大，出现顺磁-铁磁(PM-FM)转变.x=0.8样品顺磁-铁磁转变温度为TC=292K；x=1.0样品由于测量温区的限制，未出现顺磁-铁磁转变温度，但它一定在更高温区. 两个样品分别在TN=208K、220K时表现为铁磁-反铁磁（FM -AFM）转变，。但TN以下温区磁化强度比x≤0.6的样品大得多，并且FC对应的M-T曲线比ZFC对应的M-T曲线出现更大分离，意味着这时候不是长程反铁磁有序，只是一些短程反铁磁耦合团簇，并出现铁磁团簇，形成铁磁与反铁磁的相分离.
在低温区，随Sr替代量的增加体系的磁性也发生了演变. 对于x=0的母体样品，温度降至46K时，零场冷和场冷磁化曲线均陡然上升，这是出现短程铁磁关联的结果. 场冷磁化曲线在TS=41K处出现尖峰，TS为自旋冻结温度. 在自旋冻结温度以下，磁矩开始集体冻结. FC对应的M-T曲线和ZFC对应的M-T曲线在TS处出现分叉现象，这是自旋玻璃或团簇玻璃的特征[12]. 随着替代量的增加，分叉出现在更高温度，分叉温度表明铁磁团簇中铁磁有序的开始. 这种现象说明体系不再是纯粹的反铁磁，其中出现了铁磁团簇[13]. 磁化强度随替代量的增加而增大，电阻率则随替代量的增加而减小，也是铁磁相互作用增强的表现.
体系电荷有序相的融化及磁性的变化由Sr替代Ca增大带宽所决定. 带宽与A位平均离子半径大小有关，平均离子半径越大带宽越大. 用离子半径较大的Sr2+(Sr2+离子半径0.126 nm)替代离子半径较小的Ca2+(Ca2+离子半径0.112 nm)调节Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3的带宽. 当x=0.0时，Pr0.45Ca0.55MnO3属于窄带宽[14]，eg电子被强烈局域化，抑制了双交换，使样品呈反铁磁态，在反铁磁背景下形成电荷有序相. 随Sr2+替代量的增大，带宽逐渐增大. 当x=1.0时，Pr0.45Sr0.55MnO3属于中带宽[15]，且Sr2+含量较大，带宽较大，eg电子退局域，使超交换作用反铁磁耦合削弱，双交换作用铁磁成分增大，导致电荷有序相被融化. 钙钛矿型锰氧化物中的电荷有序相实质上是电子的库仑能与晶格的弹性能相互竞争的结果. 当A位平均离子半径增大时，Jahn-Teller畸变进一步减小，晶格弹性能小于库仑能，破坏了钙钛矿型锰氧化物中产生电荷有序相的条件电荷有序相物理论文，因而高替代样品调节了带宽，使能带宽度增大破坏了窄带中的电荷有序相.
3.2 电输运性质
Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3(x=0.0,0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1.0)的电阻率-温度（ρ-T）曲线如图3所示. 所有样品的ρ-T曲线均未出现绝缘体-金属（I-M）转变，体系在整个测量温区内均为绝缘体导电，电阻率随替代量x的增加而减小. 替代量x≤0.6的样品，电阻率在低温区非常大，超出了仪器的测量范围，并随替代量x的增加电阻率逐渐减小；但从x=0.6到x=0.8，样品的电阻率突然下降了5~6个数量级，电阻率变得非常小. 体系在电阻率上的表现与磁测量完全对应. 替代量x≤0.6的样品，磁化强度-温度曲线反映了体系为反铁磁背景下的电荷有序相，电阻率非常大；随替代量x的增加，带宽增大，反铁磁耦合逐步减弱，电荷有序只存在于一些反铁磁团簇中，电阻率逐渐减小；但当替代量增大到x=0.8时，电荷有序完全破坏，eg电子退局域化，电阻率一下子下降了5~6个量级.
 
图3 Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3样品的ρ-T曲线
人们常用以下三个模型来描述这类物质的绝缘体导电行为：
(1)热激活模型 ；
(2)可变程跃迁模型 ；
(3)小极化子绝热跃迁模型 .
为了研究样品的导电模式，我们对所有样品的电阻率-温度变化关系采用以上三种模型进行了拟合. 拟合结果显示，替代量x≤0.6的样品，用可变程跃迁模型拟合具有很好的线性，符合可变程跃迁模型；x=0.8、1.0样品明显偏离了线性，不属于可变程跃迁导电. 可变程跃迁模型拟合曲线如图4所示.
图4 Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3样品的lnρ-T-1/4曲线
可变程跃迁的绝缘型导电行为即在绝缘体区域的导电过程主要取决于自旋极化子的非相干非弹性跳变，电荷载流子只能借助于其与局域自旋间的相互作用，并通过非弹性磁子的发射和吸收来跳跃到它的近邻位置，因此载流子只能以跳跃的方式在局域态间发生转移，使样品表现为可变程跳跃的绝缘型导电过程[16]. 在钙钛矿结构的Pr0.45Ca0.55MnO3中，Mn离子占据B位，Pr、Ca占据A位，填充在Mn-O八面体中间，Mn的d轨道、O的p轨道对A位离子半径大小十分敏感. 对于Pr0.45Ca0.55MnO3的母体样品，A位平均离子半径较小，不能完全填充氧八面体的空隙，使Mn-O键长及Mn-O-Mn键角发生较大畸变，氧八面体严重畸变，形成反铁磁电荷有序，阻碍eg电子的跃迁和相邻Mn离子间的双交换作用，导致样品显示绝缘体导电行为，从而与可变程跳跃(VRH)模型符合得较好. 对于Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3(x=0.2,0.4, 0.6)样品，Sr离子进入A位后，A位平均离子半径逐步变大，Mn-O键长及Mn-O-Mn键角畸变减小，削弱了电荷有序；当x≥0.8时，有序相完全破坏，虽然体系中还存在部分反铁磁团簇电荷有序相物理论文，但铁磁双交换作用占支配地位，传导电子不再以可变程跳跃(VRH)方式进行.
图5 Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3(x=0.8,1.0)样品的ln(ρ/T)-T-1
随替代量的增加，A位平均离子加大，导电机制由可变程跳跃变为绝热小极化子变程跃迁. 对于x=0.8、1.0的两个样品，用绝热小极化子变程跃迁模型拟合，结果如图5所示，在很宽的温区（分别在310~116K和310~130K）具有良好的线性.
当极化子的尺寸(即晶格扭曲的范围)小于或等于晶格常数时，称为小极化子.所谓绝热，是指小极化子的移动速度比晶格离子的振动速度大得多. 在高温时，小极化子是局域的，它需要通过热激活的方式才能在格点间发生跃迁[17]. 此时若忽略极化子之间的相互作用，则其电阻率满足公式[18]
其中Ehop是小极化子的跳迁能.
由图5拟合曲线算出x=0.8、1.0的两个样品小极化子的跳迁能Ehop分别是71.4meV和54.0meV. 可以看出，极化子跳迁能Ehop随着Sr替代量的增加而变小.这是因为随着Sr替代量的增加，A位平均离子半径增加， Jahn-Teller晶格畸变减弱，导致载流子进一步退局域化，热激活跳迁变得容易，因而跳迁能Ehop减小.
4 结 论
Pr0.45(Ca1-xSrx)0.55MnO3体系的磁电性质转变由调节能带宽度决定. 随带宽增大，在反铁磁超交换耦合与铁磁双交换耦合竞争中，铁磁双交换作用占据优势，磁性增强，从而电荷有序减弱，并最终完全融化.与磁测量相对应，电荷有序融化后，电阻率一下子下降了几个数量级. 电荷有序态体系的导电机制是可变程跃迁，电荷有序破坏后转为小极化子绝热跃迁.
参考文献
[1]张世龙，张金仓，冯振杰，姚雪灿，贾蓉蓉，敬超，曹世勋，低温物理学报，32(2010)，419.
[2]李国民，王凌飞，黄振，吴文彬，低温物理学报，33(2011),10.
[3]M. B.Salamon, M. Jaime, Rev. Mod. Phys, 73(2001), 583.
[4]C. Sen,G. Alvarez, E. Dagotto, Phys. Rev. Lett., 98(2007), 127202.
[5]A. Biswas, I. Das, Appl. Phys. Lett., 91(2007) , 013107.
[6]赵辉，王向群，杜晓波，于华民，张建，低温物理学报，33(2011),40.
[7]V. D.B. Jeroen, K. Geniyat, Phys. Rev. Lett., 83(1999) , 5118.
[8]Wei Bao1, J. D. Axe1, C. H. Chen, and S-W. Cheong, Phys. Rev. Lett., 78(1997), 543.
[10]H. Woo1, T. A. Tyson1, M. Croft, S-W. Cheong, and J. C. Woicik, Phys. Rev. B, 63(2001) , 134412.
[12]G.H. Zheng, Y. P. Sun, X. B. Zhu, W. H. Song, Solid State Commu, 137(2006):326.
[13]J. J.Zhao, Y. Lu, Haosibayar, R. Xing, R. F. Yang, Q. A. Li, Y. Sun and Z. H. Cheng, Chinese Physics B, 17(2008), 2717.
[14]Y. Tomioka, A. Asamitsu, H. Kuwahara, and Y. Moritomo, Phys.Rev. B, 53(1996), R1689.
[15]C. Martin, A. Maignan, M. Hervieu, and B. Raveau, Phys. Rev. B, 60(1999), 12191.
[16]张佳佳，曹世勋，袁淑娟，李哲，康保娟，张金仓，物理学报,,59(2010)，6494.
[17]马玉彬，物理学报，58(2009),4901.
[18]M. Jaime , M. B. Salamon, M. Rubinstein, R. E. Treece, J. S. Horwitz, and D. B. Chrisey, Phys.Rev. B, 54(1996), 11914.
2/2 首页 上一页 1 2 |
