Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор.
1.1. Магнетизм соединений редкоземельных (РЗ) элементов с металлической проводимостью. 9
1.2. Квантовое критическое поведение в окрестности антиферромагнитной неустойчивости . 18
1.3. Структура и свойства редкоземельных додекаборидов и некоторых цериевых интерметаллидов. 28
Глава 2. Методика эксперимента.
2.1. Синтез и характеризация образцов. 37
2.2. Установка для измерений коэффициента Холла и магнитосопротивления . 38
2.3. Погрешности измерений. 41
Глава 3. Гальваномагнитные характеристики соединений с тяжелыми фермионами CeCu6.xAux, СеА13.
3.1. Удельное сопротивление соединений CeCu6.xAux, СеАІз. 43
3.2. Магнитосопротивление соединений СеСиб-хАих, СеА13 . 43
3.3 Эффект Холла в соединениях CeCu6-xAux, СеА13. 45
3.4. Обсуждение результатов. 53
Глава 4. Гальваномагнитные характеристики редкоземельных додекаборидов RBn (R - Но, Er, Tm, Lu).
4.1. Удельное сопротивление соединений RB12 (R - Но, Er, Tm, Lu). 91
4.2. Магнитосопротивление соединений RB12 (R - Но, Er, Tm, Lu). 94
4.3. Эффект Холла в соединениях RB]2 (R - Но, Er, Tm, Lu). 103
4.4. Обсуждение результатов. 110
Выводы 141
Заключение 143
Публикации по теме диссертации 144
Цитируемая литература 147
- Квантовое критическое поведение в окрестности антиферромагнитной неустойчивости
- Установка для измерений коэффициента Холла и магнитосопротивления
- Магнитосопротивление соединений СеСиб-хАих, СеА13
- Магнитосопротивление соединений RB12 (R - Но, Er, Tm, Lu).
Введение к работе
Одним из перспективных направлений развития физики конденсированного состояния вещества и физического материаловедения является изучение свойств соединений на основе редкоземельных (РЗ) элементов. Интерес к РЗ соединениям обусловлен, в частности, особенностями их энергетического спектра, в котором близкими по энергии оказываются состояния зоны проводимости s-p-d-типа и локализованные 4/-орбитали РЗ иона, и, в результате,, становятся возможными переходы между различными зарядовыми и спиновыми конфигурациями. В ряде случаев такие переходы приводят к частичной делокализации ^состояний, вследствие чего среднее число ^электронов на центр (а, вследствие этого и валентность иона) становится нецелочисленным. Кроме того, быстрые флуктуации электронной плотности происходят между магнитными и немагнитными состояниями РЗ ионов, и, таким образом, магнитные свойства подобных объектов оказываются зависящими от быстрых спиновых флуктуации. Указанные флуктуации зарядовой и спиновой плотности в РЗ соединениях оказываются причиной перенормировки плотности электронных состояний на уровне Ферми, возникновения тяжелых носителей заряда (тяжелых фермионов), и, как следствие, появления низкотемпературных аномалий термодинамических и транспортных характеристик этих объектов [1-5]. Среди особенностей физических свойств РЗ соединений отмечается необычный для металлических систем значительный рост с понижением температуры коэффициента Холла, резкое уменьшение удельного сопротивления в магнитном поле и др., а также, в ряде случаев, формирование сложного магнитного основного состояния [1-
5].
В последнее время дополнительный интерес к этой области исследований связан с изучением квантовых критических явлений. В частности, сравнительно недавно был обнаружен режим
"нефермижидкостного поведения" в окрестности квантовой критической
точки (ККТ). К числу проявлений такого режима обычно относятся
логарифмическая расходимость электронной теплоемкости С~1пТ, отличное
от кюри-вейсовского поведение магнитной восприимчивости х~Т с
показателем степени В<\, неквадратичная температурная зависимость
удельного сопротивления вида р=р0+Т1, где 1<а<2 и др.
Низкотемпературные эффекты, характеризующие формирование
немагнитного основного состояния, не описываемого в рамках теории Ферми
— жидкости Ландау. Наблюдаемые вблизи ККТ квантовые критические
явления составляют новую бурно развивающуюся область физики
конденсированного состояния вещества и физического материаловедения. В
настоящее время установлено, что среди объектов, относящихся к системам с
нефермижидкостным поведением и располагающихся в широкой
окрестности квантовой критической точки, находится значительное
количество РЗ соединений с тяжелыми фермионами, сильно
коррелированных электронных систем, в которых наиболее ярко
проявляются перечисленные выше аномальные свойства. Тесная взаимосвязь
физики РЗ соединений и квантовых критических явлений заставляет по
новому взглянуть на механизмы, ответственные за аномалии физических
характеристик и формирование необычного основного
магнитного/немагнитного состояния. Поэтому, несмотря на полувековую историю, вопрос об учете эффектов сильных электронных корреляций в этих соединениях вплоть до настоящего времени остается открытым.
Поскольку соединения с тяжелыми фермионами в подавляющем большинстве случаев относятся к системам с металлическим характером проводимости (исключение составляют так называемые Кондо-изоляторы — SmB6, YbBi2, СезВі4Різ, FeSi и др.), одним из наиболее эффективных методов их исследования являются измерения гальваномагнитных характеристик (коэффициент Холла, магнитосопротивление и др.). Именно влияние внешнего магнитного поля на зарядовый транспорт в условиях сильного
рассеяния с переворотом спина носителей заряда на локализованных магнитных моментах 4f - оболочки РЗ ионов оказывается одним из определяющих факторов, позволяющих сделать выбор между различными теоретическими подходами к описанию соединений с тяжелыми фермионами и квантовым критическим поведением.
Отметим также, что исследование магнитотранспорта, как частного случая явлений в магнитном поле, играет существенную роль в определении основного состояния, механизмов рассеяния носителей заряда, а также изучении аномального магнетизма в этих модельных системах.
Среди наиболее ярких, ставших классическими, примеров веществ с сильными электронными корреляциями, характеризующихся, в тоже время, сравнительно простой кристаллической структурой следует отметить соединения СеСщ.хАих, СеА13, а также РЗ додекабориды RBn {R-Ho, Er, Тт, Lu), располагающиеся в непосредственной окрестности соединения с переменной валентностью YbB12. В некоторых из этих соединений реализуется сложное магнитоупорядоченное состояние, которое, вплоть до настоящего времени, является предметом активных дискуссий.
Цель работы.
Целью работы являлось изучение магнитосопротивления (МС) и коэффициента Холла в следующих соединениях:
Классические системы с тяжелыми фермионами СеСщ и СеАІз-Основной задачей исследования являлось выяснение механизма формирования тяжелых носителей.
Система с квантовым критическим поведением СеСщ.хАих. В этом случае акцент делался на исследовании температурных и полевых зависимостей коэффициента Холла в окрестности квантовой критической точки.
РЗ додекабориды RBI2 (R-Ho, Er, Тт и Lu). Для этих объектов цель исследования заключалась в выяснении генезиса особенностей
магнитотранспорта и их связи с возможными корреляционными эффектами в различных магнитоупорядоченных фазах.
Практическая ценность результатов работы.
Полученные в диссертационной работе результаты способствуют дальнейшему развитию представлений о роли квантовых критических явлений, природе эффектов сильных электронных корреляций, определяющих аномалии физических свойств и особенности формирования сложного основного магнитного/немагнитного состояния соединений с тяжелыми фермионами. Кроме того, возможно применение результатов исследования при разработке новых материалов для электроники, пригодных для изготовления датчиков различного типа.
Научная новизна работы.
Впервые обнаружено, что в классических металлических системах с тяжелыми фермионами СеСщ и СеЛ13, коэффициент Холла изменяется с температурой по активационному закону Rh(T)~qxP(EAbT).
Показано, что в системе с квантовым критическим поведением СеСщ.хАих, наряду с обычным нечетным по магнитному полю вкладом, в холловском сопротивлении возникает аномальная четная по магнитному полю составляющая.
Найдено, что компоненты коэффициента Холла в системе с квантовым критическим поведением СеСщ.хАих обнаруживают аномальное поведение в окрестности ККТ (состав с х=0.1). На концентрационных зависимостях коэффициентов Холла, соответствующих как нечетной, так и аномальной четной компоненте в ККТ (при jc=0.1), возникают максимумы, амплитуда которых увеличивается при понижении температуры.
Впервые проведено исследование магнитотранспорта (эффект Холла, магнитосопротивление) в редкоземельных додекаборидах КВп.
Обнаружено, что максимум на температурной зависимости коэффициента Холла в соединениях RB12 подавляется магнитным полем, что свидетельствует о существенной роли корреляционных эффектов в генезисе физических свойств этих соединений.
Структура диссертации
Диссертационная работа состоит из Введения, 4 глав, Выводов, Заключения, списка публикаций по теме диссертации и списка литературы, включающего в себя 138 названий.
Квантовое критическое поведение в окрестности антиферромагнитной неустойчивости
Исследования последних лет в области сильно коррелированных электронных систем в значительной мере концентрируются на изучении так называемых квантовых фазовых переходов или квантовых критических явлений. И хотя этой сравнительно новой проблеме уже посвящен ряд монографий и многочисленные обзоры [17 -55], она весьма далека от полного разрешения.
Квантовые фазовые переходы в отличие от классических являются результатом нетепловых квантовых флуктуации, существование которых обусловлено принципом неопределенности. Речь идет о разрушении дальнего порядка в системе при Т = 0 в результате вариации нетепловых параметров, таких, как давление, концентрация, магнитное поле и т.д., контролирующих уровень квантовых флуктуации [26].
Модель Дониака, иллюстрирующая конкуренцию между РККИ взаимодействием и эффектом Кондо. существенно влияют на поведение вещества в критической области при Т = О, при этом эффективная размерность квантовой системы всегда превышает ее пространственную размерность. Последнее существенным образом влияет на поведение вещества в критической области. Хотя в чистом виде квантовые фазовые переходы наблюдаются только при Т = 0, их влияние на свойства вещества простирается и на область конечных температур.
В основе стандартной теории Ландау фазовых переходов второго рода лежит представление о параметре порядка ц [28-30]. Вблизи точки перехода параметр порядка ц ведет себя следующим образом V «И , (9) где / = (г-Гс)/Гс, а теплоемкость, коэффициент теплового расширения, сжимаемость, являясь функциями параметра порядка, испытывают конечные скачки. В общем случае в (9) под t следует понимать некоторое безразмерное расстояние до точки фазового, выраженное в единицах давления, напряженности магнитного поля, концентрации и т.п. Учет флуктуации в теории Ландау осуществляется путем разложения термодинамического потенциала не только по степеням параметра порядка, но также по его градиентам. Первый значимый член градиентного разложения имеет вид oc(A7)2 2gJ. (10) Величина с размерностью длины называется корреляционной длиной и характеризует пространственную неоднородность системы. В рамках теории Ландау корреляционная длина имеет вид ? = &И "2- (Ц) Используя соотношение (10), можно оценить ширину флуктуационной области из выражения для относительной среднеквадратичной флуктуации параметра порядка [31-32] М.= 2 (12) где d — размерность пространства. Выражение (12) устанавливает также важную связь между размерностью пространства и интенсивностью флуктуации. Из (12) следует, что при d 4 флуктуации параметра порядка являются конечными при любых t, и соответственно флуктуации параметра порядка расходятся при d 4. Размерность d = 4 в данном случае является верхней критической размерностью - d+c . Можно показать, что существует и нижняя критическая размерность d , при которой дальний порядок в системе не существует при любых конечных температурах [26]. Между статическими и динамическими явлениями в критической области имеет место следующее соотношение: ««Г, (13) где г - время релаксации параметра порядка, a z — динамический критический индекс. Рассмотрим теперь схематическую фазовую диаграмму вещества, испытывающего фазовый переход второго рода. Для определенности рассмотрим случай системы, в которой Тс зависит от давления. На рис. 3 ТС{Р) есть линия непрерывного фазового перехода, соответствующего, например, некоторому магнитному превращению [26]. При нормальном давлении температура фазового перехода имеет вполне конечное значение. Повышение давления приводит к значительному падению температуры перехода вплоть до Т = О К при некотором критическом значении давления Рс. В данном случае квантовый фазовый переход при Т = О может рассматриваться как предельный случай классического фазового перехода, имеющего место при Т Ф 0. Однако, возможна ситуация (система в состоянии нижней критической размерности), когда фазовый переход может происходить только при Т = 0. Фазовые переходы, происходящие при Т 0, всегда могут быть описаны в рамках классической статистической механики (под описанием фазового перехода понимается отображение поведения параметра порядка, корреляционных функций и термодинамических величин вблизи 7с). На рис. 3 выделенная область вокруг линии фазового перехода есть область классических флуктуации [33,34]. Таким образом, квантовая механика определяет само существование параметра порядка, однако именно классические тепловые флуктуации управляют его поведением в критической области при Т 0.
В теории квантовых фазовых переходов доказывается, что квантовая статистическая задача о фазовом переходе в d- мерном пространстве при Т = 0 может быть сведена к классической задаче с эффективной размерностью (d+l) [17,20,27,33,34]. В качестве дополнительной координаты здесь выступает мнимое время, заключенное в интервале [0, -ih/kT]. В общем случае координатное пространство такой системы ограничено в направлении времени, но при Т — 0 временной интервал становится неограниченным, и система приобретает все черты классической системы в id + 1) — мерном пространстве. Однако, при описании критических свойств системы, ее эффективная размерность оказывается равной d + z, где z — динамический индекс. Таким образом, эффективная размерность квантовой системы в критической области при Т = 0 может оказаться равной или даже превышать верхнюю критическую размерность d .
Следует также отметить, что при выполнении условия Zr, где LT=MkT - время фазовой когерентности, система не знает, что она находится при конечной температуре, и ведет себя так, как будто она находится в пространстве d+l измерений. Поэтому линии . = Lr условно разделяют фазовую диаграмму вещества с квантовой критической точкой (ККТ) на области с различной эффективной размерностью.
Установка для измерений коэффициента Холла и магнитосопротивления
Для измерений транспортных характеристик в работе использовалась экспериментальная установка оригинальной конструкции, блок-схема которой представлена на рис. 7. Измерения проводились в гелиевом криостате (1) со сверхпроводящим магнитом (2). Для измерений эффекта Холла применялась методика с пошаговым вращением низкотемпературной ячейки (5-10) с образцом в магнитном поле (рис. 7, вставки а и А). Образец (6), подготовленный для измерений эффекта Холла на постоянном токе, помещался на медном держателе (7) поворотного механизма (см. вставку Ъ на рис. 7) вместе с датчиком Холла (8) и эталонным термометром сопротивления фирмы LakeShore Cryotronics (США) модели CERNOX 1050 (9). При помощи датчика Холла (8) измерялась нормальная компонента вектора Н напряженности магнитного поля к поверхности образца. Ось вращения в эксперименте совпадала с направлением измерительного тока / через образец. Подводка контактов к образцу осуществлялась тонкими медными проволочками диаметром 25-40 мкм, которые, в зависимости от свойств исследуемого образца, припаивались или приклеивались серебряной проводящей пастой RS 186-3593 с последующей сваркой электроискровым методом. Электрическое соединение измерительной ячейки с образцом с внешними измерительными приборами осуществлялось при помощи вакуумного разъёма на криогенной вставке, корпус которой был изготовлен из тонкостенной трубки из нержавеющей стали для уменьшения теплопритока в гелиевый объем криостата. Внутри вставки были проложены медные провода в двойной изоляции, свитые попарно для минимизации паразитных наводок, а также располагался шток, передающий вращение от шагового двигателя (4) на держатель с образцом (7). При этом один шаг соответствовал изменению угла держателя на 1.8. После каждого поворота на 2 шага положение медного держателя (7) фиксировалось (см. вставки а и b на рис. 7) и, далее, выполнялись измерения сигналов с потенциальных контактов к образцу, с датчика Холла и термометра сопротивления. Необходимую точность измерений напряжений с образца обеспечивали два нановольтметра фирмы Keithley (США) модели 2182. Для стабилизации и регулирования температуры измерительной ячейки с образцом (5), размещенной на вставке в двустенной ампуле (3), применялся температурный контроллер (ТК) оригинальной конструкции, который управлял мощностью, выделяемой на бифилярно намотанной катушке нагревателя (10). Применение ТК в схеме с термометром сопротивления CERNOX 1050 позволило обеспечить стабилизацию температуры с точностью 0.01 К во всем используемом в работе диапазоне температур (2-300 К). Набор блоков и узлов, используемых для управления параметрами низкотемпературного эксперимента и регистрации сигналов, через микропроцессорное устройство был связан с персональным компьютером (ПК) (рис. 7), который применялся непосредственно для сбора и обработки экспериментальной информации. Для повышения точности эксперимента в программе персонального компьютера был предусмотрен режим статистической обработки данных и, в частности, возможность усреднения по нескольким экспериментальным точкам. Для уменьшения паразитного влияния термоэдс, а также других наводок по постоянному току в измерительном тракте образца в работе при измерениях на постоянном токе Источник тока с/п соленоида
Исследование полевых и температурных зависимостей сопротивления образцов изучаемых в работе интерметаллидов на основе Се проводились на установке упрощенной конструкции без механизма, управляющего вращением образца, причем при измерениях в магнитом поле исследовалось поперечное (ПН, вставка а на рис. 7) магнитосопротивление.
Наиболее точным оказывается измерение электрических величин: так, при использовании цифровых приборов Щ31 и Щ300 разрешение составляет 0.01 — 0.001%. Использование усилителей приводит к увеличению ошибки до 0.1% из-за внутренних шумов.
Ошибка в определении абсолютных значений удельного сопротивления р и коэффициента Холла R при гальваномагнитных измерениях связана, главным образом, с неточностью нахождения толщины образца. Для микроскопа с оптической шкалой типа МБС-10 ошибка определения размеров лежит в пределах 2-7%. Кроме того, дополнительная погрешность возникает при нарушении плоскопараллельности образца и отличии контактов от точечных.
Поэтому максимальная ошибка в определении абсолютных значений р и R может быть оценена величиной -10-15%. Отметим, что относительные изменения р и R, играющие главную роль для результатов и выводов настоящей работы, могли измеряться с существенно более высокой точностью (0.1-1%). Погрешность в нахождении магнитного поля может быть связана с неоднородностью поля в объеме образца и с неточностью калибровки холловского датчика. Малые размеры исследуемых образцов практически исключают первую причину для всех используемых соединений, а оценка ошибки калибровки дает величину 0.1%. При измерении температуры при помощи термометров сопротивления ошибка не превышает 1-2%, по давлению насыщенных паров гелия - не более 1%.
Неточность определения значений физических величин, получаемых в результате обработки экспериментальных зависимостей, обсуждается в следующих главах при описании соответствующих методик расчетов.
Магнитосопротивление соединений СеСиб-хАих, СеА13
Для всех вышеперечисленных соединений с тяжелыми фермионами на основе церия в работе исследовалось изменение удельного сопротивления с магнитным полем при фиксированных значениях температуры в интервале. Температурные зависимости удельного сопротивления р(Т) СеСщ. хАих (х=0, 0.1, 0.2) для различных значений магнитного поля (//=0 кЭ, 70 кЭ) (а) и СеАІз (b). Ha вставке к панели b в логарифмическом масштабе температур представлены зависимости удельного сопротивления р(Т) СеАІз для значений магнитного поля Н=0 кЭ и 70 кЭ. 1.8 - ЗОК. На рис. 9а и 9b представлены типичные зависимости отрицательного магнитосопротивления (ОМС) Лр(Н,Т0)/ро, полученные для двух немагнитных соединений с тяжелыми фермионами СеСщ и СеАІз из измерений в интервале магнитных полей до 70 кЭ. Для интерметаллидов СеСи59Ащ.і и СеСи5.8Ащ.2, которые в исследуемом интервале температур также находятся в парамагнитном состоянии, кривые магнитосопротивления в целом аналогичны представленным на рис. 9, причем для этих твердых растворов замещения величина эффекта ОМС в используемых в работе магнитных полях варьируется в пределах до 13% (х = 0.1) и до 20% (х = 0.2). Таким образом, наблюдаемые отличия зависимостей Лр(Н,Т0)/ро для образцов составов СеСщ.хАих от данных рис. 9а, в основном, сводятся лишь к изменению количественных характеристик эффекта ОМС.
Результаты измерений угловых зависимостей холловского сопротивления соединений СеСщ, СеСи5-8Аио.2, СеА13 и СеСи59Ащ.і для нескольких значений температуры в интервале 1.8 - 300/ в магнитном поле Но 3.7 кЭ представлены на рис. 10а, 10Ь, 10с и 11 соответственно. Для твердых растворов СеСи6.хАих в области составов х 0.3, которые в интервале температур 1.8 - 3007 являются парамагнетиками, при вращении образца в однородном магнитном поле, очевидно, следует ожидать простого вида угловой зависимости холловского сопротивления рі рніСОБ(р, обусловленного изменением по гармоническому закону амплитуды скалярного произведения (п Н) (п — нормаль к поверхности образца) [77].
Полевые зависимости магнитосопротивления Ар/р(Н) СеСщ (а) и СеА13 (Ь) для различных значений температуры. низких температурах был обнаружен четный вклад / /?#2Cos(2# ) (см. кривые для То = 2К на рис. 10а и 11). Необходимо подчеркнуть, что с вышеуказанной дополнительной компонентой рН2 в холловском сигнале соединения в КТТ CeCu5,pAuoj оказываются связанными значительные изменения в расположении экстремумов на экспериментальных кривых угловых зависимостей рнехр((р) при гелиевых температурах (см., например, кривую Т0 = 1К на рис. 11). В такой ситуации традиционная методика, применявшаяся ранее авторами [64-66] для исследования эффекта Холла в СеСщ.хАих, связанная с измерениями при двух значениях (р = 0 и (р = 180, очевидно, ведет к некорректно оцененной величине коэффициента Холла для этих систем, располагающихся в окрестности квантовой критической точки. Действительно, как видно из данных рис. 11, применение традиционной методики, использующей при расчете холловского сопротивления из экспериментальных кривых полуразность (рн(# =0)-/?н( =180о))/2, уже в достаточно малых полях Н 3.7 кЭ приводит к заметной ошибке при определении эффекта Холла.
Наиболее значительное изменение характера угловых зависимостей холловского сопротивления исследуемых соединений для составов вблизи ККТ наблюдаются с ростом магнитного поля. На рис. 12 показана трансформация близкой к гармонической угловой зависимости рн((р) для состава СеСщ.рАщ.і с понижением температуры от 15Кв магнитном поле Н = 30/сЭ. Изменение с магнитным полем гармонического состава кривых Рн{ф), на наш взгляд, особенно наглядно продемонстрировано на рис. 13, где для соединения в квантовой критической точке СеСщ.дАщ.і представлено семейство угловых зависимостей холловского сопротивления, полученное при измерениях в магнитных полях 20, 40 и 60 кЭ при гелиевой температуре. В сильных магнитных полях Н 10кЭ возрастание амплитуды сигнала второй гармоники до значений, сравнимых с основной компонентой в эффекте Холла, делает некорректным использование традиционной методики холловских измерений в СеСщ.дАщ.і в интервале температур Т 20К.
Угловые зависимости холловского сопротивления соединения СеСи59Ащ.і при температурах в интервале 2-ь15А в магнитном поле Н—30 кЭ. Для удобства каждая кривая сдвинута относительно предыдущей на 25 мкОмсм. Рис. 13. Угловые зависимости холловского сопротивления соединения CeCus.gAuo.i при гелиевой температур Т0=43К в магнитных полях Н0=20 кЭ (а), 40 кЭ (Ь) и 60 кЭ (с) и разделение вкладов в рамках соотношения рн ( р, Т0, Но)= рно+ PHI zoscp + pm cos(2( p-zl p)); рнехр - экспериментальные данные, рНі - основной вклад, рн2 - вклад четной гармоники, Лср -фазовый сдвиг между компонентами. 3.4 Обсуждение результатов. 3.4.1 Магнитосопротивление.
Среди теоретических подходов, применяемых для интерпретации аномалий магнитосопротивления в интерметаллидах на основе Се, в подавляющем большинстве случаев предпочтение отдается моделям Кондо-примеси и Кондо-решетки [55, 89-93]. Так, низкотемпературный максимум амплитуды эффекта ОМС для СеАІз, в соответствии с результатом расчетов Златича [89], оказывается связан с температурой Кондо соотношением Тті„ОМС Тк/2, тогда как смена знака Ap/p=f(T) с понижением температуры, согласно [89], должна наблюдаться при Tinv&TK/2п. В [90] величина эффекта ОМС для соединений с тяжелыми фермионами CeAh, СеВ6, СеАІз и 0( рассчитывалась в рамках подхода, учитывающего, наряду с Кондо- эффектом влияние расщепления в кристаллическом поле Fj/2-состояния церия. В рамках модели Кондо- решетки в [91-92] были проанализированы причины перехода в магнитном поле в метамагнитное состояние в соединениях с сильными электронными корреляциями, а также оценена связанная с метамагнитным переходом амплитуда изменения магнитосопротивления для соединения CeRu2Si2 [92].
Магнитосопротивление соединений RB12 (R - Но, Er, Tm, Lu).
Зависимости магнитосопротивления LuBj2 от внешнего магнитного поля приведены на рис. 37. Используемое представление данных Ар/р=/(Н) позволяет выделить интервал Н 30 кЭ, в котором эффект ПМС в LuB]2 достаточно хорошо описывается зависимостью Ар/р Н. С ростом напряженности внешнего магнитного поля в области Н 30 кЭ на кривых Ap/p=f(H2) наблюдается появление тенденции к насыщению ПМС.
Как видно из данных рис. 34-36, в отличие от поведения магнитосопротивления в немагнитном LuB]2, в магнитных додекаборидах в диапазоне температур T TN (парамагнитное состояние) основным эффектом является отрицательное магнитосопротивление (ОМС), сменяющееся на ПМС в магнитоупорядоченной фазе при T TN (рис. 34-35). В то же время, выполненные в работе исследования полевых зависимостей магнитосопротивления магнетиков RB12 обнаруживают в парамагнитной фазе при 7 20 К эффект ПМС достаточно малой амплитуды (см., например, рис. 38а для HoBi2). Понижение температуры до значений Т ТІШІІР в KB и {R - Но, Ег, Тпї) обусловливает появление доминирующего ОМС. Этот вклад в магнитосопротивление в полях Н 40 кЭ с хорошей точностью описывается квадратичной зависимостью Ар/р -Н (см. рис. 38Ь, 39а, 40а). С понижением температуры в сильных магнитных полях Н 50 кЭ на кривых Ap/p=f(H2) наблюдается появление тенденции к насыщению ОМС (см. рис. 38b, 39Ь, 40Ь). Характер полевых зависимостей Ар/р- f(H) в магнитоупорядоченной фазе соединений RBI2 оказывается различным для всех трех магнитных додекаборидов. Так, в НоВ\2 непосредственно вслед за АФ - переходом, ниже Тм наблюдается эффект ПМС, амплитуда которого возрастает с понижением температуры и достигает максимальных значений -150% в поле Н 60 кЭ при Т 2К (рис. 38с). С ростом напряженности магнитного поля на кривых Лр/р= /(H) для T TN в магнитоупорядоченной фазе наблюдаются особенности, отвечающие магнитным ориентационным переходам в HoBj2 и, далее, с подавлением АФ - состояния при Н НС происходит переход к режиму ОМС с квадратичной асимптотикой вида Ар/р -Н, регистрировавшейся ранее для додекаборида гольмия в парамагнитной фазе при TN T Tminp. Отметим, что в сильных магнитных полях Н НС в интервале температур Т Тм 1АК также появляется тенденция к насыщению ОМС.
В отличие от НоВІ2, в магнитоупорядоченной фазе додекаборида эрбия в интервале температур TM T TN между магнитными фазовыми переходами, также, как и в парамагнитной фазе при TN T 20K, сохраняется отрицательное магнитосопротивление (рис. 39Ь), однако амплитуда ОМС оказывается значительно меньшей по абсолютной величине. Эффект ПМС в ЕгВ12 становится заметным лишь при гелиевых температурах (рис. 39с), причем с увеличением Н вслед за интервалом близкого к квадратичному изменения Лр/р-Н на кривых ПМС наблюдается участок резкого роста магнитосопротивления, по-видимому, связанный с ориентационным магнитным переходом при Н1П&2Ъ кЭ.
В магнитоупорядоченной фазе додекаборида тулия при исследовании магнитосопротивления в работе обнаружен фазовый переход в области температур 1.&К Г Тм в магнитных полях Н. 40 кЭ. В окрестности перехода при Не (см. рис. 40Ь) с ростом напряженности внешнего магнитного поля на кривых Ар/р= f(H,T0), наряду с ОМС- составляющей, появляется заметный вклад от ПМС, и, далее, как и в случае НоВ12 и ЕгВ12, подавление дальнего магнитного порядка с переходом в парамагнитную фазу сопровождается
