Письма в ЖЭТФ, том 115, вып. 4, с. 262 - 269

Подобие механизмов формирования областей фазового расслоения

в Y₃Fe₅O₁₂, EuFeO₃, YCrO₃, Eu₂CuO₄ и в мультиферроиках RMn₂O₅

(Миниобзор)

Б.Х.Ханнанов, Е.И.Головенчиц, В.А.Санина¹⁾

Физико-технический институт им. А. Ф. Иоффе РАН, 194021 С.-Петербург, Россия

Поступила в редакцию 14 декабря 2021 г.

После переработки 28 декабря 2021 г.

Принята к публикации 29 декабря 2021 г.

При исследовании магнитной динамики ряда магнитных кристаллов с 3d ионами различной сим-

метрии в них были обнаружены области фазового расслоения, которые оказались подобными областям

фазового расслоения в мультиферроиках RMn2O5 с зарядовым упорядочением. Скорее всего это обу-

словлено тем, что в доменных стенках исследованных кристаллов возникают флексоупругие, магнито-

электрические неоднородности с повышенной концентрацией электронов, изменяющей зарядовый состав

ионов в таких стенках. При этом энергетически выгодным оказывается такое изменение валентностей

у 3d ионов, при котором возникает их зарядовое упорядочение. В результате в доменных стенках этих

кристаллов возникает фазовое расслоение, подобное формирующемуся в мультиферроиках RMn2O5.

DOI: 10.31857/S1234567822040097

Введение. В представленной работе обнаруже-

RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅ относятся к классу

но, что в целом наборе магнитных кристаллов с

мультиферроиков II-го типа, в которых при темпера-

различной симметрией и различными типами маг-

турах ниже температур Кюри (T ≤ T_C = 30-35 K)

нитного упорядочения при низких температурах на-

возникает сегнетоэлектрическое упорядочение, ин-

блюдается общая магнитная динамика на СВЧ.

дуцированное магнитным упорядочением с темпера-

Изучались следующие кристаллы: ферримагнетик

турами Нееля T_N ≤ 35-40 K [5,6]. Однако, как ока-

железо-иттриевый гранат Y₃Fe₅O₁₂ (YFeG) с куби-

залось, такое мультифероидное состояние не явля-

ческой симметрией O^10h с температурой магнитно-

ется однородным. Наличие в кристаллах RMn₂O₅

го упорядочения (T_N = 560 K); антиферромагнети-

и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅ одинакового количества разно-

ки со слабым ферромагнетизмом (ортоферрит евро-

валентных ионов Mn³⁺ и Mn⁴⁺ (зарядового упорядо-

пия EuFeO₃ (EuFeO) и ортохромит иттрия YCrO₃

чения), расположенных в соседних плоскостях, пер-

(YCrO)) c симметрией P bnm и T_N = 666 K и T_N =

пендикулярных оси c (2D расположение ионов), обу-

= 142 K соответственно. Подобная магнитная дина-

славливает появление в матрице кристаллов локаль-

мика наблюдалась также в ранее изученном двумер-

ных областей фазового расслоения, существующих

ном антиферромагнетике Eu₂CuO₄ (EuCuO) с тет-

в широком диапазоне температур от гелиевых до

рагональной симметрией (пр. гр. I4 = mmm), T_N =

комнатных. Они представляют собой нанообласти -

= 270 K [1]. Во всех этих кристаллах наблюдался

сверхрешетки масштаба 700-900 A^◦, состоящие из сло-

один и тот же набор линий ферромагнитного резо-

ев, перпендикулярных оси c, содержащих различное

нансa (ФМР), что и в исследованных ранее мульти-

количество ионов Mn³⁺ и Mn⁴⁺ и перезаряжающих

ферроиках RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅ с различны-

их электронов. При комнатной температуре области

ми редкоземельными ионами, имеющих при комнат-

фазового расслоения (сверхрешетки) были обнару-

ной температуре центральную симметрию P bam [2-

жены в рентгеновском дифракционном исследова-

4]. Задачей данной работы явилось выяснение приро-

нии [7].

ды формирования подобной магнитной динамики в

Аналогично La(Sr)MnO₃

[8-12], в RMn₂O₅ и

YFeG, EuFeO, YCrO и EuCuO и в мультиферроиках

R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅ области фазового расслоения спон-

RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅, а также изучение свойств

танно формируются при балансе трех сильных кон-

областей фазового расслоения в этих кристаллах.

курирующих взаимодействий: двойного обмена (с ха-

рактерной энергией 0.3 эВ, обеспечивающего перенос

электронов между ферромагнитными ионами Mn³⁺-

¹⁾e-mail: sanina@mail.ioffe.ru

Mn⁴⁺); эффекта Яна-Теллера (с характерной энер-

262

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

Подобие механизмов формирования областей фазового расслоения . . .

263

гией 0.7 эВ, вызывающего локальное искажение ре-

шетки вблизи ян-теллеровских ионов Mn³⁺ и способ-

ствующего накоплению электронов в нанообластях);

и кулоновского отталкивания электронов (1 эВ), при-

водящего к равновесному состоянию областей фазо-

вого расслоения. Формирование состояний областей

фазового расслоения сильными взаимодействиями

обуславливает их существование до высоких темпе-

ратур.

При низких температурах, при мультиферроид-

ном упорядочении RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅, обла-

сти фазового расслоения в них представляют собой

мультиферроидные доменные стенки между объем-

ными доменами в матрице этих кристаллов [2]. При

T > T_N эти области формируют замороженные су-

перпарамагнитное и суперпараэлектрическое состо-

Рис. 1. (Цветной онлайн) Набор ФМР от отдельных

яния [13]. Суперпараэлектрическое состояние реали-

слоев сверхрешеток областей фазового расслоения в

EMO и ECMO. F = 31.6 ГГц, T = 5 K, H∥b

зуется до температур, близких комнатной темпера-

туре, в то время как суперпарамагнитное состояние

наблюдается до более низких температур. В таких

3 мм и площадью 3-5 мм². Для измерений ФМР ис-

состояниях нами были обнаружены указанные вы-

пользовался спектрометр магнитного резонанса про-

ше ФМР [2-4] и электрическая поляризация в целом

ходного типа с малой магнитной модуляцией. Изме-

наборе мультиферроиков RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅

рения проводились в диапазоне температур 5-300 K,

[14-20]. Оба эти состояния существуют от самых низ-

на частотах 30-40 ГГц в магнитном поле до 2 Тл, со-

ких до температур, при которых kT ≤ E_A (E_A - ак-

здаваемом электромагнитом. Криостат с оптически-

тивационный барьер на границах областей фазового

ми окнами помещался в микроволновый канал, обес-

расслоения с матрицей кристалла).

печивающий однородное распределение СВЧ волны

Локальные области фазового расслоения в

вблизи образца. СВЧ излучение (волновой вектор k)

RMn₂O₅

и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅ представляют собой

было перпендикулярно развитой плоскости пластин-

набор ферромагнитных слоев (сверхрешеток), со-

ки. Постоянное магнитное поле H ориентировано

держащих различное количество ферромагнитных

вдоль различных осей кристалла и перпендикуляр-

пар ионов Mn³⁺-Mn⁴⁺ и электронов, перезаряжа-

но направлению микроволнового поля h. Сигналы

ющих эти ионы. Было установлено, что свойства

ФМР усиливались SR530 Lock-in усилителем. Сим-

слоев сверхрешеток определяются соотношением

метрия кристаллов и их состав определялись рентге-

количества ионов Mn³⁺ и Mn⁴⁺ в отдельных слоях,

новским фазовым анализом и рентгеновским флюо-

что определяло и соотношение интенсивностей ли-

ресцентным методом соответственно.

ний ФМР от соответствующих слоев [2-4]. В работах

Экспериментальные результаты и их ана-

[3, 4] была продемонстрирована возможность управ-

лиз. На рисунках 2a-d представлены наборы линий

ления свойствами сверхрешеток при изменении

ФМР при T = 5 K для кристаллов YFeG, EuFeO,

температуры, магнитного поля, а также оптической

RCrO (R = Y, Eu), EuCuO, соответственно, на часто-

накачки, перераспределяющих число ионов Mn³⁺

тах, указанных на риcунках.

и Mn⁴⁺ в слоях сверхрешеток в Eu_0.8Ce_0.2Mn₂O₅.

Как видно из рис.2, во всех этих магнитных кри-

На рисунке 1 при T

= 5K представлены линии

сталлах наблюдаются наборы ФМР, подобные пред-

ФМР (2L, 1L, L0, 1R, 2R) в EuMn₂O₅ (EMO) и

ставленным на рис. 1 ФМР в мультиферроиках EMO

Eu_0.8Ce_0.2Mn₂O₅ (ECMO). Видно, что наборы линий

и ECMO.

ФМР в обоих кристаллах подобны, но интенсивность

Важным свойством, ответственным за формиро-

таких линий в ECMO значительно больше.

вание областей фазового расслоения в мультиферро-

Объекты и методы исследования. Изучен-

иках RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅, является наличие в

ные в работе монокристаллы выращивались методом

матрицах этих кристаллов одинакового количества

спонтанной кристаллизации из раствора-расплава,

3d ионов различной валентности Mn³⁺-Mn⁴⁺ (заря-

описанном для случая выращивания RMn₂O₅ в

дового упорядочения). Однако матрицы кристаллов

[21, 22]. Они имели форму пластинок толщиной 1-

YFeG, EuFeO, RCrO и EuCuO не содержат 3d ионов

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

264

Б.Х.Ханнанов, Е.И.Головенчиц, В.А.Санина

Рис. 2. (Цветной онлайн) Наборы линий ФМР при T = 5 K, на частотах, указанных на рисунках, в кристаллах: YFeG

(a), F = 32.8 ГГц, T = 5 K, H∥a, k∥c; EuFeO (b), F = 31 ГГц, T = 5 K, H ⊥ c; RCrO (c) (R = Y - верхняя, красная кри-

вая, Eu - нижняя черная кривая), F = 33.86 ГГц, T = 5 K, H∥c; и EuCuO (d), F = 31.4 ГГц, T = 5 K. На рисунках 2a

и b черные точки нарастание поля, красные - снижение поля

с различной валентностью. Объемные домены этих

ют модулированные в пространстве спиновые струк-

кристаллов содержат ионы Fe³⁺, Cr³⁺ и Cu²⁺ соот-

туры, приводящие к появлению неоднородных со-

ветственно. Наблюдение же в этих кристаллах на-

стояний с локальными механическими, магнитными

боров линий ФМР, подобных набору таких линий в

и электрическими (флексо-магнитоэлектрическими

RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅, свидетельствует о том,

(ФМЭ)) искажениями. При этом группа симметрии в

что и в этих кристаллах имеются локальные обла-

таких доменных стенках понижается до нецентраль-

сти, свойства которых подобны свойствам областей

ной. Этот эффект должен иметь место в любых маг-

фазового расслоения в мультиферроиках RMn₂O₅ и

нитных кристаллах, в том числе и с центром симмет-

R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅. При этом они должны представлять

рии [23, 24]. В такой доменной стенке возникает внут-

собой сверхрешетки из ферромагнитных слоев, со-

реннее электрическое поле, что повышает энергию.

держащих пары иных 3d ионов с разными валент-

Это состояние понижает энергию за счет экраниров-

ностями, обеспечивающих такой набор конкуриру-

ки электрического поля натекающими носителями

ющих взаимодействий, который формирует страйп-

заряда из матрицы внутрь доменных стенок. При

структуры, подобные тем, которые наблюдаются в

этом изменяется зарядовый состав ионов внутри сте-

мультиферроиках RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅.

нок (т.е. возникают ионы с различной валентностью),

В работах [23, 24] показано, что в доменных стен-

что обуславливает возможность формирования об-

ках магнитных кристаллов, расположенных меж-

ластей фазового расслоения, аналогичных тем, ко-

ду объемными доменами, с противоположно ори-

торые возникали в мультиферроиках RMn₂O₅. От-

ентированными магнитными моментами, возника-

метим, что в RMn₂O₅ области фазового расслоения

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

Подобие механизмов формирования областей фазового расслоения . . .

265

возникали внутри магнитных доменов матрицы, из-

начально содержащих ионы различной валентности.

При этом они концентрировались вблизи искажений

решетки внутри доменных стенок (фактически явля-

ясь доменными стенками). В то время как в YFeG,

EuFeO и YCrO области фазового расслоения появ-

ляются непосредственно в доменных стенках между

магнитными доменами матрицы, содержащими ионы

одинаковой валентности (Fe³⁺ и Cr³⁺).

В работе [25] показано, что переход Мотта в

орбитально вырожденных системах может происхо-

дить не в стандартной последовательности “изоля-

Рис. 3. (Цветной онлайн) Схемы электронных состоя-

тор Мотта-слабо коррелированный металл”, а че-

ний и ориентаций спинов электронов для двух каче-

рез новую промежуточную фазу с зарядовым (а не

ственно различающихся состояний: орбитальных рас-

щеплений (левая часть рис. (a), оба иона имеют валент-

орбитальным) упорядочением. При этом отключе-

ность Cu²⁺; нет зарядового упорядочения CO; при-

ние орбитального вырождения и возникновение за-

сутствует ян-теллеровское JT расщепление c энерги-

рядового упорядочения являются альтернативой ис-

ей E = -2 JT из кубической фазы в тетрагональную).

кажению Яна-Теллера (E_JT ). Это происходит при

Для случая зарядового упорядочения CO пар ионов

переключениях между состояниями с локализован-

Сu³⁺-Cu¹⁺ (правая часть рисунка (b), отсутствует JT

ными и подвижными электронами, которые способ-

искажение, энергия состояния c CO: E = U - JH - 2Eb)

ствуют формированию полос зонных состояний и за-

рядового упорядочения. По мере роста концентра-

ции электронов кулоновское отталкивание (U) ста-

[Cr²⁺(3d⁴)-Cr⁴⁺(3d²)]. Этим парам, в свою очередь,

новится сравнимым с кинетической энергией элек-

выгодно формировать зарядовые упорядочения уже

тронов E_b (bandwidth) и с внутриатомным взаимо-

не ян-теллеровских пар ионов [Fe⁵⁺(3d¹)-Fe¹⁺(3d⁵)]

действием Хунда (J_H ). Рост энергии, обусловлен-

[Cr⁵⁺(3d¹)-Cr¹⁺(3d⁵)]

[32, 33]. В результате, в

ный зарядовым упорядочением, устойчив к образо-

доменных стенках в YFeG, EuFeO и YCrO возни-

ванию нерасщепленных эффектом Яна-Теллера по-

кает новая ситуация, характеризующаяся наличием

лос состояний. Даже при неполном зарядовом изме-

зарядового упорядочения, повышенного фона по-

нении возникает картина полной спиновой поляри-

движных зонных электронов и обмена по Хунду,

зации со значениями спинов, соответствующих за-

что обеспечивает появление областей фазового

рядовому упорядочению (см. (для примера) правую

расслоения, подобных областям в RMn₂O₅. Не

часть рис. 3 для EuCuO [1]). В [25] эта ситуация рас-

исключается возможность и непосредственного

смотрена не только теоретически, но и на примере

преобразования пар ионов Fe³⁺-Fe³⁺ и Cr³⁺-Cr³⁺

экспериментальных ситуаций в никелатах [26-31] и в

в пары ионов [Fe⁵⁺(3d¹)-Fe¹⁺(3d⁵)] и [Cr5+(3d1)-

соединениях с ионами железа [32,33]. В [25] указано

Cr¹⁺(3d⁵)] при достаточно высокой концентрации

также, что подобные явления могут иметь место во

носителей в доменных стенках. Предварительные

многих других системах.

ян-теллеровские искажения пар ионов [Fe²⁺(3d⁴)-

Рассмотрим, какие ионы с разной валентностью

Fe⁴⁺(3d²)] и

[Cr²⁺(3d⁴)-Cr⁴⁺(3d²)] в доменных

и их зарядовые упорядочения могут возникать в

стенках способствуют повышению концентрации

доменных стенках YFeG, EuFeO, YCrO и EuCuO.

электронов в стенках.

Как отмечалось выше, в объемных доменах кри-

Несколько особая ситуация имеется в EuCuO. В

сталлов ортоферрита EuFeO и ортохромитa YCrO

этом случае в объемных доменах самой матрицы

со слабым ферромагнетизмом имеются ионы с

кристалла, содержащей два ян-теллеровских иона

одинаковыми валентностями Fe³⁺ и Cr³⁺ соответ-

Сu²⁺-Cu²⁺, возникает зарядовое упорядочение пар

ственно, с одинаковыми 3d³ состояниями. В YFeG

ионов Сu³⁺-Cu¹⁺ разной валентности [1]. При этом

также имеются только ионы Fe³⁺. Эти ионы не

также воспроизводится ситуация, подобная RMn₂O₅.

являются ян-теллеровскими. Но благодаря наличию

На рисунке 3 (для примера) приведены схемы элек-

ФМЭ взаимодействий в доменных стенках этих

тронных состояний и ориентаций спинов электронов

кристаллов вместо пар ионов Fe³⁺-Fe³⁺ и Cr³⁺-

в доменах матрицы EuCuO для состояний с парами

Cr³⁺ энергетически выгодно образовываться парам

ионов Сu²⁺-Cu²⁺ (левая часть рисунка) и с парами

ян-теллеровских ионов

[Fe²⁺(3d⁴)-Fe⁴⁺(3d²)] и

ионов Сu³⁺-Cu¹⁺ (правая часть рисунка) [1].

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

266

Б.Х.Ханнанов, Е.И.Головенчиц, В.А.Санина

Рис. 4. (Цветной онлайн) Температурные зависимости интенсивностей линий ФМР в EuFeO3 (a), Eu2CuO4 (b)

Рассмотрим, до каких температур может суще-

выше частота, тем выше проводимость. Частотная

ствовать магнитная динамика на СВЧ областей фа-

дисперсия такого типа характерна для локальной

зового расслоения в виде набора ФМР от сверхре-

проводимости [34]. В нашем случае локальная про-

шеток в изученных магнитных кристаллах. В EMO

водимость относится к областям фазового расслое-

и ECMO такие линии ФМР наблюдались до темпе-

ния, в то время как сквозная проводимость - к мат-

ратур 60 и 80 K соответственно (рис. 10 в [2]). На

рице кристалла. Относительная локальная проводи-

рисунке 4a и b показаны температурные зависимо-

мость σloc = (σac - σdc)/σdc определяется соотно-

сти интенсивностей линий набора ФМР для EuFeO

шением между локальной и сквозной проводимостя-

и EuCuO соответственно. Как видно, в EuFeO та-

ми. Интервалы температур, в которых σ_loc превыша-

кие области существуют до температуры T ≈ 50 K,

ет σ_dc, показывают, при каких температурах суще-

а в EuCuO - до температур 60-70K. Мы полагаем,

ствуют области фазового расслоения. При этом ве-

что температуры, до которых наблюдаются наборы

личины σ_loc характеризуют концентрации электро-

ФМР в областях фазового расслоения соответствуют

нов в областях фазового расслоения, перезаряжаю-

температурам, до которых существуют заморожен-

щих ионы различной валентности внутри этих обла-

ные суперпарамагнитные области.

стей. Температуры, при которых σ_loc стремятся к ну-

лю, показывают, что при этом кинетические энергии

Как отмечалось выше, при искажении кристал-

лической структуры вблизи магнитной неоднородно-

электронов под барьерами локальных областей срав-

ниваются с высотой этих барьеров и локальная про-

сти (внутри доменной стенки) локально понижается

симметрия кристалла и возникает внутреннее элек-

водимость превращается в сквозную. При таких тем-

пературах исчезают области фазового расслоения.

трическое поле, которое частично экранируется на-

текающими носителями заряда из матрицы внутрь

На рисунке 5 приведены температурные и частот-

доменной стенки. В результате состояние доменных

ные зависимости проводимости EuCuO, а также (на

стенок изменяется с температурой, так как при на-

вставке) температурные зависимости локализован-

растании температуры нарастает проводимость. Мы

ной проводимости σ_loc областей фазового расслое-

измеряем реальную часть проводимости σ₁ = ωε^′′ε₀

ния. С ростом температуры в областях фазового рас-

[34], которая вычисляется из диэлектрических по-

слоения увеличивается число носителей с нарастаю-

терь ε^′′ (ω - угловая частота, ε₀ - диэлектрическая

щей кинетической энергией. В результате эти носите-

проницаемость ε^′ при ω = 0). Эта проводимость за-

ли заряда при определенных температурах экрани-

висит как от частоты, так и температуры. Низкоча-

руют барьеры на границах областей фазового рас-

стотные (не зависящие от частоты) проводимости яв-

слоения, формирующих как замороженные суперпа-

ляются сквозными (percolation conductivity σ_dc). Про-

рамагнитные, так и суперпараэлектрические состоя-

водимости σ_ac обладают частотной дисперсией: чем

ния, превращая их в обычные суперпарамагнитное и

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

Подобие механизмов формирования областей фазового расслоения . . .

267

ствий (двойной обмен, эффект Яна-Теллера вблизи

ионов Cr²⁺ и кулоновское отталкивание), которые

приводят к возникновению областей фазового рас-

слоения в YCrO₃, аналогичных таким состояниям

в RMn₂O₅. Эти области формируют низкотемпера-

турную локальную проводимость на рис.6c, обуслов-

ленную избыточными электронами в таких областях.

Выше температуры Нееля электроны, ранее локали-

зованные двойным обменом на парах ионов Cr⁴⁺-

Cr²⁺, освобождаются и формируют с ростом темпе-

ратуры участок без дисперсионной сквозной прово-

димости в интервале температур 175-225 K (рис. 6с).

Мы полагаем, что при T

≈ 175 K кинетическая

Рис. 5. (Цветной онлайн) Температурная зависимость

энергия электронов сравнивается с активационным

проводимости Eu2CuO4 для ряда частот, указанных

барьером замороженных суперпарамагнитных обла-

на рисунке. На вставке указана температурная зави-

стей в YCrO₃. При дальнейшем росте температу-

симость локальной проводимости для ряда частот

ры повышенная концентрация электронов с нарас-

тающей кинетической энергией начинает преодоле-

суперпараэлектрическое состояния. При таких тем-

вать более высокие барьеры на границах областей с

пературах возникают фазовые превращения, при ко-

электрической поляризацией, формируя более высо-

торых исчезают наборы линий ФМР в суперпара-

котемпературную область локальной проводимости

магнитных областях и электрические поляризации

при температурах выше 225 K (рис. 6с). Эти электро-

в суперпараэлектрических состояниях. Из рисунка 5

ны в областях фазового расслоения постепенно фор-

видно, что низкотемпературные локальные проводи-

мируют зарядовое упорядочение ионов с валентно-

мости областей фазового расслоения в заморожен-

стями Cr⁵⁺-Cr¹⁺. В момент возникновения зарядо-

ном суперпарамагнитном состоянии существуют в

вого упорядочения наблюдается скачок поляризации

EuCuO до температур 60-70 К, до которых в этом

при T ≈ 225 K (рис. 6b). При дальнейшем росте тем-

кристалле наблюдаются ФМР от локальных обла-

пературы постепенно падает электрическая поляри-

стей фазового расслоения (рис.4b).

зация и при некой температуре kT энергия электро-

Отметим, что как замороженные суперпарамаг-

нов начинает преодолевать активационный барьер

нитные, так и суперпараэлектрические области явля-

на границах областей с электрической поляризацией

ются мультиферроидными, обладая электрической

и замороженное суперпараэлектрическое состояние

превращается в обычное суперпараэлектрическое со-

поляризацией. На рисунке 6a приведены петли ги-

стерезиса измеренной нами электрической поляриза-

стояние и электрическая поляризация исчезает [13].

В рентгеноструктурном исследовании YCrO₃ в рабо-

ции областей фазового расслоения в YCrO при раз-

личных температурах [15].

те [15, рис.8] показано, что и при комнатной темпера-

Электрическая поляризация измерялась PUND

туре на фоне основного рефлекса все еще проявляют

себя слабо отщепленные рефлексы иной структуры,

методом, исключающим вклад проводимости [17].

Как видно из рис.6b, относительно малая по вели-

которые мы относим к суперпараэлектрическим об-

ластям.

чине электрическая поляризация наблюдалась в ин-

тервале температур ниже температуры магнитного

Как уже отмечалось, области фазового рас-

упорядочения в YCrO₃ со слабым ферромагнетиз-

слоения, формирующие замороженные суперпа-

мом (T_N

≈ 142 K), при которой существуют маг-

рамагнитные состояния в матрицах магнитных

нитные домены и доменные стенки с ФМЭ искаже-

кристаллов, возникают внутри доменных сте-

ниями. Как отмечалось выше, в таких стенках из-

нок этих кристаллов благодаря существованию в

за повышенного фона электронов вместо пар ионов

этих стенках флексо-магнитоэлектрических вза-

Cr³⁺-Cr³⁺ выгодно формирование пар ионов Cr⁴⁺-

имодействий [23, 24]. При этом области фазового

Cr²⁺, являющихся аналогами ионов Mn⁴⁺-Mn³⁺ в

расслоения имеют структуры типа ферромагнит-

RMn₂O₅. В результате при этих температурах в до-

ных полос в марганец-кислородных плоскостях с

менных стенках YCrO₃ появляется двойной обмен,

различным содержанием пар ионов марганца раз-

обусловленный перезарядкой электронами пар ионов

личной валентности, аналогичные существующим

Cr⁴⁺-Cr²⁺. Это запускает всю цепочку взаимодей-

в мультиферроиках RMn₂O₅ и R_0.8Ce_0.2Mn₂O₅. На

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

9^∗

268

Б.Х.Ханнанов, Е.И.Головенчиц, В.А.Санина

Рис. 6. (Цветной онлайн) YCrO3, E∥c. Температурные зависимости петель гистерезиса электрической поляризации (a);

остаточной электрической поляризации (b): для положительной поляризации - черные точки, для отрицательной -

красные точки; локальной проводимости (с), активационный барьер для высокотемпературных максимумов - 330 мэВ

это указывает подобие наблюдаемых наборов фер-

В YFeG и EuFeO температуры магнитного упо-

ромагнитных резонансов в этих кристаллах (рис. 1

рядочения значительно выше комнатной температу-

и 2) до температур существования замороженного

ры. При этом спиновые магнитоэлектрические неод-

суперпарамагнитного состояния (рис.4 и 5). Маг-

нородности в магнитных доменных стенках, форми-

нитоэлектрические взаимодействия формируют в

рующие электрическую поляризацию, должны про-

доменных стенках электрическую поляризацию, не

являться при комнатных температурах. Это наблю-

нарушающую слоистую структуру доменных стенок.

далось в пленках YFeG, в которых электрическое по-

Как описано выше, причина формирования элек-

ле при комнатной температуре смещало магнитные

трической поляризации в YCrO₃ с ростом температу-

доменные стенки [35].

ры обусловлена повышением концентрации электро-

Заключение. В наборе диэлектрических

нов с нарастающей кинетической энергией, форми-

магнитно-упорядоченных кристаллов различной

рующих зарядовое упорядочение ионов с валентно-

симметрии (YFeG, EuFeO, RCrO (R = Eu, Y)),

стями Cr⁵⁺-Cr¹⁺, которое увеличивает барьеры на

в матрице которых не содержатся ионы разной

границах областей с электрической поляризацией.

валентности, обнаружены локальные области фазо-

Это приводит к увеличению как поляризации, так и

вого расслоения со свойствами, подобными областям

температуры ее существования. Такой механизм так-

фазового расслоения в мультиферроиках RMn₂O₅.

же не предполагает изменение слоистой структуры

В этих мультиферроиках области фазового рас-

областей фазового расслоения, приводя лишь к из-

слоения обусловлены зарядовыми упорядочениями

менению зарядных состояний слоев.

разно-валентных ионов Mn³⁺-Mn⁴⁺. Во всех ис-

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022

Подобие механизмов формирования областей фазового расслоения . . .

269

следованных кристаллах наблюдался набор из 5-ти

14.

B. Kh. Khannanov, V. A. Sanina, E. I. Golovenchits, and

линий ферромагнитных резонансов от отдельных

M. P. Scheglov, J. Magn. Magn. Mater 421, 326 (2017).

слоев сверхрешеток, представляющих собой области

15.

В. А. Санина, Б. Х. Ханнанов, Е. И. Головенчиц,

фазового расслоения. В RMn₂O₅ такие сверхрешет-

М. П. Щеглов, ФТТ 61, 95 (2019).

ки формируются в объемных доменах матрицы и

16.

B. Kh. Khannanov, V. A. Sanina, E. I. Golovenchits, and

размещаются между исходными доменами, являясь

M. P. Scheglov, Pis’ma v ZhETF 103, 274 (2016).

по существу доменными стенками. В (YFeG, EuFeO,

17.

B. Kh. Khannanov, V. A. Sanina, and E. I. Golovenchits,

RCrO (R = Eu, Y)) подобные области фазового рас-

J. Phys. Conf. Ser. 572, 012046 (2014).

слоения формируются непосредственно в доменных

18.

Б. Х. Ханнанов, Е. И. Головенчиц, В. А. Санина, ФТТ

стенках. При этом флексо-магнитоэлектрические

62, 257 (2020).

искажения в таких стенках обеспечивают появле-

19.

Б. Х. Ханнанов, Е. И. Головенчиц, В. А. Санина, ФТТ

ние в них 3d ионов с различной валентностью и

62, 660 (2020).

с зарядовым упорядочением, т.е. возникает ситуа-

20.

Б. Х. Ханнанов, В. Г. Залесский, Е. И. Головен-

ция, подобная существующей в доменах матрицы

чиц, В. А. Санина, Т. А. Смирнова, М. П. Щеглов,

мультиферроиков RMn₂O₅. В результате в этих маг-

В. А. Боков, С. Г. Лушников, ЖЭТФ 157, 523 (2020).

нитных кристаллах возникают замороженные как

21.

В. А. Санина, Л. М. Сапожникова, Е. И. Головенчиц,

суперпарамагнитные, так и суперпараэлектрические

Н. В. Морозов, ФТТ 30, 3015 (1988).

(мультиферроидные) области фазового расслоения.

22.

Е. И. Головенчиц, Н. В. Морозов, В. А. Санина,

На примере YFeG [35] и YCrO [15] показано, что они

Л. М. Сапожникова, ФТТ 34, 108 (1992).

существуют вплоть до комнатной температуры.

23.

V. G. Bar’yakhtar, V.A. Lvov, and D. A. Yablonskii,

Pis’ma ZhETF 37, 565 (1983).

24.

А. П. Пятаков, А.К. Звездин, УФН 182, 593 (2012).

1. V. A. Sanina, E. I. Golovenchits, V. G. Zalesskii, and

25.

I. I. Mazin, D.I. Khomskii, R. Lengsdorf, J. A. Alonso,

B. Kh. Khannanov, J. Phys. Condens. Matter

25,

W. G. Marshall, R. M. Ibberson, A. Podlesnyak,

336001 (2013).

M. J. Martinez-Lope, and M. M. Abd-Elmeguid, Phys.

2. V. A. Sanina, E. I. Golovenchits, and V. G. Zalesskii,

Rev. Lett. 98, 176406 (2007).

J. Phys.: Conds. Matter 24, 346002 (2012).

26.

J. A. Alonso, M. J. Martinez-Lope, M. T. Casaıs,

3. Е. И. Головенчиц, B. Х. Ханнанов, В. А. Санина,

J. L. Garcıa-Muñoz, M. T. Fernández-D´ıaz, and

Письма в ЖЭТФ 111, 826 (2020).

M. A. G. Aranda, Phys. Rev. B 64, 094102 (2001).

4. V. Sanina, B. Khannanov, and E. Golovenchits,

27.

J. L. Garcıa-Muñoz, J. Rodr´ıguez-Carvajal, and

Nanomaterials 11, 1664 (2021).

P. Lacorre, Europhys. Lett. 20, 241 (1992).

5. N. Hur, S. Park, P. A. Sharma, J. S. Ahn, S. Guba, and

28.

J. A. Alonso, J. L. Garc´ıa-Muñoz, M. T. Fernández-

S.-W. Cheong, Nature (London) 429, 392 (2004).

Dıaz, M. A. G. Aranda, M. J. Mart´ınez-Lope, and

6. Y. Noda, H. Kimura, M. Fukunago, S. Kobayashi,

M. T. Casais, Phys. Rev. Lett. 82, 3871 (1999).

I. Kagomiya, and K. Kohn, J. Phys. Condens. Matter

29.

U. Staub, G. I. Meijer, F. Fauth, R. Allenspach,

20, 434206 (2008).

J. G. Bednorz, J. Karpinski, S. M. Kazakov, L. Paolasini,

7. V. A. Sanina, E. I. Golovenchits, V. G. Zalesskii,

and F. d’Acapito, Phys. Rev. Lett. 88, 126402 (2002).

S. G. Lushnikov, M. P. Scheglov, S. N. Gvasaliya,

30.

J. S. Zhou, J. B. Goodenough, and B. Dabrowski, Phys.

A. Savvinov, R. S. Katiyar, H. Kawaji, and T. Atake,

Rev. Lett. 95, 127204 (2005).

Phys. Rev. B 80, 224401 (2009).

31.

R. Lengsdorf, A. Barla, J. A. Alonso, M. J. Martinez-

8. Л. П. Горьков, УФН 168, 655 (1998).

Lope, H. Micklitz, and M. M. Abd-Elmeguid, J. Phys.

9. М. Ю. Каган, К. И. Кугель, УФН 171, 533 (2001).

Condens. Matter 16, 3355 (2004).

10. M. Yu. Kagan, K. I. Kugel, and A. L. Rakhmanov, Phys.

32.

M. Takano, N. Nakanishi, Y. Takeda, S. Naka, and

Rep. 916, 1 (2021).

T. Takada, Mater. Res. Bull. 12, 923 (1977).

11. J. Lorenzana, J. C. Castellani, and C. di Castro,

33.

K. Kuzushita, Sh. Morimoto, S. Nasu, and

Europhys. Lett. 57, 704 (2002).

Sh. Nakamura, J. Phys. Soc. Jpn. 69, 2767 (2000).

12. K. I. Kugel, A. L. Rakhmanov, A. O. Sboychakov,

34.

A. R. Long, Adv. Phys. 31, 587 (1982).

F. V. Kustmarsev, N. Poccia, and A. Bianconi,

Supercond. Sci. Technol. 22, 014007 (2009).

35.

A. S. Logginov, G. A. Meshkov, A.V. Nikolaev,

13. M. D. Glinchuk, E. A. Eliseev, and A. N. Morozovska,

E. P. Nikolaeva, A. P. Pyatakov, and A. K. Zvezdin,

Phys. Rev. B 78, 134107 (2008).

Appl. Phys. Lett. 93, 182510 (2008).

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 3 - 4

2022