Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ
Работа посвящена выяснению природы магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита лантана LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0,0375). Подробно изучены особенности температурных и полевых зависимостей магнитного момента монокристаллического образца в области температур 2–350 К и в различных магнитных полях до 5...
Збережено в:
| Опубліковано в: : | Физика низких температур |
|---|---|
| Дата: | 2017 |
| Автори: | , , , , , |
| Формат: | Стаття |
| Мова: | Russian |
| Опубліковано: |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
2017
|
| Теми: | |
| Онлайн доступ: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175322 |
| Теги: |
Додати тег
Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Цитувати: | Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ / В.А. Пащенко, И.К. Галетич, В.А. Сиренко, В.В. Еременко, А.В. Еременко, В.В. Брук // Физика низких температур. — 2017. — Т. 43, № 11. — С. 1634-1641. — Бібліогр.: 17 назв. — рос. |
Репозитарії
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-175322 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
Пащенко, В.А. Галетич, И.К. Сиренко, В.А. Еременко, В.В. Еременко, А.В. Брук, В.В. 2021-01-31T18:06:48Z 2021-01-31T18:06:48Z 2017 Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ / В.А. Пащенко, И.К. Галетич, В.А. Сиренко, В.В. Еременко, А.В. Еременко, В.В. Брук // Физика низких температур. — 2017. — Т. 43, № 11. — С. 1634-1641. — Бібліогр.: 17 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 75.50.Ee, 74.78.Na, 75.10.–b, 75.25.–j, 75.30.–m https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175322 Работа посвящена выяснению природы магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита лантана LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0,0375). Подробно изучены особенности температурных и полевых зависимостей магнитного момента монокристаллического образца в области температур 2–350 К и в различных магнитных полях до 5 Тл вдоль с-оси кристалла. Восстановлена полевая зависимость обнаруженных особых температурных точек, таких как температура магнитного упорядочения, магнитного стеклования, расщепления магнитных фаз. Обнаружена взаимосвязь в поведении ряда особых точек от магнитного поля. Полученные результаты полностью согласуются с модельными представлениями магнитного фазового расслоения, что предсказывают образование автолокализованных состояний типа наноразмерных ферромагнитных капель в объемной антиферромагнитной матрице. Роботу присвячено з’ясуванню природи магнітного стану слабо аніоннадлишкового манганіту лантану LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0,0375). Детально вивчено особливості температурних та польових залежностей магнітного моменту монокристалічного зразка в області температур 2–350 К та в різних магнітних полях до 5 Тл уздовж с-осі кристала. Відновлено польову залежність виявлених особливих температурних точок, таких як температура магнітного упорядкування, магнітного склування, розщеплення магнітних фаз. Виявлено взаємозв’язок в поведінці ряду особливих точок від магнітного поля. Отримані результати повністю узгоджуються з модельними уявленнями магнітного фазового розшарування, що передбачають формування автолокалізованих станів типу нанорозмірних феромагнітних крапель в об’ємній антиферомагнітній матриці. This paper deals with the magnetic state of the weakly anion-excess lanthanum manganite LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0.0375). The temperature and field dependences of the magnetic moment of single crystal samples are studied in detail for temperatures of 2–350 K in different fields up to 5 T along the c-axis. The field dependence of the observed singular temperature points, such as those for magnetic ordering, magnetic vitrification, and magnetic phase separation, is recovered. The magnetic field behavior of several of the singular points is found to be interrelated. These results are fully consistent with models of magnetic phase separation that predict the formation of self-localized states such as nanoscale ferromagnetic droplets in a bulk antiferromagnetic matrix. Авторы благодарны В.П. Гнездилову за монокристаллы, предоставленные для настоящего исследования. Работа выполнена при поддержке Государственного фонда фундаментальных исследований Украины (проект № Ф73/4-2017). ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Специальный выпуск. К 80-летию со дня рождения А.И. Звягина Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ The magnetic state of the weakly anion-excess manganite LaMnO₃+δ Article published earlier |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| title |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ |
| spellingShingle |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ Пащенко, В.А. Галетич, И.К. Сиренко, В.А. Еременко, В.В. Еременко, А.В. Брук, В.В. Специальный выпуск. К 80-летию со дня рождения А.И. Звягина |
| title_short |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ |
| title_full |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ |
| title_fullStr |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ |
| title_full_unstemmed |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ |
| title_sort |
природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита lamno₃+δ |
| author |
Пащенко, В.А. Галетич, И.К. Сиренко, В.А. Еременко, В.В. Еременко, А.В. Брук, В.В. |
| author_facet |
Пащенко, В.А. Галетич, И.К. Сиренко, В.А. Еременко, В.В. Еременко, А.В. Брук, В.В. |
| topic |
Специальный выпуск. К 80-летию со дня рождения А.И. Звягина |
| topic_facet |
Специальный выпуск. К 80-летию со дня рождения А.И. Звягина |
| publishDate |
2017 |
| language |
Russian |
| container_title |
Физика низких температур |
| publisher |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| format |
Article |
| title_alt |
The magnetic state of the weakly anion-excess manganite LaMnO₃+δ |
| description |
Работа посвящена выяснению природы магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита
лантана LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0,0375). Подробно изучены особенности температурных и полевых зависимостей
магнитного момента монокристаллического образца в области температур 2–350 К и в различных магнитных полях до 5 Тл вдоль с-оси кристалла. Восстановлена полевая зависимость обнаруженных особых
температурных точек, таких как температура магнитного упорядочения, магнитного стеклования, расщепления магнитных фаз. Обнаружена взаимосвязь в поведении ряда особых точек от магнитного поля.
Полученные результаты полностью согласуются с модельными представлениями магнитного фазового
расслоения, что предсказывают образование автолокализованных состояний типа наноразмерных ферромагнитных капель в объемной антиферромагнитной матрице.
Роботу присвячено з’ясуванню природи магнітного стану слабо аніоннадлишкового манганіту лантану
LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0,0375). Детально вивчено особливості температурних та польових залежностей магнітного моменту монокристалічного зразка в області температур 2–350 К та в різних магнітних полях до 5 Тл
уздовж с-осі кристала. Відновлено польову залежність виявлених особливих температурних точок, таких
як температура магнітного упорядкування, магнітного склування, розщеплення магнітних фаз. Виявлено
взаємозв’язок в поведінці ряду особливих точок від магнітного поля. Отримані результати повністю узгоджуються з модельними уявленнями магнітного фазового розшарування, що передбачають формування автолокалізованих станів типу нанорозмірних феромагнітних крапель в об’ємній антиферомагнітній матриці.
This paper deals with the magnetic state of the weakly anion-excess lanthanum manganite LaMnO₃₊δ (δ ≈ 0.0375). The temperature and field dependences of the magnetic moment of single crystal samples are studied in detail for temperatures of 2–350 K in different fields up to 5 T along the c-axis. The field dependence of the observed singular temperature points, such as those for magnetic ordering, magnetic vitrification, and magnetic phase separation, is recovered. The magnetic field behavior of several of the singular points is found to be interrelated. These results are fully consistent with models of magnetic phase separation that predict the formation of self-localized states such as nanoscale ferromagnetic droplets in a bulk antiferromagnetic matrix.
|
| issn |
0132-6414 |
| url |
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175322 |
| citation_txt |
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO₃+δ / В.А. Пащенко, И.К. Галетич, В.А. Сиренко, В.В. Еременко, А.В. Еременко, В.В. Брук // Физика низких температур. — 2017. — Т. 43, № 11. — С. 1634-1641. — Бібліогр.: 17 назв. — рос. |
| work_keys_str_mv |
AT paŝenkova prirodamagnitnogosostoâniâslaboanionizbytočnogomanganitalamno3δ AT galetičik prirodamagnitnogosostoâniâslaboanionizbytočnogomanganitalamno3δ AT sirenkova prirodamagnitnogosostoâniâslaboanionizbytočnogomanganitalamno3δ AT eremenkovv prirodamagnitnogosostoâniâslaboanionizbytočnogomanganitalamno3δ AT eremenkoav prirodamagnitnogosostoâniâslaboanionizbytočnogomanganitalamno3δ AT brukvv prirodamagnitnogosostoâniâslaboanionizbytočnogomanganitalamno3δ AT paŝenkova themagneticstateoftheweaklyanionexcessmanganitelamno3δ AT galetičik themagneticstateoftheweaklyanionexcessmanganitelamno3δ AT sirenkova themagneticstateoftheweaklyanionexcessmanganitelamno3δ AT eremenkovv themagneticstateoftheweaklyanionexcessmanganitelamno3δ AT eremenkoav themagneticstateoftheweaklyanionexcessmanganitelamno3δ AT brukvv themagneticstateoftheweaklyanionexcessmanganitelamno3δ |
| first_indexed |
2025-11-26T01:39:47Z |
| last_indexed |
2025-11-26T01:39:47Z |
| _version_ |
1850603800877858816 |
| fulltext |
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11, c. 1634–1641
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного
манганита LaMnO3+δ
В.А. Пащенко, И.К. Галетич, В.А. Сиренко, В.В. Еременко, А.В. Еременко
Физико-технический институт низких температур им. Б.И. Веркина НАН Украины
пр. Науки, 47, г. Харьков, 61103, Украина
E-mail: vpashchenko@ilt.kharkov.ua
В.В. Брук
Украинский научно-исследовательский институт экологических проблем (УкрНИИЭП)
ул. Бакулина, 6, г. Харьков, 61166, Украина
Статья поступила в редакцию 13 июня 2017 г., опубликована онлайн 25 сентября 2017 г.
Работа посвящена выяснению природы магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита
лантана LaMnO3+δ (δ ≈ 0,0375). Подробно изучены особенности температурных и полевых зависимостей
магнитного момента монокристаллического образца в области температур 2–350 К и в различных маг-
нитных полях до 5 Тл вдоль с-оси кристалла. Восстановлена полевая зависимость обнаруженных особых
температурных точек, таких как температура магнитного упорядочения, магнитного стеклования, расще-
пления магнитных фаз. Обнаружена взаимосвязь в поведении ряда особых точек от магнитного поля.
Полученные результаты полностью согласуются с модельными представлениями магнитного фазового
расслоения, что предсказывают образование автолокализованных состояний типа наноразмерных фер-
ромагнитных капель в объемной антиферромагнитной матрице.
Роботу присвячено з’ясуванню природи магнітного стану слабо аніоннадлишкового манганіту лантану
LaMnO3+δ (δ ≈ 0,0375). Детально вивчено особливості температурних та польових залежностей магнітно-
го моменту монокристалічного зразка в області температур 2–350 К та в різних магнітних полях до 5 Тл
уздовж с-осі кристала. Відновлено польову залежність виявлених особливих температурних точок, таких
як температура магнітного упорядкування, магнітного склування, розщеплення магнітних фаз. Виявлено
взаємозв’язок в поведінці ряду особливих точок від магнітного поля. Отримані результати повністю уз-
годжуються з модельними уявленнями магнітного фазового розшарування, що передбачають форму-
вання автолокалізованих станів типу нанорозмірних феромагнітних крапель в об’ємній антиферомагніт-
ній матриці.
PACS: 75.50.Ee Антиферромагнетики;
74.78.Na Мезо- и наносистемы;
75.10.–b Общая теория и модели магнитного упорядочения;
75.25.–j Конфигурация спинов в магнитоупорядоченных материалах;
75.30.–m Характерные свойства магнитоупорядоченных материалов.
Ключевые слова: манганиты, магнитные свойства, фазовое расслоение.
Введение
Исследованию физических свойств манганитов
RMnO3±δ и R1–xAxMnO3 (где R — ион редкоземельного
ряда La3+, Pr3+,…; А — двухвалентный элемент Ca,
Ba,…) в последние десятилетия уделяется большое вни-
мание как по причине их практической значимости, так
и с фундаментальной точки зрения [1,2]. В зависимости
от концентраций x или δ физические свойства мангани-
тов резко меняются, и эти соединения проходят через
цепочку фазовых превращений с различными типами
упорядочения: структурного, магнитного, электронного.
© В.А. Пащенко, И.К. Галетич, В.А. Сиренко, В.В. Еременко, А.В. Еременко, В.В. Брук, 2017
mailto:vpashchenko@ilt.kharkov.ua
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO3+δ
Магнитными свойствами манганитов можно эффективно
управлять либо путем замещения редкоземельного иона
R3+ на щелочноземельные А2+ для R1–xAxMnO3, либо
путем изменения концентрации кислорода в пределах
2,5 ≤ (3±δ) ≤ 3,3 для RMnO3±δ [3].
Исходное стехиометрическое соединение лантано-
вого ряда манганитов LaMnO3 является орбитально-
упорядоченным антиферромагнитным диэлектриком с
температурой Нееля ТN ≈ 140 К (Тoo ≈ 750 К) и маг-
нитной структурой типа А [3,4]. Всего для идеального
кубического перовскита АВO3 предсказывается суще-
ствование четырех различных магнитных структур:
одна ферромагнитная (F) и три антиферромагнитные
фазы (A, C, G). Магнитные структуры A-, C- и G-типа
являются простыми двухподрешеточными антиферро-
магнетиками, в которых наборы ферромагнитных
плоскостей типа {100}, {110} и {111} чередуются вза-
имной ориентацией спина в соседних плоскостях. Сле-
дует отметить, что даже для стехиометрически чистого
манганита LaMnO3 всегда обнаруживается развитие
конечной намагниченности образца в магнитоупорядо-
ченном состоянии, которое может быть следствием
либо подкоса магнитных подрешеток антиферромагне-
тика, либо спонтанной намагниченностью небольшого
количества дополнительной ферромагнитной фазы.
На текущий момент существует две основные моде-
ли для объяснения микроскопических особенностей
манганитов. Первая из них предложена Де Женом [5] и
предсказывает для LaMnO3 и других слабодопирован-
ных манганитов однородную скошенную АФ конфигу-
рацию двух подрешеток (слабоферромагнитное основ-
ное состояние) в упорядоченной фазе. Однако эти вы-
воды ставятся под сомнение со стороны многих экс-
периментальных групп, поскольку они противоречат не
только полученным нейтронографическим, но и элек-
трическим данным на этих системах. Вторая модель,
предложенная в работах [6,7] и имеющая все большее
распространение, основывается на гипотезе двухфазно-
го ферро-антиферромагнитного (ФМ–АФМ) состояния
вещества или одновременного сосуществования ферро-
и антиферромагнитных фаз в виде небольших ферро-
магнитных наноразмерных кластеров в антиферромаг-
нитной матрице. Избыток стехиометрического кислоро-
да δ в LaMnO3+δ приводит к возникновению вакансий в
равных количествах по позициям лантана и марганца,
при этом часть ионов марганца (~2δ) переходит в четы-
рехвалентное состояние. Появление Mn4+ ведет к снятию
ян-теллеровских искажений и к развитию ферромагнит-
ной составляющей в кристалле [3]. Следует отметить,
что количество вакансий может реализовываться не
только по кислороду, но и по катионам кристалла. Та-
ким образом, LaMnO3+δ является привлекательной мо-
дельной системой также и для изучения магнитных
взаимодействий и процессов упорядочения в мангани-
тах со смешанной валентностью.
Целью настоящего исследования выступает подроб-
ное изучение динамики расхождения между кривыми
температурных зависимостей магнитного момента М(Т)
монокристалла LaMnO3+δ (δ ≈ 0,0375), полученных в
различных режимах измерений, в зависимости от напря-
женности магнитного поля 0,001–1 Тл (H || c). Будет
проанализирована полевая зависимость обнаруженных
особых температурных точек (аномалий), наблюдаемых
на температурных зависимостях магнитного момента об-
разца. Отметим, что имеющиеся литературные данные
по изучению магнитотранспортных свойств LaMnO3+δ
иногда значительно отличаются между собой и имеют
ряд противоречий. Большинство предыдущих исследо-
ваний проводилось на керамических сильно магнитно-
неоднородных образцах, поэтому преимущества ис-
пользования высококачественных монокристаллов оче-
видны.
Образец и методики эксперимента
Поскольку различного типа неоднородности иссле-
дуемых образцов манганитов LaMnO3+δ значительно
влияют на их физические свойства и, в частности, маг-
нитные, то закономерно возникает актуальный вопрос
их качественной паспортизации для определения коли-
чественных характеристик существующих катионных
вакансий и/или концентрации ферромагнитных вклю-
чений в антиферромагнитной матрице. Для этих целей
может быть использована хорошо установленная и под-
твержденная несколькими научными группами концент-
рационная зависимость изменения параметров кристалл-
лической решетки манганита LaMnO3+δ от избыточного
содержания кислорода δ [8–10], что дает однозначный
путь идентификации образцов. В работе [10] одновре-
менно со структурными данными представлена также
обширная информация о трансформации магнитных ха-
рактеристик анионизбыточного манганита LaMnO3+δ
для широкого диапазона δ, таких как температура маг-
нитного упорядочения, парамагнитная температура
Кюри–Вейсса, намагниченность насыщения и поле ко-
эрцитивности гистерезисных петель. Таким образом,
возникает возможность паспортизации исследуемых об-
разцов по их магнитному поведению. Так, например, тем-
пература магнитного упорядочения манганита LaMnO3+δ
по мере возрастания δ вначале быстро уменьшается от
140 К до ~100 К (минимум соответствует δ ≈ 0,06), а
затем стремительно растет по мере увеличения ферро-
магнитной составляющей (160 К для δ ≈ 0,1 [8]). Таким
образом, получается, что одна и та же температура
магнитного упорядочения системы может соответство-
вать двум различным концентрациям δ. Но в то же вре-
мя полевые зависимости магнитного момента в магни-
тоупорядоченной фазе для этих двух концентраций
существенно различаются, что дает однозначный ответ
о величине δ для исследуемого кристалла. Сравнение
результатов измерений температурных и полевых зави-
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11 1635
В.А. Пащенко и др.
симостей магнитного момента на исследуемом нами
образце с данными работ [8–10], привело нас к выводу,
что магнитное поведение исследуемого нами монокри-
сталла с температурой магнитного упорядочения TС =
= 120,8 К соответствует эффективной величине избыт-
ка кислорода δ ≈ 0,0375, и это соединение может быть
представлено формулой LaMnO3,0375. При таком δ в
пространственной группе Pbnm параметры элементар-
ной ячейки имеют следующие значения: а = 5,529 Å,
b = 5,695 Å, c = 7,756 Å, что подтверждено нами мето-
дом рентгеноструктурного анализа при комнатной тем-
пературе.
Эксперименты по измерению температурных зави-
симостей магнитной восприимчивости χ(T) монокри-
сталла LaMnO3,0375 (m = 1,86 мг) в интервале темпера-
тур 2–350 К и магнитных полей 0,001–1 Tл при H || c
были проведены на СКВИД магнитометре MPMS-XL5
(производство Quantum Design). Дополнительно измеря-
ли полевые зависимости намагниченности образца M(H)
при постоянной температуре в диапазоне 5–140 К и
в магнитных полях от 0 до 5 Tл. При получении маг-
нитных данных использовались два режима измерений:
1) ZFC (zero field cooling) — охлаждение образца в ну-
левом магнитном поле до минимальной температуры и
затем измерение магнитного момента в поле Н при его
нагревании (в дальнейшем для этого режима измере-
ния будут использованы обозначения ZFC и MZFC);
2) FC (field cooling) — охлаждение образца в измери-
тельном поле с одновременной регистрацией величины
магнитного момента (обозначения FC↓ и MFC↓); либо
охлаждение образца в магнитном поле H до минималь-
ной температуры прибора и затем измерение магнит-
ного момента в этом поле при отогреве (обозначения
FC↑ и MFC↑). Перед началом измерений каждого цикла
перемагничивания кристалла образец всегда предвари-
тельно нагревался выше TС = 120,8 К (до комнатной
температуры) и затем охлаждался в режиме ZFC до
требуемой температуры магнитных измерений.
Определение ориентации кристаллографических осей
монокристалла LaMnO3,0375 производилось методом
Лауэ. Погрешность установки магнитного поля вдоль
H || c составляла не более ±1°.
Результаты и обсуждение
Хорошо известно, что для манганитов характерно
значительное влияние магнитной предыстории и осо-
бенностей режимов изменения температуры образца на
результаты измерений температурных зависимостей
намагниченности M(Т). Поэтому для каждого магнит-
ного поля Н из диапазона 0,01–1 Тл нами были полу-
чены по три температурные зависимости: MZFC(Т) в
ZFC режиме измерения, МFC↑(Т) и МFC↓(Т) в режимах
FC↑ и FC↓ соответственно. Для уменьшения влияния
предыстории стартовая температура образца в начале
любого эксперимента была неизменна и равна 300 К.
Особое внимание в экспериментах уделялось обнару-
жению особых температурных точек, при которых на-
чинают возникать заметные расхождения в поведении
магнитного сигнала для разных режимов измерения.
На рис. 1 представлены температурные зависимости
МZFC(Т), МFC↑(Т) и МFC↓(Т) монокристалла LaMnO3,0375
в различных магнитных полях 0,01–1 Тл (H || c). Видно,
что выше некоторой температуры *( )T H (указано стрел-
кой) кривые MZFC(Т) и МFC↑(Т), полученные в ZFC и
FC↑ режимах измерения, могут полагаться хорошо сов-
падающими между собой в пределах экспериментальной
ошибки измерения сигнала, в то время как ниже *( )T H
начинает наблюдаться значительное расхождение вели-
чины магнитного момента образца, и это расхождение
увеличивается по мере понижения температуры. В ли-
тературе температуру *T принято называть «точкой рас-
щепления» или температурой начала заметного расслоения
магнитных фаз. Критерии для определения положения
*T могут быть достаточно различными, поэтому может
возникать неоднозначность в толковании положения
этой особой температурной точки.
Вторая особенность обозначена как Тf на рис. 1 и
представляет собой хорошо просматриваемый макси-
мум на М(Т), который немного смещается в сторону
низких температур по мере возрастания измерительного
магнитного поля. При температуре Тf производная
dM/dT = 0 как для ZFC, так и FC режимов измерения. С
возрастанием величины магнитного поля эта особен-
Рис. 1. (Онлайн в цвете) Температурные зависимости маг-
нитного момента М(Т) монокристалла LaMnO3,0375 в различ-
ных магнитных полях (H || c). ZFC (○), FC↑ (●) и FC↓ (■),
кривые были получены при Н = 0,01; 0,02; 0,05; 0,1; 0,5; 1 Тл
(показаны тройками кривых (○, ●, ■) снизу вверх). Стрелка-
ми отмечены температуры *( )T H (точки расщепления), при
которых разница между магнитными моментами в ZFC и
FC↑ режимах измерения начинает превышать 5% амплитуды
сигнала. Пунктирной линией показана температура магнит-
ного упорядочения TC.
1636 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO3+δ
ность размывается на кривой М(Т) и определение ее
точного температурного положения становится затруд-
нительным. Как будет показано в дальнейшем, именно
при этой температуре Тf экспериментально был обнару-
жен начальный момент расхождения магнитного сигна-
ла для ZFC и FC↑ режимов. Во многих работах, посвя-
щенных магнитным свойствам манганитов, эту особую
точку в виде максимума на кривой М(Т) интерпретируют
как температуру замерзания магнитных фаз (темпера-
туру магнитного стеклования) магнитного материала. В
модельном представлении Бина–Ливингстона [12] сред-
ний размер ферромагнитных нановключений в диа- или
парамагнитной матрице определяется температурой стек-
лования Тf. Отметим, что при температурах выше Тf
всегда наблюдалось превосходное совпадение кривых
МZFC(Т) и МFC↑(Т) в рамках статистической погрешно-
сти эксперимента 0,2%.
Температура магнитного упорядочения TC (темпера-
тура формирования ферромагнитных включений и анти-
ферромагнитной матрицы) по определению соответст-
вовала температуре, при которой производная dM/dT
достигала минимума (для всех режимов измерения).
Эта температура TC = 120,8 К имеет значение, близкое
к Тf, и почти не зависит от величины магнитного поля
(показана как пунктирная линия на рис. 1). Как видно
на рис. 1, в этой области температур наблюдается до-
вольно резкий рост магнитного момента кристалла при
переходе из высокотемпературного парамагнитного в
низкотемпературное ферромагнитно-подобное состояние.
Как видно на рис. 1, при низких температурах
(Т = 2 К, Н = 1 Тл) величина магнитного момента образ-
ца имеет значение более 2 μВ на Mn3+ ион, что составля-
ет почти 50% от максимально возможной величины. В
магнитном поле Н = 5 Тл (Т = 2 К) величина намагни-
ченности образца достигает ≈ 2,7μВ на Mn3+ ион или
67,5%, что еще достаточно далеко до полного ФМ на-
сыщения всех моментов Mn3+ ионов (4 μВ). Такое маг-
нитное поведение характерно для манганитов LaMnO3+δ
с небольшим значением δ. По-видимому, отсутствие
получения полного ФМ насыщения может быть связано
в исследуемом монокристалле с относительно неболь-
шим количеством ферромагнитных включений по срав-
нению с господствующим положением антиферромаг-
нитной матрицы, для которой внешнего магнитного
поля такой амплитуды для преодоления действующих
обменных взаимодействий в антиферромагнитной сис-
теме явно не достаточно.
Можно сделать приблизительную оценку количества
магнитных ионов Mn3+, которые могут быть вовлечены
в образование ферромагнитных капель в монокристалле
LaMnO3,0375. Формульное представление LaMnO3+δ да-
ет оценку номинального содержания Mn4+ ≈ 2δ = 0,075
или 7,5%, которые эффективно участвуют в образова-
нии ферромагнитной фазы. Вакансии в катионной под-
системе как по лантану, так и по марганцу создают ус-
ловия для возникновения двойного обменного моста для
двух соседствующих пар Mn4+–Mn3+ и Mn3+–Mn4+, об-
разующих единый ферромагнитный нанокластер, в ко-
тором еg-электроны делокализованы. Таким образом,
ожидаемое количество марганцевых ионов, содержащих-
ся в ферромагнитных нанокластерах, будет порядка
4·7,5 = 30%. Экспериментальная оценка по получен-
ным магнитным данным для кристалла LaMnO3,0375
дает немного завышенную величину, равную 35,4%, что,
возможно, связано небольшим нарушением стехиомет-
рического отношения La:Mn = 1:1 или равенства кон-
центраций вакансий в катионной подсистеме.
Прежде чем обсуждать значительные различия между
температурными зависимостями, полученными в ZFC
и FC↑ режимах измерения, вначале мы проанализируем
небольшие различия, обнаруженные для двух близких
между собой режимов измерений FC↓ и FC↑ во всем
температурном интервале. Было бы логичным ожидать,
что магнитный объект, находящийся постоянно в неиз-
менном измерительном поле, должен иметь хорошо
совпадающие (идентичные) температурные зависимо-
сти магнитного момента для FC↓ и FC↑ измерений (при
охлаждении и нагревании образца) и показывать хоро-
шую степень повторяемости или воспроизводимости
сигнала. Как видно на рис. 2, небольшие различия в по-
ведении температурной зависимости магнитного мо-
мента образца все-таки наблюдаются как ниже точки
магнитного упорядочения TC, так и выше этой характе-
ристической температуры. Следует отметить, что почти
всегда выполняется неравенство МFC↓(Т) > МFC↑(Т).
Рис. 2. (Онлайн в цвете) Температурные зависимости отноше-
ния моментов МFC↓(Т)/МFC↑(Т), измеренных в магнитных по-
лях Н = 0,01; 0,02; 0,05; 0,1; 0,5; 1 Тл (H || c). Стрелками отме-
чены температуры максимальной расходимости намагни-
ченности образца для режимов измерения FC↓ и FC↑ ниже TC.
Пунктирной линией показан температурный ход парапроцесса
(1 + 0,6/(Т – TC)) для ферромагнетика с температурой расхо-
димости TC = 120,8 К (Т > TC).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11 1637
В.А. Пащенко и др.
Ниже TC отношение моментов МFC↓(Т)/МFC↑(Т) как
функция температуры формирует широкий максимум с
амплитудой порядка 2–3%, температурное положение
которого сдвигается в сторону низких температур по
мере увеличения внешнего магнитного поля. Для соот-
ветствующих магнитных полей температуры максиму-
мов расходимости магнитных моментов образца для
FC↓ и FC↑ режимов измерения (отмеченные стрелками
ниже TC) хорошо согласуются с температурными точ-
ками положения минимума (или точкой излома кривой)
на зависимости МFC↑(Т) (dMFC↑/dT = 0), и удовлетвори-
тельную корреляцию можно обнаружить с температу-
рой начала значительного расщепления *( ).T H
Выше TC также обнаружено небольшое различие по
амплитуде магнитных моментов для FC↓ и FC↑ режи-
мов измерения: с максимумом по амплитуде до 9% при
Н = 0,01 Тл и менее 2% при Н = 1 Тл. Как видно на
рис. 2, с возрастанием амплитуды измерительного маг-
нитного поля температурное положение максимума
отношения моментов МFC↓(Т)/МFC↑(Т) образца для FC↓
и FC↑ режимов смещается от TC в сторону более высо-
ких температур. Следует отметить, что в высокотемпе-
ратурной области (выше ~170 К) температурная зави-
симость отношения МFC↓(Т)/МFC↑(Т) уже не зависит от
внешнего магнитного поля и ее температурный ход
может быть приближенно описан парапроцессом вида
1 + 0,6/(Т – TC) как в случае, например, небольшого из-
быточного количества частиц ферромагнетика с тем-
пературой расходимости TC = 120,8 К. Такое поведе-
ние кристалла и его корреляция с TC могут быть об-
условлены «стекольной природой» магнитного состоя-
ния материала (заметной фрустрацией спин-спиновых
обменных взаимодействий), что всегда приводит к не-
большому различию количества эффективных магнит-
ных частиц, участвующих в формировании магнитных
свойств кристалла в целом. На совпадающих участках
кривых экспериментальная точность воспроизведения
магнитного момента составляет не хуже 0,5%.
Чтобы внимательнее проследить за поведением дру-
гих особенностей, нами было проведено сопоставление
магнитных моментов МZFC(Т) и МFC↑(Т) в различных
магнитных полях. На рис. 3 представлен фрагмент
температурной зависимости отношения моментов
МZFC(Т)/МFC↑(Т) в интервале температур 2–140 К и в
магнитных полях Н = 0,01; 0,02; 0,05; 0,1; 0,5; 1 Тл
(H || c). При температурах выше 120 К шумовые флук-
туации отношения МZFC(Т)/МFC↑(Т) от уровня едини-
цы не превышали 0,2%. Как видно на рис. 3, началь-
ный момент возникновения заметного различия в
намагниченности образца для ZFC и FC↑ режимов из-
мерения связан с температурой ~120 К, которая близка
по своему значение к Тf (или к TC). Особенно хорошо
это наблюдается для измерений в слабых магнитных
полях Н = 0,01; 0,02 Тл. Затем наиболее быстрый рост
расхождения магнитного сигнала начинается при тем-
пературах *,T которые отмечены стрелками на рис. 3.
Отметим, что ниже *T скорость расхождения магнит-
ного момента в единицах %/К меняется более чем на
порядок величины. Минимальная величина отношения
МZFC(Т)/МFC↑(Т) при низких температурах составляет 5%
(соответствует значению 0,05 на рисунке), что соответ-
ствует максимальному (95%) различию (расслоению)
магнитных фаз между ZFC и FC↑ режимами измерения.
Присутствие дополнительных аномалий в низкотемпе-
ратурной области (отмечены также стрелками на рис. 3)
свидетельствует о возможном двухэтапном механизме
фазового расслоения в монокристалле LaMnO3,0375.
Так особая точка Ttrans характеризует максимальную
скорость фазового расслоения в единицах %/К между
ZFC и FC↑ режимами измерения ниже *T и может
быть идентифицирована как максимум производной для
ZFC режима. Температуре **,T подобно характеристи-
ческой температуре *,T можно приписать начало вто-
рого этапа более быстрого расхождения магнитного
сигнала.
Положения особых температурных точек TC, Тf, *,T
Тtrans, **T кристалла LaMnO3,0375 (H || c) в зависимости
от амплитуды приложенного магнитного поля H собра-
ны в табл. 1 и представлены различными символами на
рис. 4. Положение особых точек TC(Н) и Тf(Н) показы-
вает хорошее совпадение для ZFC и FC↑ режимов изме-
рения вне зависимости от приложенного магнитного
поля. Наиболее интересующую нас температуру *( )T H
мы попытались определить, используя три различных
критерия: 1) начало значительного изменения отноше-
ния моментов МZFC(Т)/МFC↑(Т) (см. рис. 3), 2) минимум
на FC↑ кривой, где dM/dT = 0 (см. рис. 1) и 3) темпера-
тура, при которой наблюдается заметное расщепление в
Рис. 3. (Онлайн в цвете) Фрагмент температурной зависимо-
сти отношения моментов МZFC(Т)/МFC↑(Т) в магнитных по-
лях Н = 0,01; 0,02; 0,05; 0,1; 0,5; 1 Тл (H || c). Стрелками от-
мечены температуры обнаруженных особых точек ниже ТС.
Пунктирной линией показан уровень полного совпадения
амплитуд магнитного момента образца равный 1.
1638 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO3+δ
температурном поведении производных dM/dT vs Т для
ZFC и FC↑ режимов (splitting dM/dT). Как видно на
рис. 4, первый и второй критерии дают хороший резуль-
тат совпадения между собой, при этом по третьему кри-
терию обнаруживается небольшое смещение на 3–5 К в
сторону более высоких значений. Особая точка Ttrans
была идентифицирована как максимум производной для
ZFC режима (ZFC max dM/dT). Температура **,T подоб-
но критерию 1 для температуры *,T определялась как
начало второго этапа более быстрого расхождения маг-
нитного сигнала (см. рис. 3).
Как видно на рис. 4, начальные участки полевых за-
висимостей всех особых точек близки к линейным,
поэтому мы провели анализ полученных эксперимен-
тальных данных в рамках простой линейной модели
Т(Н) = A + B·H (0 ≤ H ≤ 0,1 Tл). Параметры наилучшей
подгонки собраны в табл. 2.
Полевая зависимость температуры магнитного упо-
рядочения ТС(H) имеет наиболее слабую зависимость
от внешнего магнитного поля. В этом случае получен-
ная величина наклона прямой (параметр В) в рамках
линейной модели ТС(H) = A + B·H для начального уча-
стка 0 ≤ H ≤ 0,1 Tл может быть вызвана и эксперимен-
тальной ошибкой. А вот линейные участки для других
особых точек Тf, *,T Тtrans и **T имеют гораздо большие
величины наклона в диапазоне ( ) 2 –1– 0,5–3,6 ·10 К·ТлВ = ,
что не может быть интерпретировано как погрешность
эксперимента. Сравнивая величины параметра В для
Тf (Н), *( ),T H Тtrans(Н) и **( )T H зависимостей, мож-
но заметить общую закономерность их изменения —
отношение наклонов этих линейных участков может
быть представлено как отношение простых чисел
*:
fT TB B :
trans
:TB **TB =1:2:4:6. В то время как парамет-
ры А, которые обозначают начальные температуры
развития этих процессов, меняют свою величину с ша-
гом порядка 20 К. Такая взаимосвязь поведения не-
скольких особых точек Тf, *,T Тtrans и **T приводит к
выводу, что все они возможно имеют единую природу.
Обнаруженная динамика магнитных преобразований
(см. рис. 3) хорошо укладывается в рамки теории двух-
фазной обменной модели с фазовым расслоением [10,11].
Модель двойного обмена, которая является базовой для
описания физических свойств манганитов, предусмат-
ривает периодический вид многоямного энергетическо-
го потенциала для различных состояний ферромагнит-
ного нанокластера. На начальном этапе формирования
ферромагнитного кластера сразу ниже Тf(Н) (когда еще
невозможно преодолеть энергетический барьер, а ФМ
или АФМ корреляции для направления моментов в со-
седних ФМ кластерах практически отсутствуют), рас-
слоение магнитного сигнала для ZFC и FC↑ режимов
идет относительно медленно только за счет нарастания
Таблица 1. Положение особых температурных точек TC, Тf, *,T Тtrans, **T кристалла LaMnO3,0375 (H || c) в зависимости от
амплитуды приложенного магнитного поля H
TC, К
(min dM/dT)
Тf, К
(dM/dT = 0)
*,T К
(MZFC/MFC↑)
*,T К
(FC dM/dT = 0)
*,T К
(splitting dM/dT)
Ttrans, К
(ZFC max dM/dT)
**,T К
(MZFC/MFC↑)
Н = 0,001 Тл 120,8 ± 0,1 119,1 ± 0,1 95 ± 1,0 94,9 ± 0,5 98,4 ± 0,5 75 ± 2 –
Н = 0,01 Тл 120,8 ± 0,1 118,7 ± 0,1 92 ± 1,0 92,3 ± 0,5 95,4 ± 0,5 72 ± 2 –
Н = 0,02 Тл 120,8 ± 0,1 118,5 ± 0,1 90 ± 1,0 90,8 ± 0,5 93,0 ± 0,5 68,4 ± 2 50 ± 2
Н = 0,05 Тл 120,1 ± 0,5 117,2 ± 0,1 85,5 ± 1,0 86,0 ± 0,5 90,7 ± 2,0 52,3 ± 2 29 ± 2
Н = 0,1 Тл 119,8 ± 0,5 113,7 ± 0,1 80 ± 1,0 80,2 ± 0,5 83,6 ± 2,0 47 ± 2 19,5 ± 2
Н = 0,5 Тл 121,0 ± 1,0
124,0 ± 8,0
–
–
56 ± 2,0
54,5 ± 2,0
–
–
61,4 ± 2,0 – –
Н = 1 Тл 59,0 ± 2,0 – –
Рис. 4. (Онлайн в цвете) Полевая зависимость особых темпе-
ратурных точек TC, Тf, *,T Тtrans, **T в монокристалле
LaMnO3,0375 (H || c). Сплошными линиями показаны расчет-
ные кривые с параметрами, представленными в табл. 2.
Таблица 2. Параметры наилучшей подгонки эксперимен-
тальных данных, представленных на рис. 4, в рамках линей-
ной модели Т(Н) = A + B·H (0 ≤ H ≤ 0,1 Tл)
A, К B, 102 К·Тл–1
ТС 120,8 ± 0,1 –0,114
Тf 119,4 ± 0,1 –0,542
*T 93,6 ± 0,1 –1,376
Тtrans 74,9 ± 0,1 –2,754
**T 53,6 ± 0,1 –3,628
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11 1639
В.А. Пащенко и др.
количества ферромагнитных включений в антиферро-
магнитной матрице. Но начиная с температуры *( )T H ,
ферромагнитные капли начинают эффективно «чувст-
вовать» присутствие соседних ферромагнитных вклю-
чений и имеют возможность преодоления величины
барьера, что приводит к процессу переворота момен-
тов и к взаимному антиферромагнитному расположе-
нию магнитных моментов (для ZFC режима) между
ними и, как следствие, к увеличению почти на порядок
величины скорости расходимости магнитного ZFC
сигнала по сравнению с FC↑ режимом. В слабых полях
0 ≤ H ≤ 0,01 Tл такие антиферромагнитные корреляции
между ФМ кластерами захватывают все имеющиеся
пространство исследуемого образца и наблюдается один
резкий переход. В то время как для умеренных полей
0,02 ≤ H ≤ 0,1 Tл, после образования некоторого ко-
личества АФМ пар (при Тtrans(Н)) среди ФМ кластеров,
в некоторой области температур происходит обедне-
ние наличия ближайших соседних ФМ капель (или не-
возможность эффективно преодолеть энергетический
барьер), что приводит к торможению скорости фазово-
го расслоения. Ниже температуры **( )T H следующий
эффективный процесс переворота моментов приводит
к антиферромагнитным корреляциям моментов ФМ кла-
стеров по всему образцу. Возможно, второй этап уста-
новления антиферромагнитных корреляций между мо-
ментами ФМ нанокластеров связан с преодолением
энергетического барьера не для ближайших соседних
капель, а для следующих за ближайшими соседями маг-
нитных включений, что требует более низких темпера-
тур реализации для одного и того же магнитного поля.
Следует отметить, что как было проанализировано в
работе [10], использование другой модели (магнитного
спинового стекла) для двухфазной ФМ–АФМ систе-
мы [3,13] не приводит к образованию энергетических
барьеров для различных состояний нанокластеров. По-
этому в рамках этой модели объяснить наблюдаемые
два этапа низкотемпературного фазового расслоения за-
труднительно.
Признаки спин-стекольного состояния манганита
LaMnO3,0375 обнаруживаются в магнитных свойствах
только в высокотемпературной области (Т > TC) и
связаны с неоднозначностью температурного поведе-
ния магнитного момента в FC↓ и FC↑ режимах. Счита-
ется доказанным, что сверхобменное взаимодействие
Mn3+–O–Mn3+ для октаэдрической координации катио-
нов марганца положительно, а для пентаэдрической
координации Mn3+–O–Mn3+ — отрицательно [14,15].
Конкуренция этих взаимодействий приводит к фруст-
рации обменных связей среди марганцевых ионов и со-
зданию предпосылок для образования магнитного спин-
стекольного состояния вещества. Теория для спинового
стекла построена в работах [16,17]. Было показано, что
магнитное поле может также вызывать переход из со-
стояния типа спиновое стекло в ферромагнитное состоя-
ние. При этом в матрице с нулевым суммарным момен-
том могут выделяться протяженные области с ненулевой
намагниченностью — магнитные кластеры (и возникает
кластерное спиновое стекло). Динамика перемагничи-
вания этих магнитных кластеров во внешнем магнитном
поле немного отличается от обнаруженной в монокри-
сталле слабо анионизбыточного манганита LaMnO3,0375.
Выводы
Подробные исследования температурных и полевых
зависимостей магнитного момента монокристалла
LaMnO3,0375 в широком интервале температур, внешних
магнитных полей и в различных режимах измерения
позволили установить природу магнитного состояния и
особенности низкотемпературного фазового расслоения.
Экспериментально обнаружено, что начало расщепления
(расслоения) магнитного сигнала от образца для ZFC и
FC↑ режимов измерения наступает при температуре
магнитного стеклования Тf (близкой к ТС), но в то же
время значительный рост этого расхождения начинает
происходить при температурах ниже *.T В диапазоне
полей 0,02 ≤ H ≤ 0,1 Tл обнаружен двухэтапный процесс
фазового расслоения с чередующимися медленными и
быстрыми участками фазовой сепарации. Восстановлена
полевая зависимость особых температурных точек ТС, Тf,
*,T Тtrans, **T в монокристалле LaMnO3,0375 (H || c). Об-
наружена взаимосвязь между параметрами описания
полевых зависимостей Тf (Н), *( ),T H Тtrans(Н), **( ),T H
которая предусматривает единый механизм или их об-
щую природу. Полученные результаты полностью со-
гласуются с модельными представлениями фазового
расслоения в двухфазной обменной модели, которая
предсказывает образование автолокализованных состоя-
ний типа наноразмерных ферромагнитных капель в ан-
тиферромагнитной матрице.
Авторы благодарны В.П. Гнездилову за монокри-
сталлы, предоставленные для настоящего исследования.
Работа выполнена при поддержке Государственного
фонда фундаментальных исследований Украины (проект
№ Ф73/4-2017).
1. L.P. Gor’kov and V.Z. Kresin, Phys. Rep. 400, 149 (2004).
2. E. Dagotto, Science 309, 257 (2005).
3. E. Topfer and J.B. Goodenough, Chem. Mater. 9, 1467 (1997).
4. C. Ritter, M.R. Ibarra, J.M. De Teresa, P.A. Algarabel,
C. Marquina, J. Blasco, J. García, S. Oseroff, and S.-W. Cheong,
Phys. Rev. B 56, 8902 (1997).
5. P.-G. de Gennes, Phys. Rev. 118, 141 (1960).
6. E.O. Wollan and W.C. Koehler, Phys. Rev. 100, 545 (1955).
7. Э.Л. Нагаев, УФН 166, 833 (1996); E.L. Nagaev, Phys.
Rep. 346, 387 (2001).
8. J.A.M. Van Roosmalen, P. Van Vlaanderen, E.H.P. Cordfunke,
W.L. Ijdo, and D.J.W. Ijdo, J. Solid State Chem. 114, 516
(1995).
1640 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11
https://doi.org/10.1016/j.physrep.2004.08.003
https://doi.org/10.1126/science.1107559
https://doi.org/10.1103/PhysRevB.56.8902
https://doi.org/10.1103/PhysRev.118.141
https://doi.org/10.1103/PhysRev.100.545
https://doi.org/10.3367/UFNr.0166.199608b.0833
https://doi.org/10.1016/S0370-1573(00)00111-3
https://doi.org/10.1016/S0370-1573(00)00111-3
https://doi.org/10.1006/jssc.1995.1078
Природа магнитного состояния слабо анионизбыточного манганита LaMnO3+δ
9. J. Töpfer and J.B. Goodenough, J. Solid State Chem. 130,
117 (1997).
10. M. Muroi and R. Street, Aust. J. Phys. 52, 205 (1999).
11. Ю.А. Изюмов, Ю.Н. Скрябин, УФН 171, 121 (2001).
12. C.P. Bean and J.D. Levingston, J. Appl. Phys. 30, S120
(1959).
13. H.L. Ju and H. Sohn, J. Magn. Magn. Mater. 167, 200 (1997).
14. K.R. Poeppelmeier, M.E. Leanowicz, and J.M. Longo,
J. Solid State Chem. 44, 89 (1982).
15. I.O. Troyanchuk, D.D. Khalyavin, S.V. Trukhanov, G.N.
Chobot, and H. Szymczak, Письма в ЖЭТФ 70, 583 (1999).
16. S.F. Edwards and P.W. Anderson, J. Phys. F 5, 965 (1975).
17. B. Sherrington and S. Kirkpatrick, Phys. Rev. Lett. 35, 1792
(1975).
Magnetic state nature of the weakly anion-excess
manganite LaMnO3+δ
V.A. Pashchenko, I.K. Galetich, V.A. Sirenko,
V.V. Eremenko, A.V. Eremenko, and V.V. Brook
The work is devoted to elucidating the nature of
magnetic state of the weakly anion-excess lanthanum
manganite LaMnO3+δ (δ ≈ 0.0375). The features of
the temperature and field dependences of the magnetic
moment of a single crystal in the temperature range
2–350 K and in magnetic fields up to 5 T along the
c axis are studied in detail. It is restored the field de-
pendence of the observed temperature points, such as
temperature of magnetic ordering, magnetic glass for-
mation, magnetic phase separation. It is found a rela-
tionship in the behavior of a number of singular po-
ints. The obtained results fully agree with the model
representations of magnetic phase separation, which
predict a formation of self-trapped states of nanoscale
ferromagnetic droplets in a bulk antiferromagnetic
matrix.
PACS: 75.50.Ee Antiferromagnetics;
74.78.Na Mesoscopic and nanoscale systems;
75.10.–b General theory and models of mag-
netic ordering;
75.25.–j Spin arrangements in magnetically
ordered materials;
75.30.–m Intrinsic properties of magnetically
ordered materials.
Keywords: manganites, magnetic properties, phase
separation.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 11 1641
https://doi.org/10.1006/jssc.1997.7287
https://doi.org/10.1071/P98059
https://doi.org/10.3367/UFNr.0171.200102a.0121
http://dx.doi.org/10.1063/1.2185850
https://doi.org/10.1016/S0304-8853(96)00647-6
https://doi.org/10.1016/0022-4596(82)90404-2
https://doi.org/10.1088/0305-4608/5/5/017
https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.35.1792
Введение
Образец и методики эксперимента
Результаты и обсуждение
Выводы
|