Delist.ru

Оптическая спектроскопия сильнокоррелированных соединений: монооксид меди и манганиты лантана (15.08.2007)

Автор: Сухоруков Юрий Петрович

– константы материала.

Эффективным способом изменения свойств CuO является облучение высокоэнергетическими частицами. В результате облучения CuO электронами образуются радиационные дефекты, которые приводят к росту объема и концентрации зародышей неоднородной фазы за счет уменьшения числа исходных кластеров [CuO4]6-, формирующих матрицу, к уменьшению поглощения в области фундаментальной полосы (рис.1). На краю поглощения появляется затянутый хвост, связанный с рассеянием света на неоднородностях, о чем свидетельствует наличие зависимости 1/(4 для разности коэффициентов поглощения до и после облучения. Край поглощения облученного электронами монокристалла описывается экспоненциальной зависимостью поглощения от энергии (край Урбаха), с «фокальной точкой» E0=1.62 эВ.

В области фундаментального поглощения монокристаллов CuO наблюдаются узкий пик с максимумом при 1.7 эВ, широкая полоса при 2.3 эВ и отдельная высокоэнергетическая полоса при ~3.1 эВ. Наиболее отчетливо эти полосы разрешаются в естественном и поляризованном свете при Е?c. Спектры поглощения CuO в области фундаментальной полосы подобны спектрам медных оксидов на основе CuO, что свидетельствует об общей природе электронных переходов в этих соединениях, несмотря на их различный химический состав и кристаллическую структуру.

Спектры в области фундаментальной полосы купратов объясняются в рамках кластерной модели [5], согласно которой электронные переходы в базовых кластерах [CuO4]-6 формируют три типа разрешенных электродипольных переходов с переносом заряда из основного гибридного Сu(3d)-О(2р)-состояния в чисто кислородные состояния еu((), еu(() и b2u, a2u. Структура полос определяется зонными эффектами, электронно-колеба-тельными взаимодействиями и корреляционными эффектами. Аномально большой корреляционный эффект играет принципиальную роль в формировании оптического спектра в области фундаментального поглощения. Так, пик при 1.7 эВ и широкая полоса при 2.3 эВ связаны с пеpеходом из основного b1g в расщепленное под действием сильного корреляционного эффекта eu(() состояние. Отдельная полоса пpи 3.13 эВ связана с пеpеходом из b1g в слабокоррелированное зонное состояние b2u, а2u. Переход b1g–b2u является орбитально разрешенным, а близкий по энергии b1g–a2u – орбитально запрещенным. Подобная структура полос наблюдалась в полупроводниковой фазе YВа2Сu3О6.1 и в системе R2СuО4 (R= La, Nd, Sm, Eu, Gd).

После облучения монокpисталлической пластины СuO, вырезанной в плоскости (110), электронами и ионами Не+ стpуктуpа полос фундаментального поглощения размывается, появляется монотонный pост поглощения при увеличении энергии от 1.5 до 3.3 эВ. Согласно кластерной модели купраты рассматриваются как системы, неустойчивые относительно реакции диспропорционирования типа 2[CuO4]-6 =[CuO4]-5 + [CuO4]-7 + S-бозон с образованием [CuO4]-5 дырочных и [CuO4]-7 электронных полярных псевдо-Ян-Теллеровских кластеров в CuO2-плоскости. При учёте электронных корреляций в дырочных кластерах появляются низкоэнергетический (~0.1 эВ) и высокоэнергетический (~2.9 эВ) b21g ? b1g eu-переходы. Низкоэнергетический переход формирует полосу при 0.22 эВ, интенсивность которой увеличивается при облучении электронами, ионами (рис.1) и нейтронами. Высокоэнергетический переход приводит к появлению полосы при 2.9 эВ. Её интенсивность увеличивается после облучения высокоэнергетическими частицами, что сопровождается заполнением промежутка между 2.5 и 3.1 эВ и монотонным ростом поглощения (рис.1). Переходы в электронных кластерах [CuO4]-7 являются запрещенными. Облучение электронами не создаёт локального искажения, достаточного для разрешения переходов в электронных кластерах. Облучение ионами Не+ и N+, создающим каскады дефектов смещения на глубине, существенно превышающей глубину проникновения ионов ~10-3 мм, приводит к восстановлению CuO до Cu2O и Cu и разрешению оптических запрещённых переходов в [CuO4]-7 кластерах за счёт сильных локальных искажений, что сопровождается появлением полосы при 0.8 эВ и частотнонезависимого вклада, связанного с поглощением частицами Cu. Усиление полос ИК-поглощения происходит за счёт уменьшения поглощения вблизи 1.7 эВ (рис.1). После облучения нейтронами разность коэффициентов ИК-поглощения до и после облучения пропорциональна ?-2, что связано с образованием металлоподобных включений в CuO. Согласно теоретическим представлениям [5], уникальным свойством центров зарядовой неоднородности, образованных [CuO4]-5 и [CuO4]-7 кластерами, является аномально большая электрическая поляризуемость, что согласуется с экспериментальными данными. В области ИК-поглощения CuO обнаружен большой линейный дихроизм D=((||-(()/((||+(() ~40 %, где (|| и (( – коэффициенты поглощения при электрическом векторе, параллельном и перпендикулярном выбранной оси кристалла. Характер анизотропии поглощения электронного кластера является таким же, как для дырочного с преимущественным поглощением вдоль оси [(101] кристалла. После облучения кристалла ионами Не+ и нейтронами спектр линейного дихроизма превышает 40 % в энергетическом интервале от 0.15 до 0.9 эВ.

Важной особенностью фазово-неоднородной среды является возбуждение поверхностных плазмонов на границах неоднородностей (резонансов Ми), которые приводят к появлению резонансоподобных полос в спектрах поглощения. Применение теории эффективной среды позволило описать резонансоподобную полосу при ~1,3 эВ, наблюдаемую в спектрах монокристаллов CuO после облучения электронами, ионами Не+ (рис.1) и в спектрах поглощения высокоплотной нанокерамики CuO. Эффективная среда представляет собой матрицу с включениями высокопроводящих частиц в виде изолированных друг от друга металлических капель. Согласие между экспериментальными и расчетными спектрами продемонстрировало возможность подхода к дефектному CuO как к системе с зарядовым разделением фаз.

При магнитных фазовых переходах в антиферромагнитном полупроводнике CuO нами было обнаружено аномальное температурное поведение полосы фундаментального поглощения при 3.13 эВ (рис.2). При Т<ТN1=213 К CuO является трехмерным (3D-АФМ) коллинеарным антиферромагнетиком, при Т=ТN2 имеет место фазовый переход первого рода из низкотемпературной коллинеарной фазы в промежуточную неколлинеарную 3D-АФМ-фазу, которая существует в узком температурном интервале ТN1(Т(ТN2=230 К. При T>ТN2 CuO является низкоразмерным антиферромагнетиком. При приближении к ТN2 со стороны высоких температур наблюдается плавное изменение коэффициента поглощения (?(Т)=?(Т)-?(Т=80К). Вблизи ТN2 имеет место резкий рост поглощения. В температурной области 213–230 К поглощение практически не меняется. Ниже ТN1=213 К происходит резкое уменьшение поглощения, а затем плавное уменьшение (?(Т) при дальнейшем понижении температуры. Природа аномалии связана с обменноупругооптическим и прямым обменным механизмом. Первый обусловлен зависимостью энергии и вероятности перехода с переносом заряда от межатомных расстояний. Расчет (?(Т)(11.1(([110] с учетом температурной зависимости коэффициента теплового расширения ([110](Т) находится в согласии с экспериментальными данными, полученными при 2.94 эВ. Прямой обменный механизм в приближении молекулярного поля по-разному проявляется в случае орбитально разрешенных b1g–b2u и орбитально запрещенных переходов b1g–а1g,a2u, формирующих полосу. Нарушение локального магнитного порядка при ТN1(T(ТN2 приводит к суперпозиции двух полос, связанных с переходами b1g?-b2u? и b1g?-b2u?, и сильному изменению поглощения при 3.13 эВ. После облучения CuO электронами происходит снятие запрета с близкого по энергии перехода b1g-a2u вследствие сильных локальных искажений в областях радиационных дефектов и к размытию аномалии (?(Т) при 3.13 эВ (рис. 2).

Влияние магнитного упорядочения на край фундаментального поглощения CuO проявляется в возникновении при T?ТN1 тонкой структуры полосы при 1.7 эВ. Согласно кластерной модели сильный вклад межцепочечного b1g-e?u–обмена в АФМ области приводит к смещению обменнорасщепленных сильнокоррелированных e?u и e?u состояний навстречу друг другу и слиянию разрешенных переходов в одну полосу. При T>ТN1 обмен существенно уменьшается, что сопровождается увеличением расстояния между e?u и e?u состояниями и расщеплением полосы, формирующей край поглощения. В среднем ИК-диапазоне наблюдается перегиб в температурной зависимости поглощения при 0.14 эВ вблизи ТN1=213 K, аналогично зависимости электропроводимости от температуры. Облучение электронами сохраняет эту особенность. Влияние магнитного упорядочения на интенсивность при 0.14 эВ объясняется ФМ вкладом межцепочечного обмена в переход 1A1g - 3Eu в дырочном кластере [CuO5-4]JT. Сами цепочки с сильной АФМ связью лежат в направлении [(101] монокристалла CuО (спины направлены вдоль оси b).

Таким образом, показано, что в монокристаллах CuO край поглощения описывается в рамках зонного подхода непрямыми разрешенными переходами. Особенности спектра фундаментальной полосы и ИК-поглощения CuO, в том числе облучённых высокоэнергетическими частицами и оптический отклик на магнитные фазовые переходы объясняются в рамках кластерной модели с учётом сильных электронных корреляций. Резонансоподобная полоса при 1.3 эВ в монокристаллах облучённых электронами, ионами гелия и в нанокристаллах не связана с электронными переходами, а является плазмонным резонансом.

3. Оптическая спектроскопия поликристаллов

и монокристаллов манганитов лантана

В третьем разделе описаны свойства монокристаллов и поликристаллов манганитов лантана. Изучена зависимость спектров поглощения от нестехиометрии и типа легирования, показана взаимосвязь между температурным изменением оптических свойств и переходом металл-изолятор вблизи магнитного фазового перехода, выделены особенности оптических свойств, характерных для сильнокоррелированных соединений.

Коэффициент ИК-поглощения в монокристалле LaMnO3 достигает ? ~40 см-1 при Т=295 К и ~20 см-1 при 80 К. Малая величина поглощения свидетельствует о высоком качестве монокристалла. Показано, что край поглощения в LaMnO3 формируется непрямыми разрешенными переходами, ширина запрещенной зоны в LaMnO3 составляет Еg=0.3 эВ при 295К и 0.4 эВ при 80 К.

При слабом легировании монокристаллов LaMnO3 ионами Sr2+ происходит сдвиг полосы фундаментального поглощения при ~2 эВ в сторону меньших энергий и увеличение ИК поглощения. В La0.9Sr0.1MnO3 наблюдаются полосы при ~1.7 и 2.5 эВ и рост поглощения выше 3 эВ, связанный с краем высокоэнергетической полосы (вставка на рис. 3). Согласно кластерной модели [6] в LaMnO3 и легированных манганитах лантана полоса при 1.7 эВ формируется дипольно-запрещенным t1g(()–eg переходом, а при 2.5 эВ – слабым дипольно-разрешенным t2u(()–eg переходом в октаэдре [MnO6]-9 и слабым частично запрещенным 5Eg-5T2g переходом по отношению к интенсивному дипольно-разрешенному t1u(()–eg переходу при ~4 эВ. Это объясняет малую интенсивность и сложную структуру фундаментальной полосы в области низких энергий.

В спектрах ИК-поглощения слаболегированных манганитов лантана появляются полосы локализованных состояний при 0.12-0.14 эВ (9-10 мкм) и ~0.3-0.4 эВ (~3-4 мкм) (рис. 3). Полоса при 0.14 эВ существует в монокристаллах La1-xSrxMnO3 (х<0.10), в нелегированных LaMnO3, слаболегированных La0.93Ce0.07MnO3, La0.67Ba0.33MnO3, La0.6Y0.07Ba0.33MnO3, La0.9Sr0.1MnO3 и La1-xCaxMnO3. Увеличение концентрации вакансий лантана в LaMnO3 приводит к увеличению интенсивности полосы при 0.14 эВ и квази-друдевскому росту поглощения ниже TC. Положение и структура полосы остаются неизменными при изменении температуры, а также уровня легирования и вида замещающих ионов. Полоса при ~0.35 эВ проявляется в спектрах поглощения монокристаллов La0.93Ce0.07MnO3.

В монокристаллах La1-xSrxMnO3 (х<0.10) при увеличении концентрации Sr происходит усиление полосы при ~0.4 эВ, которая из-за большой интенсивности проявляется только в разностном спектре поглощения ((=((Т)-((160 К), здесь ((160 К) – спектр поглощения вблизи ТС=160 К. Интенсивность полосы при 0.4 эВ минимальна вблизи ТС и значительно увеличивается при Т

При охлаждении монокристаллов ниже температуры Кюри происходит увеличение поглощения и отражения в ИК-области спектра за счет роста вклада локализованных и делокализованных состояний. На примере монокристалла La0.9Sr0.1MnO3 показано, что при понижении температуры до TC=160 K край фундаментального поглощения испытывает «синий» сдвиг (~0.2 эВ в интервале 160

В ферромагнитной области при Т<160 К наблюдается «красный» сдвиг края поглощения (на ~0.16 эВ в интервале 80–160 К) и увеличение поглощения в ИК-области. «Красный» сдвиг края поглощения является следствием перераспределения спектрального веса из высоко- в низкоэнергетическую область спектра. Подобное поведение в ферромагнитной области имеет место в спектрах оптической проводимости монокристаллов La1-xSrxMnO3, полученных из спектров отражения с использованием преобразований Крамерса-Кронига. Изменения, связанные с вкладом делокализованных состояний в ферромагнитной области, мы наблюдали в спектрах отражения манганитов, легированных ионами Ba, (YBa) и Eu. Магнитное поле, приложенное при температурах близких ТС, приводит к увеличению поглощения света (рис. 4, кривая 2Н) как понижение температуры при Т<ТС.

Как в CuO, так и в манганитах лантана применение теории эффективной среды, учитывающей зарядовое разделение фаз и форму высокопроводящих частиц, позволило А.С. Москвину и Е.В. Зенкову описать спектры оптической проводимости монокисталлов La1-хSrxMnO3. Полученное согласие между экспериментальными и расчетными данными в предположении, что изменение спектра с ростом концентрации Sr и при Т

Появление вблизи ТС свободных носителей заряда в нестехиометрических и легированных манганитах лантана приводит к переходу металл-изолятор. Оптическим откликом на МИ-переход является изменение вблизи ТС интенсивности отраженного и прошедшего ИК-излучения от температуры. Температурное изменение отражения вблизи фононного спектра в интервале 100температурных зависимостей пропускания света I(Т). Рассмотрим составы, находящиеся при низких температурах в диэлектрическом состоянии, например, монокристаллы La0.9MnO3 (TC~140 К) и (La0.9Sr0.1)0.9MnO3 (TC~160 К). В парамагнитной области ход кривых I(T) и ((T) совпадает и отражает температурное поведение электросопротивления матрицы. Резкое уменьшение пропускания в зависимости I(T) вблизи TC на фоне полупроводникового хода ((T) показывает, что вблизи температуры Кюри носители заряда концентрируются в высокопроводящих областях («каплях»), которые отделены друг от друга (рис. 5).

Таким образом, пропускание света позволяет обнаружить переход к металлической проводимости в «каплях» при охлаждении ниже TC. Такое же поведение зависимостей I(T) и ((Т), свидетельствующее о разделении фаз, имеет место в монокристаллах La0.92Ca0.08MnO3, La0.93Sr0.07MnO3 и La0.93Ce0.07MnO3.

Разделение фаз обнаруживается в поликристаллах, например, в LaxMnO3 (х=0.9, TC=240 К). В отличие от монокристаллов, в случае поликристаллов разделение на фазы (металлические капли) существует внутри зерна. В составах с х=0.7 и 0.8 переход металл-изолятор в зависимостях ((Т) сопровождается оптическим откликом на МИ-переход вблизи ТС. Несовпадение хода зависимостей I(T) и ((T) для х=0.9 и 1 связано с нечувствительностью электросопротивления к изолированным металлическим каплям в диэлектрической АФМ матрице. Если для х=0.9 зависимость I(T) имеет максимум вблизи ТС, а зависимость ((T) – при более низких температурах, то для номинально чистого LaMnO3 наличие зарядовых неоднородностей проявляется только в температурной зависимости пропускания на фоне полупроводникового хода сопротивления. Разделение на фазы было исследовано в поликристаллах системы La1-xCaxMnO3 (хСа=0.1; 0.2; 0.3; 0.4). Для составов с хСа=0.2 и 0.3 наблюдается МИ-переход, температуры максимумов ((T) и I(T) совпадают и близки к TC, что свидетельствует об образовании односвязной проводящей ФМ области. Для хСа=0.1 металлический ход ((Т) появляется при T=125 К, существенно ниже ТС=170, несмотря на оптический отклик на МИ-переход вблизи ТС. Различие в поведении I(T) и ((Т) связано с тем, что в образце с хСа=0.1 внутри зерна поликристалла имеются металлические капли. Они обладают большой величиной коэффициента поглощения и дают вклад в ИК-поглощение. Сравнение зависимостей I(T) и ((Т) позволило обнаружить разделение фаз в легированных кобальтитах La1-xSrxCoO3 (x=0.15; 0.25; 0.35), демонстрируя что такой способ является универсальным для изучения разделения фаз в СКС.

В монокристалле La0.9Sr0.1MnO3 впервые обнаружен эффект гигантского магнитопропускания (изменение пропускания света образцом под действием магнитного поля) ?I/I=(IН-I0)/I0 ( 100 %, где IН и I0 пропускание света в поле и без поля. Магнитопропускание достигало максимума ~30 % при T(ТС=160 К в поле 8 кЭ на длине волны 3.8 мкм. Магнитопропускание в La0.9Sr0.1MnO3 максимально вблизи температуры Кюри, связано с переходом металл-изолятор и имеет место в проводящих ФМ каплях. Магнитное поле, как и понижение температуры при Т

Выделим основные особенности спектров поглощения сильнокоррелированных соединений CuO и манганитов лантана. В рамках зонного подхода описывается только край фундаментального поглощения. Спектры поглощения в широком диапазоне объясняются в рамках кластерной модели с учётом сильных электронных корреляций. Облучение CuO высокоэнергетическими частицами и легирование манганитов лантана приводит к перераспределению спектрального веса из высокоэнергетической в низкоэнергетическую область спектра и усилению ИК-полос поглощения, связанных с дырочными и электронными кластерами, а в манганитах – к дополнительному вкладу поглощения свободными носителями заряда. Различный характер температурного поведения пропускания и сопротивления связан с фазовым расслоением. Обнаружен эффект гигантского магнитопропускания.

4. Проявление наноскопической неоднородной структуры в оптических свойствах плёнок манганитов лантана

В четвертом разделе описаны свойства плёнок манганитов лантана. Исследована зависимость спектров поглощения от нестехиометрии и легирования.

????$??$????????

$Однако свойства плёнок могут существенно отличаться от свойств объемных образцов, что обусловлено рядом факторов, связанных с методикой выращивания, наличием напряжений растяжения (сжатия) вследствие несоответствия параметров решётки плёнки и подложки, с текстурой подложки, морфологией пленки и т. д.

В спектрах поглощения нестехиометрических плёнок LaxMnO3 (0.83(х(1.10), выращенных на подложках LaAlO3 (LAO), как и в случае монокристалла, проявляется полоса при 1.7 эВ и рост поглощения при энергиях выше 2.5 эВ. Рост концентрации вакансий La приводит к смещению центра тяжести широкой полосы при 1.7 эВ в область меньших энергий и к проявлению тонкой структуры в виде подполос, центрированных при 1.12, 1.60, 2.00, 2.35 эВ и 2.80 эВ. Тонкая структура не связана с интерференцией света. Согласие экспериментальных и расчётных данных с использованием теории эффективной среды для плёнки La0.83MnO3 при Т=295 и 80 К позволили сделать вывод о том, что интенсивная тонкая структура в области полосы фундаментального поглощения связана со спектральным перекрытием электронных переходов с переносом заряда и плазмонных резонансов, не связанных с электронными переходами, а обусловленных возбуждением поверхностных плазмонов на границах раздела фаз. Температурные изменения спектров плёнок свидетельствуют о появлении сильного вклада поглощения света свободными носителями заряда при 80 К<ТС (ТС плёнок приведены в табл. 2). Расчеты показали, что появление вклада поглощения света свободными носителями заряда связано с увеличением объема металлических капель при переходе в ферромагнитное состояние. Это позволяет рассматривать «объемный» эффект в качестве одного из важнейших факторов, определяющих температурное поведение оптических спектров нестехиометрических и легированных манганитов в ИК-области спектра. Тонкая структура, связанная со спектральным перекрытием электронных переходов и плазмонных резонансов, наблюдалась нами в спектре фундаментального поглощения плёнок La1-xSrxCoO3 толщиной ~ 200 нм на подложке LAO.

Так же, как в случае монокристаллов, во всех исследованных плёнках манганитов лантана имеет место ИК-полоса поглощения при 0.14 эВ, связанная с переходами в дырочных кластерах. Усиление ИК-полос при 0.40 и 0.85-0.95 эВ на фоне уменьшения вклада свободных носителей заряда наблюдалось при изотоп-замещении кислорода 16О на 18О в плёнках (La0.5Pr0.5)0.7Ca0.3MnO3 (*ТС~120 К). Вероятно, полоса при 0.4 эВ связана переходами в электронных псевдо-ЯТ-кластерах, а полоса при 0.9 эВ связана с проявлением плазмонного резонанса.

При исследовании спектров поглощения плёнок La0.67Ca0.33MnO3 (d=60 и 300 нм) на подложке LaAlO3 для тонкой пленки в поляризованном свете обнаружены осцилляции поглощения относительно поглощения в неполяризованном свете на фоне сильного вклада поглощения света свободными носителями (рис. 6) и осцилляции линейного дихроизма D=((||-(()/((||+(() ~20 % при 293 К, где (|| и (( – коэффициенты поглощения при электрическом векторе, параллельном и перпендикулярном оси с. Для толстой пленки осцилляции сглажены, линейный дихроизм имеет два максимума ~12 % при 0.35 и 0.8 эВ (Т=293 К). Источником оптической анизотропии плёнок являются напряжения в интерфейсе подложка-плёнка. Особенности экспериментальных данных были воспроизведены в спектрах поглощения и линейного дихроизма, рассчитанных А.С. Москвиным и Е.В. Зенковым в рамках теории эффективной среды (сплошные кривые на рис. 6). Согласие экпериментальных и расчётных данных позволило связать осцилляции линейного дихроизма в плёнках La0.67Ca0.33MnO3 с плазмонными резонансами на эллипсоидальных включениях металлической фазы с текстурой, наведённой текстурой подложки.

Таким образом, на оптические свойства плёнок манганитов оказывают влияние: интерфейс плёнка-подложка, напряжения в котором приводят к появлению тонкой структуры широкой полосы поглощения; текстура подложки, вызывающая сильную оптическую активность; увеличение объема «металлических» капель при переходе в ферромагнитное состояние. Изменения спектров поглощения объясняются в рамках теории эффективной среды, учитывающей разделение фаз.

5. Эффект гигантского магнитопропускания

и разделение фаз в плёнках манганитов с КМС

Раздел посвящен изучению природы обнаруженного в плёнках манганитов лантана эффекта гигантского магнитопропускания и оптического отклика на переход металл-изолятор. Рассмотрено влияние на эффект магнитопропускания величины магнитного поля, температуры, типа и уровня легирования, типа подложки и толщины образца. Определены условия получения магнитопропускания большой величины при температурах, выше комнатной. Предложены методики изучения зарядового и магнитного разделения фаз в манганитах лантана.

Переход металл-изолятор в манганитах лантана имеет место вблизи ТС. Характерная температура МИ-перехода (ТМ) определяется положением экстремума первой производной температурной зависимости электросопротивления д?(Т)/дТ. Для удобства сравнения положения ТМ и оптического отклика на МИ-переход нами была введена характерная температура (ТI) – положение экстремума первой производной температурной зависимости пропускания дI(T)/дТ. Сопоставим электрические и оптические данные для нестехиометрических плёнок LaxMnO3 (0.83(хLa(1) на LAO. Характерные температуры плёнок, ТС и температуры максимумов магнитопропускания и магнитосопротивления ??/?=(?Н-?)/? (Tmax?I/I и Tmax??/?) приведены в табл. 2.

При охлаждении плёнок с хLa=0.95 и 1,00 их пропускание и сопротивление монотонно увеличиваются, как в монокристалле LaMnO3, что является характерным для немагнитных полупроводников. Каждая вакансия La приводит к появлению трех ионов Mn4+, т. е. к «неизовалентному» легированию и разделению фаз. В плёнке с хLa=0.90 после достижения максимума вблизи ТС пропускание пленки уменьшается, демонстрируя оптический отклик на МИ-переход, несмотря на непрерывный рост сопротивления.

Таблица 2.

Состав Тс*, К Tmax??/?, К Tmax?I/I, К ТМ, К ТI, K

1.00 264

загрузка...