Транспортные свойства в твердых растворах RexMn1-xS (Re = Ce, Yb)

Введение. В настоящее время большое внимание уделяется вопросам обеспечения качества и надежности ракетно-космической техники. Перед разработчиками стоит задача увеличения сроков действия электронных приборов, размещенных на открытой платформе космического аппарата. Электронные устройства должны быть устойчивы к воздействию космического излучения и функционировать с минимальным потреблением электроэнергии. В качестве перспективных материалов для элементной базы микроэлектроники могут быть использованы мультиферроики на основе сульфидов марганца, замещенных редкоземельными элементами из группы лантаноидов, таких как церий (Ce) и иттербий (Yb). В результате, это приведет к повышению эксплуатационных характеристик изделий и расширению спектра их функционального назначения в аэрокосмической отрасли.

Материалы на основе твердых растворов Re x Mn 1- x S (Re = Ce, Yb) в перспективе могут использоваться в качестве сенсоров, датчиков, устройств записи-считывания информации. Изменение диэлектрической проницаемости в магнитном поле может найти применение при изготовлении СВЧ-приборов [1].

Взаимосвязь магнитных и электрических свойств является важным фактором для создания электронных устройств, действующих на новых принципах и открывающих новые направления, такие как спинтроника [2] и новые материалы-мультиферроики [3].

Магнитосопротивление твердых растворов Ce x Mn 1- x S (Re = Ce, Yb) в парамагнитной области может быть обусловлено наличием вырожденных орбитальных состояний электрона и сильных электронных корреляций. В зависимости от степени заполнения орбиталей могут индуцироваться различные типы орбитальных состояний электронов, включая несоразмерные состояния. Орбитальный порядок может сопровождаться искажением решетки, ян-теллеровским искажением, вызванными связью между электронами и решеткой [4].

При некоторой концентрации допирования может возникнуть орбитально неупорядоченное состояние в результате локальных деформаций решетки. По аналогии с неупорядоченными спиновыми системами, когда в парамагнитной области существуют ферромагнитные поляроны, в области высоких температур вклад в кинетические свойства таких систем дают орбитальные поляроны. При наличии орбитального магнитного момента, например, у электронов в t 2g -состояниях, орбитальные поляроны обладают магнитным моментом. В этом случае энергия орбитального полярона зависит от направления и величины внешнего магнитного поля, и возможен магниторезистивный эффект.

Вырожденные состояния ионов марганца Mn2+ c конфигурацией 3d5 можно создать за счет допирова- ния электронов в 3d-зону, например, при замещении двухвалентного марганца двухвалентным кобальтом с конфигурацией 3d7. Вырождение снимается за счет сильных электронных корреляций, учитываемых при исследовании транспортных и магнитных свойств в твердом растворе CoxMn1-xS. Трехкратное вырождение t2g-состояний снимается последовательно с образованием дублета dβα, dγ (β,α, γ = xy, zx, zy) при ~ 500 К, и с понижением температуры снимается вырождение dα- и dβ-орбиталей при ~ 240 К, которое было обнаружено при расщеплении связанных оптической и акустической мод колебаний из рамановских спектров [5].

Замещение Mn2+ трехвалентным 4f-ионом, например, ионами церия при малых концентрациях x < 0,05, когда можно пренебречь взаимодействием между ионами церия, индуцирует не только орбитальное вырождение, но и зарядовое упорядочение с образованием дефектов по анионной системе. В этом случае имеется донорное и акцепторное допирование.

Сульфиды марганца и церия имеют кристаллическую ГЦК-решетку типа NaCl с параметром постоянной элементарной ячейки a = 5,222 Å (MnS) и а = = 5,777 Å (CeS). Сульфид церия обнаруживает металлический тип проводимости и при низких температурах переходит в магнитоупорядоченное состояние антиферромагнитного типа с T N = 4 К c эффективным магнитным моментом m = 2,78μ B . Согласно теоретическим расчетам 4f-уровень лежит выше дна зоны проводимости в CeS, и ионный радиус церия наибольший среди всех 4f-элементов. Сульфиды иттербия также имеют кристаллическую ГЦК-решетку типа NaCl c постоянной решеткой а = 5,693 Å (YbS). При достижении критической величины давления Р = 8 ГПа решетка YbS сжимается на 12 % [6]. Можно ожидать, что при замещении катионов марганца ионами иттербия давление, оказываемое ближайшим окружением, приведет к смене валентности ионов иттербия и к образованию металлической связи. Если принять валентность металла равной +3, а серы –2, то в каждой элементарной ячейке, содержащей четыре формульные единицы YbS, окажется четыре электрона, не участвующих в связи Me–S. Эти электроны перейдут на связь Me–Me и будут коллективизированы. Образование химических связей между ионами иттербия и марганца индуцирует перестройку электронной структуры в твердом растворе и изменение магнитных и транспортных свойств [7].

Сульфид иттербия при нормальном давлении – полупроводник с прямой щелью в спектре электронных возбуждений ~ 1,3 эВ и непрямой щелью ~ 1,0 эВ между полностью занятым 4f-состоянием и свободными sd-зонными состояниями, которые расположены по энергии на 4 эВ выше по сравнению с 3p-валентной зоной ионов серы. Под действием давления щель монотонно уменьшается, dE g / dp = –6 ± 1 [8], и при

Р = 8 ГПа зоны перекрываются и возникает металлическое состояние. При Р = 10 ГПа наблюдается квантовый резонанс, т. е. суперпозиция f¹³- и f¹⁴-состояний и изменение валентности 2,4, т. е. плотность носителей тока на один ион иттербия составляет 0,4 / Yb. Из ИК-спектров установлено усиление эффективной массы электронов на порядок, что связано с сильными f-электронными корреляциями [9].

Ранее магниторезистивный эффект в парамагнитной области был обнаружен в твердом растворе Gd x Mn 1- x S [10]. Сульфид гадолиния также является металлом, удельное электросопротивление которого в три раза меньше, а постоянная решетки меньше на 5 % по сравнению с CeS. Электронная структура ионов церия и гадолиния существенно отличаются. Ион гадолиния находится в S-состоянии, а у церия спин-орбитальное взаимодействие достигает 0,5 эВ. Разница энергий между двух- и трехвалентным состоянием в сульфидах составляет соответственно 2,5 эВ для церия и 3,8 эВ для гадолиния. Это связано с положением 4f-уровня относительно дна зоны проводимости. В сульфиде марганца расположение 4f-уровня в запрещенной зоне при наличии донорных и акцепторных уровней будет определять положение химпотенциала и, соответственно, кинетические свойства. Следующий момент связан с действием 4f-ионов на ближайшие ионы марганца. Ион церия обладает большим ионным радиусом, и под действием химического давления меняется кристаллическое поле, зарядовая щель и гибридизация валентных связей между ионами марганца и марганца с 4f-элементами.

Целью исследований является изучение транспортных свойств в твердых растворах Re x Mn 1- x S (Re = = Ce, Yb).

Электрические свойства в твердых растворах Ce x Mn1- x S. Экспериментальные результаты и их обсуждение. Электросопротивление твердых растворов Ce _x Mn_{1- x} S было измерено четырехзондовым методом на образцах, охлажденных без магнитного поля и в режиме охлаждения и нагрева в магнитном поле Н = 8 кЭ. Магнитное поле направлено перпендикулярно току. На рис. 1 изображены температурные зависимости электросопротивления для трех составов х = 0,01, 0,03 и 0,05.

При охлаждении в нулевом магнитном поле наблюдается максимум в электросопротивлении, который смещается в сторону низких температур с ростом концентрации от Т = 238 К, х = 0,01, Т = 200 К, х = 0,03 до Т = 166 К, х = 0,05. Ниже температуры максимума сопротивление слабо меняется в некотором интервале температур, причем величина электросопротивления в несколько раз меньше, чем при комнатной температуре.

В магнитном поле Н = 8 кЭ максимум в температурном поведении электросопротивления смещается на 72 К до Т = 166 К для х = 0,01, на 65 К до Т = 134 К для х = 0,03, и для состава с х = 0,05 температуры совпадают, но величина электросопротивления в магнитном поле возрастает в два раза в области комнатных температур и выше, при низких температурах на – 300–500 % (рис. 1, г ). В результате смещения максимума в электросопротивлении, магнитосопротивление (рис. 1) меняет знак с положительного на отрицательный.

,

Рис. 1. Электросопротивление образцов Сe _х Mn_{1- х} S, охлажденных без поля (1) и в магнитном поле Н = 8 кЭ (2) для х = 0,01 ( а ), 0,03 ( в ), 0,05 ( д ) от температуры. Относительное изменение электросопротивления (ρ( H )–ρ(0))/ρ(0) для составов с х = 0,01 ( б ), 0,03 ( г ), 0,05 ( e ) от температуры. Подгоночная функция 1/ R = A exp(–δ _t ) + B exp(–Δ E / kT ), где Δ E = E _c–μ, изображена линией

Электросопротивление образцов, охлажденных без магнитного поля, не меняется при прохождении через магнитный фазовый переход «антиферромагнетик– парамагнетик». В магнитоупорядоченной области сопротивление сохраняет постоянную величину в Сe_0,01Mn_0,99S и плавно уменьшается для состава с х = 0,03 в интервале 124–134 К и скачком при Т = 125 К – для х = 0,05. В области этих температур аномалий в магнитных характеристиках не обнаружено, и это возможно вызвано деформацией кристаллической решетки, которая наблюдалась из температурных зависимостей параметра элементарной ячейки и коэффициента теплового расширения в Со х Mn 1- x S [11]. Замещение марганца кобальтом также приводит к изменению числа электронов в 3d-зоне, в частности, к заполнению верхней хаббардовской зоны t 2g -электрон-ных состояний. Сжатие решетки и уменьшение постоянной решетки при Т = 120 К и 175 К для х = 0,15 в Со _х Mn_{1- x} S объяснялось искажением кубической решетки. Рост элементарной ячейки ниже 250 К связан с орбитальным упорядочением и локализацией носителей заряда (заряженных экситонов).

В образцах, охлажденных и нагретых в магнитном поле, сопротивление возрастает ниже температуры Нееля при Т = 130 К для х = 0,01, Т = 133 К для х = 0,03 и скачком при Т = 132 К – для х = 0,05.

Локализация дырок в интервале 230–250 К сопровождается изменением типа проводимости с прыжкового типа проводимости на туннельный тип. Для концентрации х = 0,05 преобладает туннельная дырочная проводимость. В области 170–180 К максимум в электросопротивлении вызван перестройкой электронной структуры при структурном переходе, который наблюдался в MnS при температуре Т = 165 К. При температурах, выше комнатной, логарифм электросопротивления описывается линейной зависимостью от обратной температуры в интервале 350–450 К с энергией активации ∆ E = 0,1–0,14 эВ. В магнитном поле энергия активации возрастает в 1,6 раза.

В общем случае проводимость обусловлена электронами и дырками, и существует четыре канала проводимости: термоактивационный прыжковый и туннельный типы проводимости электронов и дырок. Ниже будет показано, что преобладает дырочный тип проводимости для х = 0,05. Поэтому ограничимся двумя каналами проводимости σ = σ t + σ hop = A exp(–δ t ) + + B exp(–Δ E / kT ), где Δ E = E c – μ; E c – край подвижности дырок; μ – химический потенциал; δ t – константа туннелирования. На рис. 1 приведена подгоночная функция 1/ R = 1/ R t + 1/ R hop c R t = 3,8 МОм при Т > 170 К, R t = 1,2 МОм, T < 170 К в нулевом поле. Энергия активации совпадает с данными в интервале 350–450 К. Если константа А в туннельном токе меняется в пределах (0,1–1), то относительное уменьшение константы туннелирования при структурном переходе составляет (1–δ t ( Т = 130 К)/δ t ( T = 200 К)) · 100 = 6–8 %. В магнитном поле туннельное сопротивление возрастает до R t = 5,2 МОм при Т > 170 К, R t = 4,0 МОм, T < 170 К, и относительный рост константы туннелирования выше перехода составляет (1–δ t (0)/δ t ( Н )) × × 100 = 2 %, ниже перехода – 8 %. Для состава с х = = 0,01 сопротивления возрастают до R t = 12 МОм при

Т > 170 К, R t = 2,2 МОм, T < 170 К в нулевом поле, и в магнитном поле R t = 9,2 МОм при Т > 170 К, R t = 3,1 МОм, T < 170 К. Относительное уменьшение константы туннелирования при температуре максимума электросопротивления ( T Rm ) составляет (1–δ t ( Т = = 200 К)/δ _t ( T = 250 К)) · 100 = 11–13 % в нулевом поле и в магнитном поле – 6–8 %. Константа туннелирования при T >  T_Rm возрастает в магнитном поле на (1–δ t (0)/δ t ( Н )) · 100 = 1,7 %, и ниже температуры T Rm – на 2,5 %. Туннельное сопротивление в Сe 0,03 Mn 0,97 S составляет R t = 8,5 МОм при Т > 170 К, R t = 1,5 МОм, T < 170 К в нулевом поле, и в магнитном поле R t = 5,1 МОм при Т > 170 К. Относительное уменьшение константы туннелирования при T Rm = 200 К составляет (1–δ t ( Т = 150 К)/δ t ( T = 200 К)) · 100 = 17–18 % в нулевом поле, и в магнитном поле константы туннелирования возрастают на 3 %.

Вероятность туннелирования частиц через потенциальный барьер зависит от толщины барьера, высоты и эффективной массы частицы. Изменение постоянной решетки при переходе от кубической ( С ) к ромбоэдрической ( R ) структуре в Со х Mn 1- x S [11] достигает 0,04 %. Поэтому основным фактором уменьшения константы туннелирования является изменение эффективной массы носителей тока (δ t ^R /δ t ^С )² = m R ^*/ m C ^*, которое составляет m R ^*/ m C ^* = 0,88 для х = 0,05. Для составов с х = 0,01, 0,03 перестройка электронной структуры при температуре T Rm , при которой также наблюдаются аномалии в магнитных характеристиках, вызывает изменение эффективной массы на 20 % для x = 0,01 и 31 % – для х = 0,03. В области низких температур эффективная масса возрастает в магнитном поле m ^*( Н )/ m ^*(0) = 1,05, х = 0,01; 1,06, x = 0,03; 1,18, x = 0,05.

Ромбоэдрическое искажение решетки приводит к уменьшению ширины зоны локализованных состояний (W) и, соответственно, к росту эффективной массы m ^* ~ 1/W. В результате снимается вырождение мультиплетов с проекцией орбитальных моментов L^z = ±1, которые с равной вероятностью занимают верхние и нижние уровни энергий. Включение внешнего магнитного поля определяет ориентацию искажения тетраэдра по одной из пространственных диагоналей куба и приводит к перераспределению мультиплетов в результате зеемановской энергии взаимодействия H L^z . В магнитном поле сокращается спектральная плотность состояний с уменьшением дисперсии осей ромбического искажения и усиливается эффективная масса носителей тока. При дальнейшем нагревании в магнитном поле выше температуры 500 К исчезает орбитальное стекло, ширина спектральной плотности локализованных электронных состояний возрастает, эффективная масса уменьшается, и исчезает зависимость от магнитного поля. Максимум в температурной зависимости электросопротивления вызван рекомбинацией электронов и дырок. В результате деформации кристаллической структуры дно потенциальной ямы электронов становится ниже по энергии потолка потенциальной ямы дырок, и электроны заполняют дырочные состояния. При рекомбинации концентрация носителей тока по дырочным и электронным каналам уменьшается, сопротивление растет.

0,0           0,5            1,0            1,5

U, V

0,04

0,02

0,00

Ч-----'---' ^{1 1 1 1} "I-----'---' ¹ ' ' "Ч-----т..........  0,00 --- 1---------¹---------1---------¹--------?--------¹--------- 1---------¹---------1              0,00 .......I ........I     ........I ........I

1        10      100     1000         -1000    -500      0      500     1000               1        10       100      1000

I, µ A

I, µΑ

Рис. 2. Вольт-амперные зависимости Сe _х Mn_{1- х} S, измеренные без поля (1) и в магнитном поле H = 8 кЭ (2) для х = 0,01 ( а ), 0,03 ( в ), 0,05 ( e ) при комнатной температуре. Изменение напряжения (электросопротивления) в магнитном поле от постоянного тока для х = 0,01 ( б ), 0,03 ( г ), 0,05 ( д ) при Т = 300 К и при

Т = 400 К (2-d). Подгоночная функция I = I ₀ (exp( N ( E _c) U / kT ) – 1 изображена линией

I, µ A

При комнатной температуре были проведены измерения вольт-амперных характеристик без поля и в магнитном поле (рис. 2). С ростом напряжения ток монотонно возрастает, и при напряжении U c > 1,2 В наблюдается скачок. Величина критического напряжения незначительно растет от U c = 1,22 B для х = 0,01 до U c = 1,25 B для х = 0,05. Скачок в зависимости тока от напряжения сдвигается в сторону большего электрического поля U c = 1,26 B для х = 0,01 и U _c = 1,43 B для х = 0,05 в магнитном поле Н = 8 кЭ. Магниторезистивный эффект растет с ростом концентрации и составляет 4 % для х = 0,01, 10 % для х = 0,03, 16 % для х = 0,05 (рис. 2, б , г , д ).

Изменение полярности электрического поля в магнитном поле вызывает сдвиг критического напряжения ( U c ( H ) – U c (– H ))/ U c ( H ) = 0,05 и уменьшение величины магнитосопротивления в два раза для состава с х = 0,03. С ростом температуры магниторезистивный эффект усиливается, и при Т = 400 К магнитосопротивление составляет 14 %. Обнаружена токовая зависимость магнитосопротивления и наличие широкого максимума (рис. 2, г , д ).

При напряжениях U <  U c экспериментальные данные удовлетворительно описываются вольт-амперной характеристикой для диодов Шоттки в прямом направлении I = I 0 (exp( qU / nkT ) – 1), где I 0 – ток насыщения; n – коэффициент идеальности. В наших системах с зарядовым упорядочением заменим величину заряда на плотность заряда N ( E c ) на краю подвижности носителей тока I = I 0 (exp( N ( E c ) U / kT ) – 1).

Внешнее электрическое поле вызывает перераспределение спектральной плотности состояний и рост электронной (дырочной) плотности на краю подвижности в 3–5 раз в зависимости от состава. Это может быть обусловлено сдвигом энергии Ферми к краю подвижности на 20–30 %. Вольт-амперная характеристика является симметричной относительно нуля, и это также объясняется в модели орбитальнозарядового упорядочения. Избыточная плотность электрического заряда располагается в плоскостях ХY , ZX , YZ согласно симметрии волновых функций t 2g -электронных состояний. В электрическом поле вектор поляризации поворачивается по полю, и, соответственно, меняется спектральная плотность. Например, перераспределение заряда из плоскости ZX в плоскость XY вызовет изменение орбитального углового момента в магнитном поле и рост критического напряжения, при котором уровень Ферми переместится к краю подвижности. Конкуренция взаимодействий орбитальных угловых в магнитном поле и поляризации электрических зарядов в электрическом поле является причиной появления максимума в магнитосопротивлении от напряжения.

Электрические свойства в твердых растворах YbxMn1-xS. Экспериментальные результаты и их обсуждение. Измерения электросопротивления для YbxMn1-xS были также проведены компенсационным четырехзондовым методом на постоянном токе в интервале температур 77–1000 К. Температурные зависимости электросопротивления для твердых растворов YbxMn1-xS приведены на рис. 3 и 4. Они имеют типичный полупроводниковый тип и качественно не отличаются от температурной зависимости ρ (Т) для MnS для составов с x ≤ 0,1. При нагревании твердого раствора Yb0,05Mn0,95S энергия активации увеличивается в 1,7 раза при Т = 440 К. С ростом концентрации изменение величины энергии активации уменьшается, и температура сдвигается в область низких температур до Т = 390 К для х = 0,1.

Замещение марганца иттербием приводит к росту концентрации носителей тока и уменьшению энергии активации. Отсутствие платообразных участков в зависимости ρ ( Т ) в твердом растворе указывает на высокую концентрацию донорных состояний по сравнению с собственной концентрацией носителей тока. Энергии примесных состояний ( E i ) находятся ниже дна зоны проводимости ( E c ) на величину Δ E = E c – E i , и с ростом концентрации энергетический интервал уменьшается.

Для состава с х = 0,15 можно установить корреляцию между температурным поведением электросопротивления и восприимчивости. При Т = 288 К наблюдается скачок в электросопротивлении, связанный с уменьшением величины удельного сопротивления в два раза и с ростом обратной восприимчивости. В области высоких температур 880 К < T < 1020 К наблюдается небольшой максимум в электросопротивлении Δρ(Т) / ρ (Т = 960 К) = 0,1 (вставка на рис. 3). Эта аномалия обусловлена совпадением 4f-уровня с химпотенциалом при его смещении от дна зоны проводимости к середине запрещенной зоны, т. е. при низких температурах 4f-уровень заполнен и расположен ниже химпотенциала, а при высоких температурах электроны рассеиваются на f-центрах в результате d-f-обмена, что приводит к максимуму сопротивления [12].

Для состава с х = 0,2 максимум исчезает и наблюдается скачок с изменением удельного сопротивления в три раза при Т = 700 К. Для этого состава можно выделить два температурных интервала 110 К <  T < < 150 К, 325 К <  T < 460 К, где сопротивление от температуры не зависит и характерно для примесного типа полупроводников. В окрестности температуры Нееля Т N = 102 К производная сопротивления по температуре dρ ( Т ) / d T имеет максимум, что характерно для спиновых поляронов. Одной из причин появления скачка в электросопротивлении при Т = 700 К является электрон-фононное взаимодействие, индуцирующее расщепление 4f-подзоны. Наличие ионов разной валентности Yb²⁺ и Yb³⁺ с различающимися на 10–15 % ионными радиусами, между которыми происходит переход, также ответственно за появление электрон-фононного взаимодействия. Электрон-решеточное взаимодействие состоит из взаимодействия электронов с однородной деформацией и с фононами при заданной деформации. Для выяснения этого вопроса необходимо провести измерение ИК-спектров и постоянной решетки от температуры.

Рис. 3. Логарифм сопротивления Yb x Mn 1- x S (1, 2, 3) от обратной температуры для составов с х = 0,05 (1), 0,1 (2) ( a ), 0,15 (3) ( б ) и логарифм концентрации электронов в зоне проводимости с параметрами E g = –1,54 эВ, E f0 = –0,51 эВ, A = 55 К^1/2, x = 0,05 (4), E g = –1,37 эВ, E f0 = –0,32 эВ, А = 8 К^1/2, x = 0,1 (5), E _g = –1,2 эВ, E _f0 = –0,34 эВ, A = 25 К^1/2, x = 0,15 (6). На вставке – зависимость сопротивления от температуры для х = 0,15

Рис. 4. Логарифм сопротивления Yb _x Mn_{1- x} S от обратной температуры для х = 0,2

T, K

T, K

Рис. 5. Относительное изменение удельного электросопротивления от температуры для образцов Yb x Mn 1- x S c x = 0,05 ( a ) и с x = 0,1 ( б )

T, K

Рис. 6. Относительное изменение удельного электросопротивления от температуры для образцов Yb x Mn 1- x S c x = 0,15 ( a ) и с x = 0,2 ( б )

Для оценки вклада крупномасштабных флуктуаций заряда и магнитного момента были проведены измерения проводимости на постоянном токе в магнитном поле и сделан сравнительный анализ(рис. 5, 6). В твердом растворе Yb x Mn 1- x S сопротивление увеличивается в магнитном поле Н = 0,8 Тл в интервале 150 К <  T < < 450 К, и относительное изменение удельного электросопротивления достигает максимума при Т = 329 К. В области комнатных температур имеем гигантский положительный магниторезистивный эффект с изменением величины сопротивления на порядок (рис. 5, a ). Величина энергии активации не меняется в интервале 150–300 К, а предэкспоненциальный множитель в зависимости сопротивления от температуры уменьшается в десять раз в магнитном поле.

В Yb x Mn 1- x S c x = 0,1 уменьшается энергия активации носителей тока в магнитном поле, и магниторезистивный коэффициент меняет знак с отрицательного на положительный при Т = 260 К (рис. 5, б ). Максимум величины (ρ ( Н ) – ρ (0)) / ρ(0 ρ ( Т , Н )) наблюдается при Т = 360 К, и магниторезистивный эффект исчезает асимптотически при Т = 500 К. Качественно подобное поведение сопротивления в магнитном поле с пересечением температурных зависимостей ρ ( Т , Н ) и ρ ( Т , Н = 0)

при Т = 220 К найдено в Yb x Mn 1- x S с x = 0,15. Магнитосопротивление имеет максимум (ρ ( Н ) – ρ (0)) / / ρ (0 ρ ( Т , Н )) = 0,5 при Т = 275 К (рис. 6, a ). Температурная область 200–480 К положительного магнитосопротивления увеличивается с ростом концентрации и для x = 0,2, магниторезистивный эффект больше 100 % при температурах выше комнатных 300–400 К (рис. 6, б ) [13].

Таким образом, в твердых растворах Yb x Mn 1- x S для x > 0,05 магнитосопротивление меняет знак с отрицательного на положительный при нагревании и исчезает в окрестности температуры 450 К. Зависимость сопротивления от температуры имеет активационный вид и качественно отличается от температурного поведения сопротивления на переменном токе. Магнитоемкость положительна на всем исследуемом интервале температур и максимальна для состава с x = 0,2 [14].

Существование магниторезистивного эффекта подтверждает вольт-амперная характеристика, измеренная при комнатной температуре без магнитного поля и в магнитном поле Н = 0,8 Тл. На рис. 7 и 8 представлены зависимости тока от напряжения в твердых растворах Yb x Mn 1- x S.

U, V

Рис. 7. Зависимость тока от напряжения без магнитного поля (1) и в поле Н = 0,8 Тл (2) ( а ); относительное изменение напряжения в магнитном поле от тока при Т = 300 К для состава с x = 0,15 ( б )

-0,3 -I---------1---------1--------1--------1--------1---------1--------1--------1---------1-------

-0,010 -0,005 0,000 0,005 0,010

I, A

U, V                                                I, A

Рис. 8. Зависимость тока от напряжения без магнитного поля (1) и в поле Н = 0,8 Тл (2) ( а ); относительное изменение напряжения в магнитном поле от тока при Т = 300 К для состава с x = 0,2( б )

Вольт-амперная характеристика имеет асимметричный вид в магнитном поле, и магнитосопротивление проходит через максимум при увеличении тока по модулю. Эта асимметрия объясняется спин-орбиталь-ным взаимодействием, которое можно представить в виде λ [ k + Hxr ] x σ, где λ – константа спин-орбитального взаимодействия; k – квазиимпульс электрона; Н – магнитное поле; σ – спин электрона. При изменении направления тока меняется величина квазиимпульса электрона и, соответственно, меняется величина спин-орбитального взаимодействия, что приводит к асимметрии эффективного потенциала взаимодействия [15].

Заключение. В работе изучено влияние магнитного поля на транспортные свойства сульфидов, что может рассматриваться в качестве перспективных материалов для элементной базы микроэлектроники.

Электросопротивление образца Ce x Mn 1- x S, охлажденного в магнитном поле, увеличивается в несколько раз в области низких температур, и температура максимума электросопротивления понижается для двух составов и остается неизменной для х = 0,05. Обнаружено увеличение магнитосопротивления из вольт-амперных характеристик с ростом концентрации и температуры выше комнатной. Установлена зависимость магнитосопротивления от тока.

Вольт-амперная характеристика CexMn1-xS с x = 0,03 является симметричной относительно нуля, и это также объясняется в предложенной модели орбитальнозарядового упорядочения электронов и дырок, кото- рые ниже 500 К находятся в связанном состоянии, и электроны на t2g-состояниях образуют орбитальное упорядочение типа спинового стекла. С понижением температуры уровни энергий занятых t2g-состояний расщепляются в системе с сильными электронными корреляциями. Это вырождение снимается в магнитном поле при взаимодействии с угловым моментом электрона.

Замещение ионов марганца в Yb x Mn 1- x S редкоземельным элементом Yb с переменной валентностью сохраняет антиферромагнитное состояние и полупроводниковый тип проводимости в интервале концентраций 0 <  x < 0,25. Установлено изменение энергии активации при нагревании в температурном интервале 380 К <  T < 440 К для всех составов.

Для твердого раствора Yb x Mn 1- x S было найдено уменьшение энергии активации перехода электронов с примесного уровня в зону проводимости и подвижности носителей заряда в магнитном поле. Установлена смена знака магнитосопротивления с отрицательного на положительный при нагревании в области составов 0,1 ≤ x ≤ 0,2. Определена критическая температура, выше которой исчезает магнитосопротивление.

В твердых растворах Yb x Mn 1- x S для x > 0,05 магнитосопротивление меняет знак с отрицательного на положительный при нагревании и исчезает в окрестности температуры 450 К. Магнитоемкость положительна на всем исследуемом интервале температур и максимальна для состава с x = 0,2.

Существование магниторезистивного эффекта подтверждает вольт-амперная характеристика, измеренная при комнатной температуре без магнитного поля и в магнитном поле Н = 0,8 Тл, она имеет асимметричный вид в магнитном поле, и магнитосопротивление проходит через максимум при увеличении тока по модулю, что объясняется спин-орбитальным взаимодействием.