Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор.
1.1. Особенности зонной структуры интерметаллидов на основе редкоземельных элементов. 9
1.2. Соединения с тяжелыми фермионами СеА12, CeBf). 13
1.3. Коэффициент Холла и магнитосолротивление соединений с тяжелыми фермионами на основе Се. 18
Глава 2. Методика эксперимента.
2.1. Синтез и характеризация образцов. 26
2.2. Установка для измерений коэффициента Холла и магнитосопротивления . 27
2.3. Установка для измерения намагниченности. 30
Глава 3. Эффект Холла в соединении СеА12 .
3.1. Удельное сопротивление и магнитная восприимчивость соединения СеА12. 34
3.2. Холловское сопротивление соединения СеАІ2. 38
3.3 Аномальные составляющие в коэффициенте Холла соединения СеА12. 43
3.4. Обсуждение результатов. 51
Глава 4. Транспортные и магнитные свойства твердых растворов замещения Сс(А1і хМх)2 (М - Со, Ni, х < 0.1).
4,1. Удельное сопротивление и коэффициент Холла соединений Се(А1і хМ„)2 (М - Со, Ni, х < 0.1). 64
4.2. Магнитные свойства соединений ряда Ce(AIi.xMx)2 (М - Со, Ni, х < 0.1). 68
4.3. Магнитосолротивление твердых растворов замещения Се(А1і хМх)2 (М - Со, Ni). 75
4.4. Разделение вкладов в магнито сопротивление соединений Ce(Alj-xMx)2 (М - Со, Ni). 79
4.5. Обсуждение результатов. 92
Глава 5. Транспортные и магнитные свойства соединения СеВб .
4.1. Температурные зависимости удельного сопротивления и магнитной восприимчивости СеВ6. 105
4.2. Магнитные свойства соединения СеВ6. 111
4.3. Магнито сопротивление соединения СеВ6. 119
4.4. Эффект Холла в соединении СеВ6. 124
4.5. Обсуждение результатов. 129
Выводы 143
Заключение 145
Публикации но теме диссертации 146
Цитируемая литература 149
- Коэффициент Холла и магнитосолротивление соединений с тяжелыми фермионами на основе Се.
- Установка для измерений коэффициента Холла и магнитосопротивления
- Аномальные составляющие в коэффициенте Холла соединения СеА12.
- Магнитосолротивление твердых растворов замещения Се(А1і хМх)2 (М - Со, Ni).
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-тшіа и локализованные 4/-орбитали РЗ иона, и, в результате, становятся возможными переходы между различными зарядовыми и спиновыми конфигурациями. Такие переходы приводят к частичной делокализации ^/-состояний, вследствие чего среднее число ^/"-электронов на центр (валентность иона) становится не целочисленным. Кроме того, быстрые флуктуации электронной плотности происходят между магнитными и немагнитными состояниями РЗ ионов, и, таким образом, 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. 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. В последнее десятилетие наибольший интерес исследователей в данной области был связан также с обнаружением режима "нефермижидкостного поведения" в окрестности квантовой критической точки. Таким образом, несмотря на полувековую историю, вопрос об учете эффектов сильных
электронных корреляций, определяющих аномалии физических
характеристик и формирование необычного основного
магнитного/немагнитного состояние в этих соединениях вплоть до настоящего времени остается открытым.
Среди наиболее ярких, ставших классическими, примеров веществ с сильными электронными корреляциями, характеризующихся, в тоже время, сравнительно простой кубической структурой следует отметить соединения СеА12 н СеВб. В этих металлах реализуется сложное магнитоупорядоченное состояние, которое, вплоть до настоящего времени, является предметом активных дискуссий. Дополнительным фактором, позволяющим отнести гексаборид церия к числу модельных объектов среди соединений с сильными электронными корреляциями, является равенство значений концентрации магнитных Се- центров n4j и электронов проводимости пе.
Цель работы. Для выяснения природы необычного
низкотемпературного магнетизма соединений с сильными электронными корреляциями СеВ6 и СеА12 и описания их магнитных свойств представляет интерес проведение прецизионных измерений магнитных характеристик при иизких и промежуточных температурах, отвечающих парамагнитной и магнитоупорядоченньш фазам в этих системах. Поскольку несомненно важным является установление взаимосвязи между аномалиями магнитных и транспортных характеристик исследуемых соединений с сильными электронными корреляциями, в число задач настоящей работы включены прецизионные измерения эффекта Холла и магнитосопротивления СеВ6 и СеА!2, а также сопоставление результатов с предсказаниями существующих теоретических моделей. С целью изучения влияния беспорядка замещения на формирование и перестройку магнитного основного состояния СеА12 в работе исследовались твердые растворы замещения Се(А1/.хМх)2 (М- Со, Ni, х < 0.1).
б Таким образом, в работе представлено комплексное исследование магнитных и транспортных свойств соединений с тяжелыми фермионами СеВ6 и СеА12, а также твердых растворов замещения Се(А1[.хМх)2 (М - Со, Ni, х < 0.1) в широком диапазоне температур 1.8 - 300 К в магнитных полях до 70 кЭ.
Практическая ценность результатов работы. Полученные в диссертационной работе результаты способствуют дальнейшему развитию представлений о 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 и создании новых магниторезистивных датчиков.
Научная новизна работы.
Проведен комплексный анализ гальваномагнитных (коэффициент Холла, магнитосопротивление) и магнитных свойств соединений с тяжелыми фермионами СеАІ2 и CeBg.
Выполненные в работе на оригинальной установке детальные измерения угловых зависимостей коэффициента Холла соединения с тяжелыми фермионами СеАЇ? позволили разделить и классифицировать вклады в аномальный эффект Холла RH(H,T). В интервале температур Т < 10 К обнаружено появление "четной по магнитному полю" аномальной магнитной составляющей холловского сопротивления, связанное с особенностями формирования многочастичных состояний, в том числе, с возникновением ферромагнитных областей наноразмера и реализацией сложной магнитной фазовой Н-Т диаграммы в СеА12 при низких температурах.
Установлен сложный активационный характер изменения с температурой основной аномальной компоненты Rf/''(T) в коэффициенте Холла СеАІ2, не согласующийся с предсказаниями моделей асимметричного рассеяния носителей заряда. Выполнены оценки параметров (эффективные массы, радиус локализации), характеризующих многочастичные спин-поляронные состояния, возникающие в матрице СеА12 при низких и промежуточных температурах.
В работе на основании данных транспортных и магнитнвгх измерений проведен анализ влияния беспорядка замещения в твердых растворах Се(А1}.хМА2 (М - Со, N1, х < 0.08) на энергию связи многочастичных состояний при низких и промежуточных температурах. Впервые обнаружен рост коэффициента Холла в указанных иитерметаллидах примерно в 20 раз при понижении температуры в интервале 2 - 300 К.
Полученные в работе результаты прецизионных измерений магнитосопротивления Ар/р = f(H,T) и намагниченности для магнитного соединения с тяжелыми фермионами СеАІ2 и твердых растворов замещения Се(А11_хМх)2 (х = 0.05, М - Со, Ni) в интервале 1.8 - 30 К в магнитном поле до 70 кЭ позволили выполнить детальный количественный анализ с разделением вкладов в магнитосопротивлеиие. Показано, что наряду с основной "бриллюэновской" -Ар/р ~ Н2 компонентой отрицательного знака, необходимо учитывать также линейную Ар/р ~ А(Т)Н и магнитную Ap/p\mag(HT) составляющие в Ар/р, связанные с особенностями спин-фл у кту анионного режима и формирования магнитоупорядоченного состояния в магнетиках на основе Се. Представлены аргументы в пользу интерпретации эффекта магнитосопротивления в иитерметаллидах на основе церия в рамках модели Иосиды.
6. Выполнены прецизионные измерения транспортных (сопротивление,
коэффициент Холла) и магнитных характеристик гексаборида церия в
интервале температур 1.8 - 300 К в магнитных полях до 70 кЭ на монокристаллических образцах CeBf, высокого качества. В парамагнитной фазе СеВ(> найдено степенное поведение магнитной восприимчивости вида Х(Т) ~ Т , где [і ~ 0.8, отвечающее паулиевскому вкладу многочастичных состояний, перенормируемых с понижением температуры вследствие корреляционных эффектов. Обнаружено, что с уменьшением температуры ниже азотной (Г* ~ 80 К) наблюдается переход к асимптотике слабой локализации удельного сопротивления рт(Т) ~Т~а, где а ~ 0.4.
7. В интервале 3.3 К < Т < 7 К обнаружено скоррелированное активационное поведение коэффициента Холла и магнитной восприимчивости гексаборида церия вида %Р(Т) ~ Rn(T) - exp(Esp/kBT) с энергией активации Е!р/кв ~ 3.3 К = Тд, отвечающее возникновению в матрице СеВ6 ферромагнитных областей наноразмера (~5А). Предложен подход к интерпретации свойств СеВ6, связывающий формирование магнитоупорядоченной фазы при TQ ~ 3.3 К с образованием состояния с волной спиновой плотности (ВСП).
Коэффициент Холла и магнитосолротивление соединений с тяжелыми фермионами на основе Се.
Одним из наиболее ярких примеров веществ с сильными электронными корреляциями являются соединения на основе редкоземельных (РЗ) элементов (Се, Yb, U и т.д.). В отличии от обычных металлов эти соединения характеризуются рядом низкотемпературных аномалий термодинамических и транспортных характеристик. В частности, в интерметаллидах на основе РЗ элементов наблюдается необычный для металлических систем значительный рост коэффициента Холла [1,2], аномально большой квадратичный по температуре { Т) вклад в удельное сопротивление [3], резкое уменьшение удельного сопротивления в магнитном поле [2]. Кроме того, в таких соединениях наблюдается огромный в сравнении с обычными металлами электронный вклад в теплоемкость [4], а также аномальное поведение магнитной восприимчивости [5], которая обнаруживает переход от высокотемпературного кюри-вейссовского поведения, характерного для локализованных магнитных моментов (ЛММ), к низкотемпературной паулиевской восприимчивости со значительно большим в сравнении с обычными металлами значением хо- Такие соединения на основе РЗ элементов принято называть системами с тяжелыми фермиоиами, подразумевая значительное увеличение эффективной массы т носителя заряда в сравнении с массой свободного электрона. Большое значение т объясняется частичной гибридизацией зоны проводимости, образованной s, р, (/-состояниями, и локализованного/-состояния РЗ-элемента, в результате чего возникает узкий многочастичиый резонанс в плотности состояний в окрестности Ер. При этом величина гибридизации определяется характерной энергией взаимодействия где V - среднее значение по элементам матрицы перехода, определяющей степень гибридизации локализованного /-состояния и зоны проводимости (s, р, d- состояний), N(Ef) - плотность состояний на уровне Ферми [6]. Так, в пределе, когда характерная энергия Гц значительно меньше энергии связи Ео невозмущеиного /-состояния Гц « Ео и взаимодействием /электронов с электронами зоны проводимости можно пренебречь, система характеризуется полной локализацией/-состояния и основным состоянием с дальним магнитным порядком. В противоположном случае rR Ео реализуется сильная гибридизация /-состояния и зоны проводимости, приводящая к быстрым флуктуациям электронной плотности между состояниями локализованной /оболочки РЗ-иоиов и зоны проводимости, и, соответственно, к формированию узкого резонанса в плотности состояний на уровне Ферми [7,8]. Отметим, что значение N(EF) в этих соединениях превышает соответствующие значение для обычных металлов на два-три порядка. Так как в результате флуктуации электронной плотности среднее количество электронов на /оболочке (валентность РЗ-иона) становится не целочисленным, этот класс соединений с тяжелыми фермионами получил название соединений с переменной (промежуточной) валентностью [7]. Соединения с переменной валентностью как правило характеризуются парамагнитным основным состоянием и паулиевским поведением восприимчивости с аномально большим значением Хо I7J В настоящей работе будут рассмотрены соединения на основе Се -СеА12, СеВв, а также, твердые растворы замещения Се(А1,М)2 (М - Со, Ni), для которых реализуется промежуточный случай Гк Е0. В связи с этим остановимся на этом случае подробнее. В такой ситуации локализованная 4f-оболочка Се является заметно более стабильной чем при Гц Ео, и валентность Се остается практически целочисленной {пСе 3 [7]). При этом многочастичный резонанс, формирующийся при низких температурах в и плотности состояний в результате флуктуации спиновой плотности, становится заметно более узким. При высоких температурах соединения этого класса характеризуются близким к кюри-вейссовскому поведением млгнитной восприимчивости, соответствующим ЛММ, причем значение эффективного магнитного момента цед- оказывается соответствующим значению свободного РЗ-иона и определяется соотношением где g - g-фактор Ланде, ftB - магнетон бора, J - квантовое число (для Се3+ g(Ce3+)= 6/1, J(CeiAr)= 512 и, в результате, ц = 2.54 /,tB). Однако при низких температурах в эксперименте наблюдается заметное редуцирование ЛММ, и, в ряде случаев, переход к паулиевскому зонному парамагнетизму с аномально большим значениемхо [5].
Для описания такого поведения систем с тяжелыми фермионами принято использовать модель Кондо (см., например [9]), предложенную в 1964 году для описания рассеяния электронов проводимости на ЛММ примесей в металле. В результате антиферромагнитного характера взаимодействия ЛММ ионов примеси и электронов проводимости, соответствующее сечение рассеяния зонных состояний эффективно растет при понижении температуры, при этом в интервале Т Тк (Тк - температура Кондо) наблюдается экранировка спина примеси электронами проводимости. В модели Кондо энергия связи электронов проводимости и ЛММ примеси JEX зависит от степени гибридизации/- и зонных состояний [10]: где N(EF) - плотность состояний на уровне Ферми. Данный подход, также, распространяется и на случай концентрированных кондо-систем, к которым обычно относят рассматриваемый в работе класс металлических соединений на основе РЗ элементов. Причем энергетический масштаб эффекта Кондо квТ в концентрированном случае оказывается сравнимым по величине со значением квТк, отвечающим пределу малой концентрации примеси (4) (Г Тк). Тем не менее, заметное отличие возникает при низких температурах Т Т, когда, благодаря наличию ЛММ РЗ элемента в каждой элементарной ячейке кристаллической структуры, реализуется когерентный режим рассеяния, приводящий к возникновению зоны тяжелофермионных состояний конечной ширины квТ.
Установка для измерений коэффициента Холла и магнитосопротивления
Остановимся далее на свойствах изучаемых в настоящей работе соединений с тяжелыми фермионами СеА12 и CeBg, являющихся классическими примерами представленного выше класса систем.
Соединение СеАІ2, считающееся наиболее типичным примером так называемой магнитной ко ндо-решетки, имеет гранецентрированнуто кубическую (ГЦК) решетку типа MgCu2 [14] с постоянной решетки а 8.061 А [15]. Понижение температуры приводит к появлению аномалий различных физических характеристик, связываемых обычно с коидовским механизмом рассеяния на ЛММ CeJI, Так, на кривой удельного сопротивления р(Г/ наолюдается максимум при температуре ±тах -LV которому предшествует копдовский участок роста р 1пТ с наклоном возрастающим под давлением до 16 кбар [16]. При этом значение температуры Кондо в СеА12, оцененное из данных экспериментов по неупругому рассеянию нейтронов и измерений удельной теплоемкости [17], составляет Тк = 5 К. Излом на зависимости р(Т) при температуре TN 3,8 К сопровождается появлением резкой особенности на кривой коэффициента теплового расширения а(Т), А-типа аномалией на температурной зависимости теплоемкости С(Т) [15], и изломом на кривой магнитной восприимчивости
Следует отметить, что, в то время как кюри-вейссовское поведение магнитной восприимчивости при температурах Т 40 К характеризуется значением эффективного момента близким к соответствующему значению свободного иона Се +fJeff №ce= 2.54//5 [15], максимальное значение момента в магнитоупорядоченной фазе составляет 0.89 fj,B [14,17]. Анализ данных экспериментов по рассеянию нейтронов позволяет авторам [17,19] сделать вывод о магнитном упорядочении ЛММ Се г в синусоидальную модулированную антиферромагнитную структуру при температурах ниже TN 3.8 К. Кроме того, в [17], а также в экспериментах по комбинированному рассеянию авторами [20] установлено, что / -состояние иона Се расщепляется кристаллическим полем на Tj дублет и Г$ квартет, причем энергия расщепления составляет Aj=l00 К. Далее, вследствие сильного электрон-фононного взаимодействия, для квартетного состояния Г$, в свою очередь, снимается вырождение с энергией расщепления А2 = 170 К [20].
При обсуждении магнитной структуры основного состояния СеА12 следует отметить, что заключение авторов [19] о несоизмеримой синусоидально модулированной структуре ( Kj - тип) антиферромагнитиой фазы в СєАІ2 за прошедшие десятилетия неоднократно становилось предметом активных дискуссий. В частности, в [21] на основании результатов измерений дифракции нейтронов, выполненных на монокристаллических образцах СеА12, было предложено описание антиферромагнитного модулированного (АФМ) состояния в терминах трехкомпоыентной по волновому вектору к магнитной структуры (Кщ - тип) с 24-х компонентным параметром порядка (см. также [22]). Далее, в работах [23-24] были приведены аргументы в пользу возникновения в СеА12 магнитной структуры в виде двойной эллиптической спирали с противоположным направлением вращения Се-магнитных моментов в различных ГЦК-подрешетках и небольшим изменением абсолютной величины ЛММ вдоль каждой из составляющих спиралей {Кц - тип магнитной структуры). Согласно [23-24], за изменение по абсолютной величине локализованных магнитных моментов церия вдоль спиралей (амплитудная модуляция магнитной структуры), которое по данным [24] в окрестности Тн составляет около 30% от максимального значения ЛММ церия, по-видимому, следует считать ответственным механизм кондо-компенсации. Отметим также особенности поведения магнитострикции и теплового расширения в этом соединении, наблюдавшиеся в [25-26] в интервале температур 2-5 К в магнитном поле до 15 кЭ, которые были интерпретированы авторами [25-26] в терминах изменения поляризации антиферромагиитиых доменов с переориентацией направления ЛММ к расположению в плоскостях, перпендикулярных внешнему магнитному полю.
В последнее время магнитная структура СеА12 достаточно активно исследовалась также методом iuSR-спектроскопии [11,27-28], однако результаты указанных исследований и сделанные выводы также оказались весьма противоречивыми. Одной из основных причин, затрудняющих изучение магнитного основного состояния в СеАІ2, по мнению авторов [11, 29, 30-31]. может являться зависимость температуры перехода TN и особенностей установления дальнего порядка от внутренних локальных напряжений и примесей малой концентрации, присутствующих в исследованных образцах. С указанными факторами, приводящими к разбросу значений температуры Нееля в диапазоне 7V = 3.4+3.9 К [11], а также с реализацией в образцах СеАІ2, согласно выводам [30], последовательности из двух магнитных переходов с близкими значениями Гл-, по-видимому, следует связать отмеченные выше затруднения в интерпретации магнитной структуры и особенностей фазовой Н.-Т диаграммы в этом соединении. В связи с этим, также, стоит отметить вывод авторов [32, 17-18] о существовании при низких температурах Т Т 12 К ферромагнитных корреляций в матрице СеА12.
Аномальные составляющие в коэффициенте Холла соединения СеА12.
Для исследования полевых и температурных зависимостей намагниченности М(Н,Т) соединений на основе Се в области гелиевых и промежуточных температур использовалась установка, созданная на базе вибрационного магнитометра LDJ-1500 (США). Упрошенная блок схема установки представлена на рис. 3. Измерения проводились в гелиевом криостате (1) со сверхпроводящим магнитом (2). В центре сверхпроводящего магнита (2) во внутреннем объеме (шахта) двустенной ампулы (3), отделенном вакуумной полостью о і гелиевого объема криостата, помещался держатель с образцом (4) на конце штока (5), жестко связанного с колебательной системой (6). В ходе эксперимента образец (4), намагниченный в постоянном поле сверхпроводящего соленоида (2), перемещался в вертикальном направлении с изменением координаты по периодическому закону (амплитуда 1мм, частота 80 Гц), создавая в приемных катушках (7) переменную ЭДС, пропорциональную намагниченности образца. Сигнал с приемных катушек одновременно с опорным сигналом с датчика перемещения штока (8) регистрировался перемещения штока (опорный сигнал), 9 - капилляр, 10 - дроссель с бифилярным нагревателем, 11 - игольчатый вентиль, 12 привод игольчатого вентиля, 13 - термометр сопротивления, 14 - датчик Холла, PC -персональный компьютер. усилителем с синхронным детектором Stanford Research SR830 (США), связанным через интерфейс RS232 с персональным компьютером (PC) (рис. 3). С целью подавления влияния паразитных эффектов (трение и др.), изменяющих амплитуду вибрации образца в магнитном поле, в установке применялась активная система стабилизации (АСС) амплитуды колебаний штока с образцом. В рамках такой АСС напряжение с датчика (8), содержащее информацию о частоте и амплитуде вибрации, использовалось в качестве сигнала обратной связи для генератора звуковой частоты ( 80 Гц), управляющего колебательной системой (6) (см. рис. 3). Точность измерения намагниченности составляла 10"4 emu во всем используемом в работе диапазоне температур 2-300 К.
Для обеспечения регулирования и стабилизации температуры в рабочем объеме с образцом в ходе эксперимента в шахту, соединенную с гелиевым объемом криостата капилляром (9), через дроссель с нагревателем (10) подавалась смесь газообразного и жидкого гелия. Количество гелия, проходящего через капилляр, регулировалось вручную посредством управления приводом (12) игольчатого вентиля (11), выведенного на капку криостата. Варьирование температуры в рабочем объеме с образцом достигалось как путем изменения скорости потока гелия через капилляр, так и с помощью регулирования уровня мощности, выделяемой на нагревателе. Измерение температуры в рабочем объеме с образцом осуществлялось с помощью термометра сопротивления фирмы LakeShore Cryotronics (США) модели CERNOX 1050 (13), установленного внутри вакуумного объема шахты напротив образца. Напряжение с термометра подавалось, далее, на ТС оригинальной конструкции, который вырабатывая управляющий сигнал, изменяя мощность, рассеиваемую бифилярной катушкой нагревателя (10). Применяемая в установке схема на базе оригинального ТС и термометра сопротивления CERNOX 1050 позволяла стабилизировать температуру с точностью 0.01 К во всем используемом в работе диапазоне температур 2-300 К.
С помощью датчика Холла (14), установленного на дне двустенной ампулы в гелиевом объеме и откалибров энного ранее по эталонному измерителю в центре поля сверхпроводящего магнита, измерялась напряженность магнитного поля И в используемой установке. Применяемые в работе узлы и блоки регистрации и управления низкотемпературным магнитным экспериментом были связаны через интерфейс RS232 с персональным компьютером (PC) (рис. 3), который использовался в работе как непосредственно для сбора и обработки экспериментальной информации, так и для управления электронными устройствами, входящими в состав установки. Для калибровки вибромагнитометра по абсолютной величине в работе использовался эталонный образец никеля высокой чистоты.
Магнитосолротивление твердых растворов замещения Се(А1і хМх)2 (М - Со, Ni).
Для анализа результатов измерений угловых зависимостей холловского сопротивления (рис. 6-9) образцов интерметаллида СеА!2 в работе использовалось представление учитывающее, наряду с основной, нечетной по магнитному полю составляющей / и постоянным смещением рт, также присутствие вклада второй гармоники. Процедура разделения вкладов в рамках соотношения (12) наиболее наглядно представлена на рис. 8Ь, где для различных значений магнитного поля в используемом диапазоне Н 80 кЭ показаны как полученные в работе экспериментальные кривые р#е, так и вклады рт и рт, найденные для семейства кривых, измеренных при температуре Т -3.8 К. На рис. 8Ь для оценки точности аппроксимации экспериментальных данных по формуле (12) представлен также разностный вклад /?#е (щ Т0, Но) - рщ - рщ sin((p-(p0i) - рН2 8т2((р-щ2) Отметим, что соотношение (12) является достаточно хорошим приближением везде, за исключением области сильиых магнитных полей Н 50 кЭ, в которой на кривых рИе появляется заметная дополнительная составляющая от четных гармоник следующих порядков (см. панель D нарис. 8b).
Полученные в рамках используемого подхода амплитудные значения основного вклада в эффект Холла рт = рн, являющегося по классификации [1,58] аномальным вкладом от асимметричного рассеяния, и второй компоненты - аномальной магнитной составляющей рт = Рнт в зависимости от температуры и магнитного поля представлены на рис. 10 и рис. 11 соответственно. Как видно из рис. 10, полевые зависимости холловского сопротивления рн(Н,То) являются существенно нелинейными не только в АФМ-фазе CeAU но и в непосредственной окрестности температуры Нееля 7V = 3.85 К (рис. 10а). Указанная нелинейность в магнитном поле И 80 кЭ сохраняется вплоть до температур выше ] 0 К, и лишь в интервале Т 30 К полевые зависимости Рн(Щ становятся линейными (см. рис. 10Ъ).
Температурные зависимости второй компоненты - аномального магнитного вклада в холловское сопротивление рна" (Т,П0), исследовавшиеся при различных фиксированных значениях внешнего магнитного поля, представлены на рис. 11. При относительно малых значениях поля И 30 кЭ появление аномального магнитного вклада соответствует переходу в магнитоупорядоченное состояние при температуре 7 3.85 К (АФМ-фаза на вставке к рис. 11). С ростом величины Н возникновение аномального магнитного вклада риш регистрируется также и при температурах Т 7V, причем в поле Н 60 кЭ присутствие небольшой составляющей рн" наблюдается вплоть до температур Т 8-Ю К (см. рис. 11). Отметим, что такое поведение рн"п(Т,Н) согласуется с результатами исследований магнитной фазовой Н-Т диаграммы этого соединения [92] (см. таюке вставку нарис. 11).
Также интересной особенностью поведения амплитуды аномальной магнитной компоненты холловского сопротивления является немонотонная зависимость Рн""(Щ от магнитного поля для температур Т TN (см. рис. 11). Для большей наглядности при обсуждении результатов в этой части исследования наиболее удобным представляется использование коэффициентов Холла Rna и Кн"\ которые могут быть получены непосредственно из рц и рн"1 при учете геометрических размеров образца и величины напряженности магнитного поля. Полевые зависимости параметров RH И RH"\ полученные из данных рис. 6-9, показаны на рис. 12, Как видно из рис. 12а, в диапазоне гелиевых температур коэффициенты Холла RH и Rff"" сравнимы по порядку величины, причем аномальный магнитный вклад RHam(H,To) действительно оказывается существенно немонотонным. Наблюдаемая на кривых R m(H) особенность в виде максимума в окрестности Нма 15 кЭ (см. рис. 12а) растет по амплитуде с понижением температуры от гелиевой и при температурах Т 3.4 К сравнивается с величиной R}/1. Поскольку анализ в рамках соотношения (12) позволяет1 определить также фазовый сдвиг Л(р (роі-(р02 между основной и четной гармониками холловского сигнала, появляется дополнительная возможность количественной характеризации перестройки аномального магнитного вклада и связанного с ним рассеяния носителей заряда на особенностях магнитной структуры в СеА12 при изменении температуры и магнитного поля.
