Реферат: Температурные зависимости удельного электосопротивления твердых растворов CoXMn1-XS

Реферат

ТЕМПЕРАТУРНЫЕ ЗАВИСИМОСТИ УДЕЛЬНОГО ЭЛЕКТРОСОПРОТИВЛЕНИЯ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ Co_X Mn _{1- X} S

В твердых растворах Me_Х Mn_1-Х S (Me – Fe, Cr) обнаружен эффект колоссального отрицательного магнитосопротивления и фазовый переход металл - диэлектрик [1,2]. Практическая значимость и перспектива использования этих эффектов стимулируют исследование новых твердых растворов на основе сульфида марганца. В ходе предварительного исследования транспортных свойств твердых растворов системы Co_Х Mn_1-Х S (Х = 0÷0.4) при изменении концентрации кобальта обнаружено изменение сопротивления образцов в области температур 80-150 К на 12 порядков [3]. Все это стимулировало проведение исследований температурных зависимостей удельного электросопротивления и термоэлектрических свойств образцов твердых растворов указанной системы.

Поликристаллические образцы составов 0<Х≤0.4 системы Co_Х Mn_1-Х S синтезированы методом твердофазных реакций при температуре 1260К. Для измерений электросопротивления и термо-ЭДС изготавливались образцы размером 3×5×10 mm, которые подвергались отжигу в вакууме в течение двух часов. Рентгеноструктурный анализ проведен при комнатной температуре в CuК_α – излучении. Сканирование производилось с шагом 0.03°, набор информации в точке составлял 3 секунды. Установлено, что образцы составов 0<X≤0.3 обладают гранецентрированной кубической ячейкой типа NaCl, характерной для α-MnS. На дифрактограмме образца х = 0.4, кроме рефлексов кубической структуры, наблюдался рефлекс, который можно расшифровать как (1 0 2) гексагональной структуры типа NiAs. После дополнительных термообработок рефлекс гексагональной фазы на рентгенограмме образца состава Co_0.4 Mn_0.6 S не проявлялся. Измерения удельного электросопротивления и термо-ЭДС проведены стандартным четырехзондовым компенсационным методом на постоянном токе в интервале температур 77-1000 K в нулевом магнитном поле. Коэффициент термо-ЭДС измерен относительно меди.

Ход кривых температурных зависимостей lnσ(10³ /T) составов 0≤х≤0.3 (рис.1) свидетельствует о полупроводниковом характере их проводимости. На зависимостях при температурах выше 500 – 600 K наблюдаются аномалии, характерные переходу от примесной проводимости к собственной [4].

Величина ширины запрещенной зоны, определенная из наклона прямолинейной части зависимости lnσ(10³ /T), уменьшается от 1.46 eV в α-MnS до 0.42 eV в образце с X = 0.3. Удельное электросопротивление образцов системы составов X = 0.05 – 0.4 уменьшается на 10 порядков. В диапазоне температур 80 ÷ 950К образцы состава X = 0.4 обладают металлической проводимостью. При температуре выше 950К в них наблюдался переход к полупроводниковому типу проводимости. Энергия активации, определенная из наклона зависимости lnσ(10³ /T) (рис.2), составляет ΔЕ ~ 0.26 eV. На рис.3 представлены температурные зависимости коэффициента термо-ЭДС твердых растворов системы Co_X Mn_{1- X} S. Вид зависимости α(10³ /Т) для образца моносульфида марганца такой же, как и в [5]. Положительный знак коэффициента Зеебека подтверждает дырочный тип проводимости в твердых растворах составов X ≤ 0.3. Коэффициент α по абсолютной величине уменьшается с увеличением содержания кобальта в твердых растворах, и в Co_0.3 Mn_0.7 S он не более 100 mкV/K. В твердом растворе Co_0.4 Mn_0.6 S коэффициент Зеебека по величине не превышает 20 mkV/K и отрицателен. При температуре выше 870 K он изменяет знак на положительный.

Обсуждение результатов эксперимента

Достаточно большую величину коэффициента термо-ЭДС α и ее уменьшение в интервале температур 150 - 200 K в Co_X Mn_{1- X} S при X≤0.15 можно объяснить резким уменьшением числа носителей заряда ниже 200 K из-за наличия явления компенсации носителей заряда в α - MnS и в твердых растворах на его основе. Об этом свидетельствует неизменяемая величина ρ(Т) при температурах ниже 120 K. Неизменяемое значение ρ(Т) указывает на связанное состояние электронов донорной примеси ниже определенной температуры, при которой вещества становятся изоляторами. Поэтому при нагревании выше 150К, когда постепенно освобождаются связанные электроны донорной примеси, электропроводность начинает резко возрастать по полупроводниковому закону, а напряжение термо-ЭДС определяться соответственным уменьшением электросопротивления. Это и проявляется в резком уменьшении ΔЕ в интервале 150-200 К.

Уменьшение величины коэффициента термо-ЭДС α с увеличением содержания кобальта в решетке α-MnS указывает на то, что кобальт действует как донорная примесь, поскольку величина термо-ЭДС определяется суммарным эффектом двух типов носителей заряда, которые нейтрализуют друг друга. В твердом растворе Co_0.4 Mn_0.6 S число носителей, создаваемых кобальтом, становится преобладающим, в результате величина и знак термо-ЭДС обусловлены исключительно катионами кобальта. Возникновение донорной примеси в α-MnS при замещении марганца кобальтом, очевидно, связано с преобладанием в ионе кобальта двух электронов на d-оболочке по сравнению с числом электронов на d-оболочке в ионе марганца.

Установлено, что увеличение степени замещения х до 0.3 приводит к увеличению намагниченности по сравнению с намагниченностью феррита стронция SrFe₁₂ O₁₉ . Такое более высокое значение намагниченности твердых растворов

Sr_1-x La_x Fe_12-x Mn_x O₁₉ со степенью замещения х=0.1, 0.2, 0.3, чем у феррита стронция SrFe₁₂ O₁₉ , можно объяснить, используя двухподрешеточную модель Гортера для расчета магнитного момента n_B одной формульной единицы ферритов BaFe₁₂ O₁₉ , SrFe₁₂ O₁₉ по формуле

n_B =(+--)·5=20 μ_В ,

где 5- магнитный момент иона Fe³⁺ в магнетонах Бора. Магнитные моменты 7 ионов Fe³⁺ , расположенных в октаэдрических порах (пустотах), и одного иона Fe³⁺ с пятикратной координацией ионов кислорода (В подрешетка) ориентированы в одном направлении вдоль оси с, а два иона Fe³⁺ в тетраэдрических позициях и два иона Fe³⁺ в октаэдрических позициях ориентированы в противоположную сторону (А подрешетка).

Если предположить, что при замещении ионов Fe³⁺ в феррите SrFe₁₂ O₁₉ ионами Mn²⁺ все или значительная доля ионов Mn²⁺ располагается в А подрешетке в низкоспиновом состоянии (t_2g ⁵ e_g ⁰ , m=1 m_В ) и их магнитные моменты ориентированы антипараллельно магнитным моментам ионов Fe³⁺ этой подрешетки, то магнитный момент А подрешетки уменьшается. Меньшая доля ионов Mn²⁺ замещает ионы Fe³⁺ в В подрешетке. Между ионами Mn²⁺ и Fe³⁺ , расположенных в В подрешетке, протекает реакция Mn²⁺ + Fe³⁺ → Mn³⁺ + Fe²⁺ с образованием ионов Mn³⁺ , Fe²⁺ , магнитные моменты которых равны по 4 m_B . При этом магнитные моменты ионов Mn³⁺ ориентированы антипараллельно магнитным моментам ионов Fe³⁺ , Fe²⁺ В подрешетки. Например, если предположить, что в твердом растворе Sr_0.9 La_0.1 Fe_11.9 Mn_0.1 O₁₉ все ионы Mn²⁺ в низкоспиновом состоянии находятся в А подрешетке (позиции 4f₁ , 4f₂ ), то при 4.2 К магнитный момент n_B одной формульной единицы этого феррита в соответствии с двухподрешеточной моделью Гортера определяется выражением

n_B = 8·5 - (3.9·5 - 0.1·1) = 20.6 m_B .

Определенная нами намагниченность n_B,77 феррита SrFe₁₂ O₁₉ в поле H=8.6 кЭ при 77 К равняется 15.16 m_B и из-за отсутствия достижения полного магнитного насыщения доля этой намагниченности составляет 0.758 от теоретического значения 20 m_B . Отсюда следует, что рассчитанная по выше указанной формуле намагниченность n_B =20.6 m_B твердого раствора Sr_0.9 La_0.1 Fe_11.9 Mn_0.1 O₁₉ в поле 8.6 кЭ будет равна 20.6·0.758=15.62 m_B , что совпадает с экспериментальной величиной 15.61 m_B . Для твердых растворов Sr_0.8 La_0.2 Fe_11.8 Mn_0.2 O₁₉ , Sr_0.7 La_0.3 Fe_11.7 Mn_0.3 O₁₉ экспериментальные величины n_B,77 = 15.51, 15.90 m_B совпадают с величинами, рассчитанными соответственно по формулам записанных в предположении, что в В подрешетке ферритов Sr_0.8 La_0.2 Fe_11.8 Mn_0.2 O₁₉ , Sr_0.7 La_0.3 Fe_11.7 Mn_0.3 O₁₉ располагаются 22.5, 17 % ионов Mn²⁺ , соответственно, от их общего количества, которые по реакции Mn²⁺ + Fe³⁺ → Mn³⁺ + Fe²⁺ переходят в ионы Mn³⁺ , и значительная доля (77.5, 83 %) ионов Mn²⁺ находится в А подрешетке в низкоспиновом состоянии (m=1 m_В ).

При дальнейшем увеличении степени замещения ионов Fe³⁺ ионами Mn²⁺ (0.4 ≤ х ≤ 0.5) намагниченность (n_В,77 ) твердых растворов Sr_1-x La_x Fe_12-x Mn_x O₁₉ постепенно уменьшается и при значении х=0.5 она равна 13.31 m_B . Такое уменьшение намагниченности возможно, если предположить, что при образовании твердого раствора Sr_0.5 La_0.5 Fe_11.5 Mn_0.5 O₁₉ большинство (0.34 от степени замещения х=0.5, т.е. 68 %) ионов Mn²⁺ замещают ионы железа Fe³⁺ в В подрешетке, которые в результате реакции Mn²⁺ + Fe³⁺ → Mn³⁺ + Fe²⁺ переходят в ионы Mn³⁺ , а эквивалентное количество ионов Fe³⁺ переходит в ионы Fe²⁺ . В А подрешетке находится меньшая доля (0.16 от степени замещения х=0.5, т.е 32 %) ионов Mn²⁺ , находящихся в низкоспиновом состоянии (m=1 m_В ). При таком предположении намагниченность (n_В,77 ), рассчитанная по формуле

равняется экспериментально полученному значению 13.31 m_B . Такое хорошее согласие с экспериментом получено путем подбора распределения ионов марганца по В и А подрешеткам. Для твердого раствора Sr_0.6 La_0.4 Fe_11.6 Mn_0.4 O₁₉ величина, рассчитанная по формуле

равняется экспериментально полученному значению 13.77 m_B . Полученные формулы показывают, что в В подрешетке твердых растворов Sr_0.5 La_0.5 Fe_11.5 Mn_0.5 O₁₉ , Sr_0.6 La_0.4 Fe_11.6 Mn_0.4 O₁₉ находится соответственно 68 и 66.3 % ионов марганца от их общего количества в этих ферритах.

В работе [4] приведены значения намагниченности одной формульной единицы твердых растворов BaFe_12-x Mn_x O₁₉ (x = 0, 1, 2, 4, 6, 8, 9), определенных при температуре 4.2 К в полях до 160 кЭ. Установлено, что увеличение степени замещения х ионов Fe³⁺ ионами Mn³⁺ от х = 0 до х = 9 приводит к постепенному уменьшению намагниченности (М₀ ) от 20 до 0.8 m_B . При этом для значений 0 < х ≤ 4 уменьшение намагниченности происходит почти линейно по уравнению М₀ = 20.0 - 1.5х, а при значениях х > 4 наблюдается значительное отклонение от этой зависимости. Такое линейное уменьшение намагниченности авторы работы [4] объясняют предположением, что все ионы Mn³⁺ , имеющие меньший магнитный момент, чем ионы Fe³⁺ , располагаются в В подрешетке (позиции 12k, 2a, 2b). При этом они считают, что магнитный момент ионов Mn³⁺ равен не 4 m_B , а 3.5 m_B , и в В подрешетке ионы Mn³⁺ ориентированы параллельно магнитным моментам ионов Fe³⁺ . Отсюда следует, что намагниченность (М₀ ) одной формульной единицы твердых растворов BaFe_12-x Mn_x O₁₉ определяется выражением.

Установлено, что на экспериментальных зависимостях 1/χ_d =f(Т) есть изломы.

;(1)

где χ - измеренные значения магнитной восприимчивости; χ₀ – диамагнитный вклад кристаллической решетки, созданный атомами Hg, Te, S, Mn и Fe (без вклада 3d –электронов). Эти зависимости состоят из нескольких прямолинейных участков разного наклона, которые описываются законом Кюри-Вейcса:

;(2)

где С – постоянная Кюри:

;(3)

где N₀ – число Авогадро; M₀ – молекулярный вес; (x+y) – содержание магнитных ионов Mn и Fe; μ_Б – магнетон Бора; S=5/2 – спин и g=2 (g – фактор магнитных атомов Mn, содержание которых - «х»), S=2 для атомов Fe (содержание которых - «у» в кристаллах) брали в соотношении, соответствующем составу загружаемой в ампулу шихты («х» и «у»), причём результирующий спин находится в пределах (2 < S < 2,5) в зависимости от соотношения «х» и «у».

Парамагнитная температура Кюри (θ) для прямолинейных участков 1/χ_d =f(Т) отрицательна, что указывает на наличие между атомами магнитной подсистемы обменного взаимодействия антиферромагнитного характера.

В таблицах 1 и 2 приведены параметры, которые определены на основе полученных 1/χ_d =f(Т) для образцов Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z и Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te, а именно: содержание магнитной компоненты (х) или (х+у) (полученное на основе «усредненных» высокотемпературных участков 1/χ_d =f(Т) при Т ≈ 300 К), парамагнитная температура Кюри (θ), температура излома (Т_с ), значение эффективного магнитного момента атомов с 3d-оболочкой (μ_эф ). Для данного х или (х+у) нижняя строка параметров относится к более высокотемпературному участку зависимости 1/χ_d =f(Т). Причиной изломов на зависимостях 1/χ_d =f(Т) может быть наличие в кристаллах Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z и Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te кластеров или включений других фаз, а точнее их переход из магнитоупорядоченного в парамагнитное состояние при Т_C или Т_N.

К возможным вторым фазам можно отнести MnS₂ (Т_N ≈60К, θ=-592К), MnTe₂ (Т_N =87К, θ=-528К), MnS (Т_N =155К, θ=-982К), MnTe (Т_N =307К, θ=-690К), Mn (Т_N =100К), FeTe (Т_N =63К, θ=-130К), FeTe₂ (Т_N =190К, θ=-220К). Все указанные фазы антиферромагнитны и их присутствие в кристаллах должно приводить к особенностям на 1/χ_d =f(Т) при соответствующих Т_N. Но поскольку особенностей на 1/χ_d =f(Т) при указанных температурах Нееля (Т_N ) не наблюдали, то, наверно, эти фазы в кристаллах отсутствуют.

Поэтому для интерпретации результатов воспользуемся моделью, которая была обоснована в [1] для Hg_1-x Mn_x Se. Из этой модели следует, что в Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z и

Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te могут образоваться кластеры из атомов с 3d-оболочкой, которые занимают близко расположенные узлы в подрешетке ртути. В этих кластерах, которые соответствуют указанным фазам, антиферромагнитное взаимодействие проявляется слабее или сильнее в зависимости от размеров кластеров и температуры.

Таблица 1. Магнитные параметры образцов Hg_1-x Mn_x Тe_1-z S_z

С увеличением размеров кластеров параметры θ и Тс, которые их характеризуют, будут расти, приближаясь к параметрам фаз: MnS₂ , MnTe₂ , MnS, MnTe, Mn, FeTe, FeTe₂ которые соответствуют этим кластерам, а при выделении этих фаз совпадут с ними. Из таблиц 1 и 2 видно увеличение значений θ с ростом содержания атомов с 3d-оболочкой, которое указывает на увеличение размеров кластеров с ростом х или (х+у), но значения θ и Тс для всех исследованных образцов не достигают значений θ и Т_N ни для одной из возможных фаз, что может свидетельствовать об отсутствии в образцах включений вторых фаз. Значит за особенности на зависимостях 1/χ_d =f(Т) отвечают кластеры разных типов и размеров. Как видно из таблиц 1 и 2 изломы на зависимостях 1/χ_d =f(Т) находятся при таких Т=Тс, при которых все возможные включения фаз (а тем более соответствующие им кластеры), кроме MnTe для Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z и Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te_, находятся в парамагнитном состоянии и не могут приводить к изломам на зависимостях 1/χ_d =f (Т). Значит эти изломы на 1/χ_d =f(Т) обусловлены переходами при Т=Тс из магнитоупорядоченного в парамагнитное состояние кластеров типа Mn–Te–Mn–Te и смешанных типа Mn–Te–Mn–S разных размеров для Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z, и кластеров типа Mn–Te–Mn–Te или смешанных Mn–Te–Fe–Te разных размеров для Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te_, в которых непрямое обменное взаимодействие антиферромагнитного характера осуществляется между атомами с 3d-оболочкой через атомы Te и S.

Таблица 2. Магнитные параметры образцов Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te

Низкотемпературные изломы на 1/χ_d =f(Т) Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te (см. таблицу 2) обусловлены переходом в парамагнитное состояние кластеров разных типов Mn–Te–Mn–Te, Mn–Te–Fe–Te (меньших размеров, чем рассмотренные выше). Кроме того в междоузлиях могут находится атомы Fe которые могут быть невзаимодействующими с другими атомами или могут образовывать кластеры Fe-Fe-Fe разных размеров с прямым обменным взаимодействием между атомами Fe внутри кластера

Свидетельством того, что при Т=Тс действительно осуществляется переход кластеров из антиферромагнитного в парамагнитное состояние, является увеличение μ_эф с ростом температуры (см. таблицы 1 и 2). В [2] в рамках высокотемпературного приближения (k_Б Т>>Е_А , где Е_А - энергия обменного взаимодействия между атомами, которые владеют собственными магнитными моментами ) получено выражение для величины парамагнитной температуры Кюри (θ):

;(4)

где J_p – интеграл обменного взаимодействия для пары соседей; k_Б – постоянная Больцмана; z_p – число катионных состояний в p – координационной сфере, а S=5/2 для атомов Mn. Константа θ₀ соответствует предельной величине θ(х) для гипотетического магнитного полупроводника с х=1 и структурой полупроводников типа А^II В^VI .

Это выражение позволяет определить величину обменного интеграла (J₁ ) пары соседей (пары атомов с незаполненной 3d-оболочкой в случае Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z и Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te) в первой координационной сфере ( z =12):

.(5)

Экстраполяция до нуля усредненных в области высоких температур зависимостей 1/χ_d =f(Т), которые описываются законом Кюри-Вейсса, дает значения θ для образца с заданным составом «х» или «х+у». Экспериментальные зависимости θ(х), которые получены для Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z , являются прямыми линиями. Экстраполяция этих зависимостей до х=1 дает θ₀ =-650К (для Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z (z=0,01)) и θ₀ =-770К (для (z=0,05)). Полученные значения θ₀ позволяют определить величину обменного интеграла J₁ /k_Б =-9,3К (для Hg_1-x Mn_x Тe_1-z S_z (z=0,01)) и J₁ / k_Б =-11 К (для (z=0,05)). Величина обменного интеграла (как «усредненная» величина для пар Mn–S–Mn, Mn–Те–Mn) в кристаллах Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z (z=0,01) больше по сравнению с кристаллами Hg_1-x Mn_x Тe, в которых имеют место только пары Mn–Те–Mn, которые характеризуются меньшим по величине J₁ /k_Б =-7,15К по сравнению с парами Mn–S–Mn. Непропорционально большое увеличение θ₀ для Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z (z=0,01) θ₀ =-650 К по сравнению с Hg_1-x Mn_x Те (θ₀ =-505К) можно объяснить образованием в кристаллах Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z кластеров больших размеров типа Mn–S–Mn–S и Mn–Те–Mn–S, что связано наверно с малой растворимостью в системе MnТе–MnS (для Hg_1-x Mn_x S как и для MnS со структурой сфалерита θ₀ ≈ -(950-980К)). Таким образом зависимости q=f(х) и величины q₀ , полученные для разных «z» (0<z£0,05) указывают на то, что величина обменного интеграла (как «усредненная» величина для пар Mn-S-Mn и Mn-Te-Mn в кристаллах Hg_1-x Mn_x Te_1-z S_z ) увеличивается с ростом «z» (поскольку увеличивается количество пар Mn-S-Mn в кристалле, которые характеризуются бóльшим по величине J₁ /к_Б ). Параметры θ, оценённые для высокотемпературных усреднённых зависимостей 1/c_d =f(T), для Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te прямопропорциональны (х+у) - содержанию Mn и Fe в образцах. Экстраполяция этих зависимостей к (х+у)=1 даёт θ₀ = -518 К, что близко к значению θ₀ = -505 К для Hg_1-х Mn_х Te. Следовательно, наличие атомов Fe в Hg_1-х-у Mn_х Fe_у Te, по крайней мере, слабо влияет на характер и энергию (пропорциональную θ) обменного взаимодействия между атомами с незаполненной 3d – оболочкой по сравнению с Hg_1-х Mn_х Te. Полученные значения q₀ позволяют определить величину обменного интеграла J₁ /k_Б = -7,4К для Hg_1-x-y Mn_x Fe_y Te.

В работе [5] для объяснения результатов, полученных при изучении электропроводности твердых растворов ферритов BaFe_12-x Mn_x O₁₉ , привлекаются данные, свидетельствующие о присутствии в этих ферритах ионов Fe⁴⁺ и Mn²⁺ . Используя эти данные и предположения, сделанные нами для объяснения уменьшения намагниченности твердых растворов Sr_1-x La_x Fe_12-x Mn_x O₁₉ при увеличении степени замещения ионов Sr²⁺ , Fe³⁺ соответственно ионами La³⁺ , Mn²⁺ , мы составили формулы, расчеты по которым дают значения намагниченности (М₀ ) твердых растворов BaFe_12-x Mn_x O₁₉ (х=1, 2, 4), равные экспериментально полученным в работе [4]. При этом мы предположили, что часть или все ионы Mn³⁺ , расположенные в А подрешетке в позициях 4f₂ , в результате перескока электрона от иона Fe³⁺ к иону Mn³⁺ по реакции Mn³⁺ + Fe³⁺ → Mn²⁺ + Fe⁴⁺ переходят в ионы Mn²⁺ , находящиеся в низкоспиновом состоянии (t_2g ⁵ e_g ⁰ , m = 1 m_В ). Ионы Mn³⁺ , расположенные в В и А подрешетках, находятся в высокоспиновом состоянии (t_2g ³ e_g ¹ , m=4 m_В ). Образовавшиеся в А подрешетке ионы Fe⁴⁺ также находятся в высокоспиновом состоянии (t_2g ³ e_g ¹ , m=4 m_В ). Магнитные моменты ионов Mn³⁺ в В и А подрешетках и магнитные моменты ионов Mn²⁺ в А подрешетке ориентированы антипараллельно магнитным моментам ионов Fe³⁺ , Fe⁴⁺ в этих подрешетках. Распределение ионов марганца Mn³⁺ по В и А подрешеткам, а также количество ионов Mn³⁺ в А подрешетке, перешедших в ионы Mn²⁺ по реакции Mn³⁺ + Fe³⁺ → Mn²⁺ + Fe⁴⁺ , выбирались таким образом, чтобы рассчитанные значения М₀ совпадали с экспериментальными, полученными в работе [4]. При таком подходе получены следующие формулы для расчета намагниченности твердых растворов BaFe_12-x Mn_x O₁₉

Металлическая проводимость твердого раствора Co_0.4 Mn_0.6 S в диапазоне 80 – 950К может быть объяснена тем, что он является сильнолегированным полупроводником, в котором наблюдается явление компенсации зарядов, создаваемых донорной и акцепторной примесями. Поэтому на зависимости электропроводности σ(Т) нет области примесной проводимости из-за отсутствия инжекции новых носителей заряда в зону проводимости, и ход зависимости σ(Т) подобен металлическому. Однако при высоких температурах (выше 950 K), когда начинается инжекция новых носителей заряда из валентной зоны в зону проводимости, зависимость σ(Т) принимает вид, характерный для полупроводника. Изменение знака α(Т) для Co_0.4 Mn_0.6 S выше 870K (рис.3) также свидетельствует в пользу того, что при высоких температурах Co_0.4 Mn_0.6 S является полупроводником.

Выводы

Таким образом, составы с 0≤Х≤0.3 являются полупроводниками с дырочным типом проводимости (α>0), в то время как состав с X=0.4 имеет металлическую проводимость. В образцах с X до 0.3 в области Т~600К наблюдается переход от примесной к собственной проводимости. Для состава X=0.4 переход к собственной проводимости имеет место при Т>950К. Полученные результаты позволяют утверждать, что в исследованных твердых растворах системы Co_X Mn_{1- X} S реализуются переходы типа металл – диэлектрик как по температуре, так и по концентрации.

Литература:

[1] Г.А. Петраковский, Л.И. Рябинкина, Г.М. Абрамова, А.Д. Балаев, Д.А. Балаев, А.Ф.Бовина. Письма в ЖЭТФ 72 , 99 (2000).

[2] G.A. Petrakovskii, L.I. Ryabinkina, G.M. Abramova, N.I. Kiselev, D.A. Balaev, O.B. Romanova, G.I. Makovetskii, K.I. Janushkevich, A.I. Galyas, O.F. Demidenko. Phys. Met. Metallogr. 93 , 82 (2002).

[3] Л.И. Рябинкина, О.Б. Романова, Г.А. Петраковский, Н.И. Киселев, Е. Шефер, Г.И. Маковецкий, К.И. Янушкевич, А.И. Галяс, О.Ф. Демиденко, Е.А. Мальцева. Сборник докладов Международной научной конференции «Актуальные проблемы физики твердого тела». Издательский центр БГУ, Минск, том 1, 194 (2005).

[4] У. Данлэп. Введение в физику полупроводников. Издательство иностранной литературы, М. (1959), 430 с.

[5] H.H. Heikens, C.F. van Bruggen, C. Haas. J. Phys. Chem. Soc. 39 , 833 (1978).