Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 17
1.1 Основные свойства манганитов перовскитов 17
1.2 Кристаллическая структура и свойства манганитов перовскитов 21
1.3 Механизмы электропроводности в Аі хВхМпОз перовскитах 25
1.4 Электропроводность твердых растворов Lai.xCaxMn03 26
1.5 Влияние легирования Fe на электропроводность Lai xCaxMn03 27
1.6 Механизм двойного обмена 40
1.7 Применение нейтронографии при исследовании манганитов перовскитов 44
1.8 Получение объемных образцов и тонких пленок манганитов перовскитов 1.8.1 Получение, кристаллическая структура и состав перовскитов манганитов LaMnOs+s 54
1.8.2 Получение, кристаллическая структура и состав перовскитов манганитов Lai.xCaxMn03 56
1.8.3 Получение, кристаллическая структура и состав перовскитов манганитов La CaJVuii Fe A 58
1.8.4 Получение пленок перовскитов манганитов методом лазерного напыления 58
1.9 Эффект фазового расслоения в манганитах перовскитах 63
1.10 Применение Мессбауэровской спектроскопии для исследования твердых растворов Ьа Са Мщ. е Оз 66
1.11 Суперионная проводимость 70
1.12 Перспективы практического применения манганитов перовскитов Lai xCaxMn03 71
Краткие выводы к главе 1 73
Глава 2 Получение и исследование Lai-xCaJVui Fe Os 76
2.1 Традиционная твердофазная технология получения Lai-xCaxMni-xFey03 76
2.1.1. Получение объемных образцов Lao.5Cao.5Mno.5Feo.5O3 76
2.1.2 Получение объемных образцов Lao.7Cao.3Mno.5Feo.5O3
2.2 Рентгенофазовый анализ и определение качества образцов 77
2.2.1 Рентгенофазовый анализ и определение качества образцов La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3 78
2.3 Нейтронография 80
2.3.1 Нейтронография La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 84
2.4 Исследование температурной зависимости электропроводности и магнетосопротивления 87
2.5 Описание установки для измерения электропроводности и магнетосопротивления 89
2.6 Исследования механизмов электропроводности La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
и La0.5Ca0.5Mn0.5Fe0.5O3 91
2.6.1 Исследование температурной зависимости электропроводности и магнетосопротивленияLa0.5Ca0.5Mn0.5Fe0.5O3 94
2.6.3 Исследование магнитной восприимчивости, SQUID магнетометрия 96
2.6.4 Мессбауэровская спектроскопия 98
2.6.4.1. Мессбауэровская спектроскопия твёрдых растворов La0.5Ca0.5Mn1-хFeхO3 (x = 0.1 и 0.5). 99
Краткие выводы к главе 2 107
Глава 3 Механизмы электропроводности и расчет микропараметров твердых растворов La0.5Ca0.5Mn0.5Fe0.5O3 и La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 109
3.1 Механизмы электропроводности La0.5Ca0.5Mn0.5Fe0.5O3 109
3.2 Механизмы электропроводности La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
3.2.1 Методика оценки механизмов прыжковой проводимости 117
3.2.2 Расчет микропараметров твердых растворов La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 117
3.2.3 Обсуждение результатов электропроводности La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
Краткие выводы к главе 3 128
Заключение 130
Литература 134
- Кристаллическая структура и свойства манганитов перовскитов
- Рентгенофазовый анализ и определение качества образцов La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3
- Механизмы электропроводности La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
- Расчет микропараметров твердых растворов La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
Кристаллическая структура и свойства манганитов перовскитов
Эпитаксиальные пленки перовскитов обнаруживают большое разнообразие электронных свойств, включая металлические, полупроводниковые и сверхпроводящие, ферро- и антиферромагнетизм, колоссальное магнетосопротивление и сегнетоэлектричество. Они весьма привлекательны как функциональные материалы с отдаленной перспективой создания перовскитной электроники, как альтернативы или существенного дополнения полупроводниковой электроники. Хотя в настоящем времени трудно говорить о такой конкуренции всерьез, но проблемы с повышением степени интеграции электронных схем и стремление к преодолению ограничения заставляют искать замену полупроводниковой электронике. Поэтому высокая функциональность перовскитной электроники (под функциональностью здесь понимается возможность с помощью отдельного элемента выполнить функции целой схемы, такими элементами являются, например, переходы Джозефсона и спиновые клапаны) может стать важным фактором ее конкурентоспособности в будущем. Высокая термическая, коррозионная и радиационная стойкость перовскитных материалов позволит использовать их там, где применение полупроводниковых устройств очень ограничено. Поэтому гетероструктуры, образованные функциональными перовскитными слоями, представляют несомненный интерес.
Отдельно следует отметить особый интерес научного сообщества, возникающий благодаря эффекту КМС и стимулирующий исследования структурных, магнитных и электронных транспортных свойств манганитов смешанной валентности типа R1-xAxMnO3 (где R – редкоземельный элементы, A – двухвалентный щелочноземельный элемент) [16, 6, 5, 17, 18].
Уникальные свойства манганитов смешанной валентности отражены в богатых магнитно-фазовых диаграммах и определены, в частности, сложным сочетанием спинового, зарядового и орбитального упорядочения фаз манганитов [18]. Магнитная фазовая диаграмма включает парамагнитную (ПМ), ферромагнитную (ФМ) и антиферромагнитную (АФМ) фазы, фазы неколлинеарного спинового упорядочения [5, 19], и фаза спинового стекла (СС) [5, 17]. Одно из самых главных свойств манганитов — их склонность к внутренней неоднородности в виде сосуществующих конкурирующих ферромагнитной и антиферромагнитной/парамагнитной фазы [5, 17, 2].
Этот феномен фазового расслоения был подтвержден экспериментальными наблюдениями, во-первых электронного фазового расслоения и во-вторых разупорядоченного фазового расслоения различной размерности [5, 17, 20]. Свойства манганитов перовскитов были описаны с помощью концепции фазового расслоения включая магнитные, транспортные свойства и магнетосопротивления (включая КМС) [2].
На фоне фазового расслоения, одновременное присутствие Mn3+ и Mn4+ ионов в составах типа R1-xAxMnO3 ведет к механизму двойного обмена (ДО) в цепочках Mn3+-O2--Mn4+. Механизм ДО позволяет объяснить появление ферромагнетизма учитывая фазовое расслоение [20], учитывая важную роль искажения Яна-Теллера (ЯТ) связанного с ионами Mn3+ [21]. Ферромагнетизм двойного обмена в сравнении с антиферромагнетизмом (АФМ) Mn3 +- Mn3 + обусловлен другим видом взаимодействия, суперобменом (СО).
Из известной нам литературы твердый раствор La1-xCaxMn1-yFeyO3, или коротко LCMFO, получают путем замены небольшого количества ионов в узлах А в составе La1- xCaxMnO3, легированного дырками материала с КМС, на ионы другого переходного металла, такого как Fe3+ [22, 23, 24, 25, 26, 27, 28, 29, 30, 31], который обладает ионным радиусом близким к радиусу Mn3+ [32] и оказывает влияние на зарядовое упорядочение и механизм двойного обмена [23, 27]. Легирование железом приводит к появлению ряда новых феноменов, проявляющихся в LCMFO в виде ощутимого падения удельного сопротивления , в магнитном поле B, в температурном диапазоне TC в районе перехода ПМ - ФМ. Легирование Fe оказывает сильнейшее влияние на магнитные свойства, приводя к большому снижению Тс [24, 33], приращению магнитной чувствительности и снижению термоостаточной намагниченности [29] и повышению/) на несколько порядков [34, 35].
В LCMFO в результате легирования железом формируются пары Fe3+- Мп4+ [5, 19], которые не поддерживают взаимодействие посредством двойного обмена, ответственного за ферромагнетизм в манганитах перовскитах [27]. Относительная концентрация дырок с х в LCMO, уменьшается до с х-у в LCMFO, что одновременно приводит к уменьшению Тс [36]. Эффекты ЯТ [37] и разупорядоченная кристаллическая решетка индуцируются увеличением концентрации легирования Fe, что вызывает дополнительную локализацию дырок [29].
Было установлено, что разупорядочение и случайное нарушение ДО парами Fe3+-Mn4+ ведет к трансформации из ФМ фазы в смешанную ФМ фазу и фазу спинового стекла для LCMFO, что проявляется в частности в невоспроизводимости на кривых температурных зависимости восприимчивости, снятых в нулевом и в конечном магнитном поле [29]. Характер прыжковой проводимости с переменной величиной прыжка в LCMFO [31] соответствует комплексной плотности локализованных состояний, g(e), исследованной с помощью сканирующей туннельной спектроскопии в LCMO [38] и включающей в себя плавный скачок А, или параболическую зависимость g(e) от энергии внутри щели Л 0.4 эВ в окрестностях уровня ферми ju и резкий скачок 8 при g(e) = 0 с максимальной шириной прыжка 28 = 0.215 эВ.
Рентгенофазовый анализ и определение качества образцов La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3
Микроскопической причиной сильного электрон-фононного взаимодействия является эффект ЯТ для Mn3+. В первую очередь об этом свидетельствуют эксперименты по изотопному обмену 16О 18О и открытию колоссального изотопического эффекта: сдвига точки ФМ – перехода в область более низких температур (ТС (16О) - ТС (18О) 20 К) [71]. Соответствующая теоретическая модель была предложена Миллисом, Литтлвудом и Шрейманом [37]. В этой модели доказывается необходимость учёта локальной перестройки решётки, так как каждый перескок носителя между узлами, занятыми ионами марганца, вызывает зарядовую флуктуацию. Таким образом, в кристалле носитель становится так называемым заряженным магнитоупругим поляроном. В модель ДО, соответственно, вводятся параметры, учитывающие неоднородные статические смещения ионов и взаимодействие спинов носителей заряда с магнитной подрешёткой материала.
Ещё одной достаточно интересной теорией возникновения КМС является гипотеза, предложенная Нагаевым [12]. Специфика вырожденных магнитных полупроводников определяется тем, что носители заряда стремятся поддержать в них ферромагнитное упорядочение, так как оно обеспечивает минимум их энергии. Известно, что пик сопротивления ФМ полупроводников связан с их дефектностью. В вырожденных магнитных полупроводниках роль дефектов играет ионизованная донорная или акцепторная примесь [12]. Вместе с тем, существует влияние магнитного состояния кристалла на перенос заряда. Оба этих фактора были объединены так называемой магнито-примесной теории [12], в которой предполагается, что с ростом температуры у немагнитных примесных атомов появляются эффективные магнитные моменты, которые усиливают взаимодействие носителей заряда с примесными атомами. Эти эффективные моменты максимальны в районе ТС, и именно там максимально сопротивление кристалла.
При повышении температуры ферромагнитный порядок в кристалле нарушается. Однако его нарушение вблизи примеси происходит более медленно, чем в остальной части кристалла, поскольку около неё выше концентрация электронов и, значит, ферромагнитное упорядочение. Поэтому с ростом температуры вокруг примесей возникает избыточный магнитный момент по сравнению с остальной частью кристалла. Рассеяние электронов происходит за счёт взаимодействия с этим магнитным моментом и эффективным кулоновским потенциалом примеси. Поэтому суммарное рассеяние усиливается с ростом температуры. Соответственно увеличиваются число локализованных электронов и рассеяние делокализованных электронов, то есть увеличивается сопротивление. Более того, из-за усиления притяжения электронов к дефектам эти электроны полностью локализуются на них, и может произойти переход Мотта в изолирующее состояние. При дальнейшем повышении температуры избыточная намагниченность вблизи дефектов также нарушается, и кристалл становится опять проводящим. То же самое происходит и под действием магнитного поля, которое стремится установить одинаковую ориентацию спинов и поэтому понижает разницу намагниченностей вблизи и вдали от дефектов.
Нейтронные дифракционные измерения, являющиеся прямым методом наблюдения, позволяют уточнить кристаллическую структуру и магнитный порядок манганитов LCMFO. В ряде работ были проведены исследования на образцах с малым содержанием Fe. В работе [14] была исследована кристаллическая структура керамических образцов La1-xCaxMn1-yFeyO3 (x = 0.3 и y = 0, 0.03, 0.09). Кристаллическая структура образцов La1-xCaxMn1-yFeyO3 в диапазоне температур 1.5 300 K хорошо описывается стандартной для манганитов ромбической пространственной группой Pnma (№ 62). Однозначно установлено, что ионы Fe замещают ионы Mn в их позициях в элементарной ячейке. Таким образом подтверждается предположение о замещении ионами Fe марганца, высказанное во многих работах [25, 33, 47]. Работа [14] корректирует ранние работы, в которых утверждалось, что образцы LCMFO имели неискаженную кубическую элементарную ячейку с пространственной группой Pm3m [29, 31, 31].
Рисунок 1.7.1. Экспериментальные нейтронограммы, измеренные при Т= 1.5 К в области магнитного упорядочения и температурах слегка выше ТС(Т = 260, 230 и 150 К для образцов Ьао.уСао.зМш. е Оз с концентрацией Fe у = 0, 0.03 и 0.09 соответственно) [14]. До начала исследования нейтронной дифракции образцы были охлаждены до гелиевой температуры 1.5 K. Нейтронограммы измерялись в процессе нагрева при T = 1.5, 200, 250, 260 и 300 K для соединения La0.7Ca0.03MnO3; при T = 1.5, 150, 210, 230 и 300 K для соединения La0.7Ca0.3Mn0.97Fe0.03O3; и при T = 1.5, 100, 130, 135, 150 и 300 K для соединения La0.7Ca0.3Mn0.91Fe0.09O3. Такие режимы были выбраны, исходя из особенностей кривых температурных зависимостей магнитной восприимчивости dc(T), предварительно измеренных на этих образцах [29].
В результате нейтронографических исследований образцов La1-xCaxMn1-yFeyO3 (x = 0.3 и y = 0, 0.03, 0.09) [14] было установлено, что манганиты La1-xCaxMn1-yFeyO3 (x = 0.3 и y = 0, 0.03, 0.09) ниже точки магнитного фазового перехода TC находятся в гомогенном ФМ состоянии (Рис.1.7.1).
Механизмы электропроводности La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
Было обнаружено, что образцы La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 относятся к орторомбической пространственной группе Pnma (a = 5.447(2) , b = 7.709(3) , c = 5.467(3) ). Такая же орторомбическая пространственная группа Pnma была обнаружена и в La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3 с x = 0.3 и y = 0.0, 0.03, 0.07 и 0.09 [40]. Объем элементарной ячейки возрастает почти линейно с 229.86 до 230.5 , когда содержание Fe возрастает в интервале 0 y 0.09 в La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3. Из результатов анализа видно, что объем элементарной ячейки при комнатной температуре V 231 3 , что соответствует приведенными результатами в [40]. Анализ магнитного влияния результаты нейтронограммы при низких температурах в образцах La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3 без Fe и с низким содержанием Fe (0 y 0.09) однозначно подтверждает, что магнитные начальные свойства всех составов, которые исследовались были однородными и ферромагнитными.
В [40] также было заявлено, что с повышением концентрации Fe, растет величина насыщения спонтанного магнитного момента и температура Кюри. Было продемонстрировано, что легирование Fe до уровня в диапазоне 0 y 0.1 не изменяет природы магнитного упорядочения в LCMFO. Увеличение спонтанного магнитного момента и температуры Кюри является результатом прямой замены Mn3+на Fe3+ и формирование пар Fe3+- Mn4+ [5, 19], которые не поддерживает взаимодействия по принципу двойного обмена, ответственного за ферромагнетизм в манганитах перовскитах [27], описанных в литературном обзоре.
Анализ экспериментально полученных нейтронограмм для образца La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 (см. Рис. 2.3.1) свидетельствует о формировании антиферромагнитного упорядочения G типа [51]. В антиферромагнитной фазе G типа направленность магнитного момента каждого иона Mn противоположно направленности соседнего иона Mn. В измерениях с снижением температуры наблюдается возрастание на пике интенсивности на интерпланарных плоскостях d = 4.45 , что свидетельствует о формировании антиферромагнитного упорядочения G типа. Анализ температурных зависимостей средних магнитных моментов ионов в составе показал магнитный перенос температуры в антиферромагнитной фазе G типа – 350 К для La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3. На магнитный момент одного иона Mn / Fe приходится 0.9 B при 10 К. По всему температурному диапазону 10 300 К не было замечено появление каких-либо еще пиков интенсивности в интерпланарной плоскости d = 3.85 , что типично для ферромагнетизма в манганитах перовскитах [107].
Полученные результаты исследования температурных зависимостей намагниченности MZFC и MFC (см Рис 2.6.4) не противоречит результатам нейтронографии образца La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3. Нейтронная дифракция подтвердила существование резкого перехода парамагнетик-ферромагнетик. Пока в твердых растворах La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3 (0 y 0.09) переход ФМ-ПМ заметен в MZFC и MFC и сопровождается уменьшением температуры перехода с возрастанием концентрации железа [29]. Прямая замена Mn3+на Fe3+ и формирование пары Fe3+-Mn4+, которая не поддерживает механизм двойного обмена, отвечающий за ферромагнетизм в манганитах перовскитах [27].
Вследствие этого, ожидаемым результатом полного замещения Mn3+на Fe3+ в образце La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 ведет к подавлению ферромагнитного упорядочения. Также стоит отметить, что хорошо известно влияние фазовое разделение магнитных свойств, электрической проводимости и магнетосопротивления на манганиты перовскиты. Важной чертой замещенных манганитов является внутренняя неоднородность, содержащая ряд частиц нано размера, таких как полосы, домены, кластеры, поляроны и т.д. [2]. Наличие фазового расслоения подтверждается рядом измерений, которые прямо на это указывают [5]. Помимо общепринятых прямых экспериментальных методик, таких как малоугловое нейтронное рассеяние (МНР), просвечивающая электронная микроскопия (ПЭМ) и сканирующая туннельная микроскопия (СТМ) позволяют непосредственно наблюдать и идентифицировать наноразмер неоднородностей или кластеров в составе. Измерения в нулевом магнитном поле сигнала спинового эхо методом ядерного магнитного резонанса 139La (сигнал спинового эхо ЯМР в НМП) является еще одним прямым методом, который предоставляет возможность наблюдать эффект фазового расслоения в манганитах перовскитах. К примеру, образец перовскита La0.7Ca0.3Mn0.91Fe0.09O3 исследованный методом ЯМР в НМП 139La сигнал спинового эхо был обнаружен намного выше уровня TC [15]. Этот сигнал подтверждает существование кластера в стеклоподобном состоянии, обнаруженного при изучении магнитных свойств образца La0.7Ca0.3Mn1-yFeyO3 0.05 y 0.1 [30]. Результаты исследований температурных зависимостей намагниченности показанные на рисунке. 2.6.4. идентичны полученным в [30]. Магнитная необратимость, которая является следствием отклонения MZMF(T) от MMF(T) свидетельствует о фрустрированном магнитном состоянии [14] и обладает явным отношением к фазе спинового стекла или фазе кластерного стекла, которая существует при температурах ниже начала необратимости. Таким образом, из сравнения результатов анализа эксперимента нейтронографии и температурных зависимостей намагниченности, M(T), образца La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3 мы можем сделать вывод, что антиферромагнитное упорядочение G типа [51] появляется ниже температуры магнитного фазового перехода 350К. С уменьшением температуры происходит возрастание пиков интенсивности АФМ фазы G типа и одновременно температурная зависимость намагниченности, M(T), предполагает фрустрацию магнитного состояния фазы спинового или кластерного стекла.
Результаты исследований температурных зависимостей намагниченности, показанные на рисунке 2.3.5, схожи с результатами полученными в [30]. Магнитная необратимость, которая явилась следствием отклонения MZFC(T) от MFC(T) свидетельствует о фрустрированном магнитном состоянии [14] и обладает явным отношением к спинно-стеклянной или кластерно-стеклянной фазе, которая находится ниже начала порога необратимости. Как указано выше, некоторые методы исследований позволяют непосредственно наблюдать эффект фазового расслоения. Тем не менее, влияние магнитных пиков наноразмерных ферромагнитных кластеров на интенсивность ядерных пиков сложно увидеть на результатах нейтронографии.
Расчет микропараметров твердых растворов La0.7Ca0.3Mn0.5Fe0.5O3
Кристаллическая структура, магнитные свойства и механизм проводимость в Lao.7Cao.3Mrio.5Feo.5O3 исследовался в температурном диапазоне от 10 до 300 К. Результаты нейтронограммы свидетельствуют о формировании антиферромагнитного дальнего порядка G-типа во всем исследованном температурном диапазоне. Согласно изученной литературе, легирование Lao.7Cao.3Mn03 ионами железа ведет к замене ионов Мп+3 на Fe+3, в результате подавляется механизм двойного обмена и связанный с ним ферромагнетизм. Таким образом, 50% замена Mn/Fe ведет к полному подавлению ферромагнетизма в Lao.7Cao.3Mno.5Feo.5O3 и полученные результаты наших исследований это подтверждают. В пользу сказанного выше говорит и тот факт, что в нашем образце отсутствует эффект колоссального магнетосопротивления в исследуемом диапазоне температур и магнитном поле до 1 Тл. Температурная зависимость проводимости образца Lao.7Cao.3Mno.5Feo.5O3 была исследована в магнитных полях В = 0 и 1 Тл. В результате исследования электропроводности для различных температурных диапазонов было установлено существование механизмов прыжковой проводимости. Было установлено, что перенос носителей заряда соответствует прыжковому механизму проводимости с переменной длинной прыжка по Мотту в температурном диапазоне от 190 К до 220 К и в нулевом магнитном поле, В = 0 Тл, и в температурном диапазоне от 190 К до 320 К в магнитном поле В = 1 Тл. В температурном диапазоне от 260 К до 320 К и в нулевом магнитном поле основным механизмом переноса заряда является прыжковая проводимость с переменной длинной прыжка по Шкловскому-Эфросу.
В результате расчёта микропараметров была определена ширина кулоновской щели А. В нулевом внешнем магнитном поле и диапазоне температур от 260 К до 320 К ширина кулоновской щели составляла А = 0.67 эВ. В нулевом магнитном поле и температуре, соответствующей области прыжковой проводимости с переменной величиной прыжка (Т= 260 - 320 К) значение жесткой щели в ПЛС составило 8 = 0.324 эВ.
Для области прыжковой проводимости с переменной длинной прыжка был рассчитан радиус локализации носителей заряда в ПЛС, который составил а = 1.2 , что согласуется с данными литературных источников, и соответствует радиусу локализации малого полярона в Ьао.7Сао.зМпі_хРехОз.
Краткие выводы к главе 3
В третьей главе настоящей диссертации на основании экспериментальных результатов второй и третьей главы рассмотрены возможные механизмы электропроводности и произведен расчёт микропараметров в модели прыжковой проводимости для образцов твердых растворов Lao.5Cao.5Mno.5Feo.5O3 и Lao.7Cao.3Mno.5Feo.5O3.
В образцах Lao.5Cao.5Mno.5Feo.5O3 были проведены исследования температурной зависимости удельного сопротивления в диапазоне температур Т = 10 К 320 К. В области низких температур Т 60 К 90 К удельное сопротивление исследуемого образца демонстрирует металлическое поведение. А при температурах вблизи 90 К наблюдается переход металл-диэлектрик. Результаты полученные в нулевом магнитном поле, В = 0 Тл и при В = 1 Тл позволяют сделать предположение о наличии суперионной проводимости при Т 170 К. Было установлено, что в диапазоне температур 90320К вторым конкурирующим механизмом электропроводности является прыжковая проводимость с переменной длинной прыжка по Шкловскому-Эфросу и определены ширина кулоновой щели в плотности локализованных состояний А = 0.43 эВ, жёсткой щели = 0.13 эВ, радиус локализации малых поляронов а = 2.5 (). Эти результаты дополняют данные, полученные при анализе экспериментальных кривых в интервале температур 173 К 276 К (область с преобладанием суперионной проводимости). На интервалах температур от 90 К до 170 К и от 280 К до 320 К для образцов твердых растворов Lao.5Cao.5Mno.5Feo.5O3 преобладает прыжковая проводимость с переменной длинной прыжка. Такое сложное поведение температурной зависимости электропроводности, когда два интервала прыжковой проводимости относящиеся к одному механизму разделены температурным интервалом с другим доминирующим типом электропроводности наблюдалось ранее в манганитах перовскитах. Например, в твёрдых растворах La1- SigVbi1-yFeA (х = 0.3, у = 0.25) [116] два интервала Моттовской прыжковой проводимости с переменной длинной прыжка были разделены интервалом прыжковой проводимости с переменной длинной прыжка по Шкловскому-Эфросу.
В результате исследования температурной зависимости удельного сопротивления в диапазоне температур Т = 10 К 320 К на образцах Lao.7Cao.3Mno.5Feo.5O3 было установлено, что перенос носителей заряда соответствует прыжковому механизму проводимости с переменной длинной прыжка по Мотту в температурном диапазоне от 190 К до 220 К в нулевом магнитном поле, В = 0 Тл, а в магнитном поле В = 1 Тл в температурном диапазоне от 190 К до 320 К. В температурном диапазоне от 260 К до 320 К и в нулевом магнитном поле основным механизмом переноса заряда является прыжковая проводимость с переменной длинной прыжка по Шкловскому-Эфросу. Были определены значения микропараметров. В нулевом внешнем магнитном поле и диапазоне температур от 260 К до 320 К ширина кулоновской щели составляла А = 0.67 эВ, значение жесткой щели в ПЛС составило д = 0.324 эВ.