区域逐渐增大。这一行为同采用磁力显微镜（ｍＭ）观

测到的行为【１０３ｊ非常相似。研究者采用磁力显微镜实时

观测了‰３３Ｐｒｏ．３４

温过程中薄膜的ＭＦＭ图像，Ｂ为相应的电阻率一温度图３３（。）单轨道模型不同外加磁 曲线。ＭＦＭ图像中较明亮的区域是铁磁区域，而较暗 场下电阻率的行为；（ｂ）不

的区域是顺磁区域。可以看到，随着温度的降低，铁磁 同外加磁场下Ｐｒ０，Ｃ＊ｏ ３

区域不断扩大；而随着温度的升高，顺磁区域不断扩大， Ｍｎ０３的输运行为［１叭１

相变表现出明显的逾渗行为。Ｂｕｒｇｌｙ等ｕ０２ Ｊ还计算了不

同外场下电阻率的行为，结果如图３５（ａ）所示。无外加磁场时，电阻率有一较高的峰值，

这同实验结果符合较好。而一个很小的外加磁场（总＝１０～Ｊ１）使得电阻率的峰值减小 了约５０％；更大的磁场１０＿２，，使得峰值几乎消失，从而导致了庞磁电阻效应。图３５（ａ）

右半部分给出了零场下（右上图）和外加磁场为１０屯，．（右下图）时模拟得到的一个典型 状态。可以看到外加磁场使得铁磁区域扩大，顺磁区域缩小，并且使得铁磁区域的自旋方

向趋同。这一结果同Ｆａｔｈ等ｕ０４ Ｊ采用扫描隧道谱技术所实时观测到的Ｌａ０

７‰３Ｍｎ０３

薄膜中金属相和绝缘相随着外加磁场的变化而变化的图像极为相似。薄膜扫描隧道谱的 图像如图３５（ｂ）所示，从左到右从上到下外加磁场分别为０，０．３，１，３，５，９Ｔ，黑色区域为 金属导电性区域，白色区域为绝缘导电性区域。可以看到，随着外加磁场的增加，金属导 电性区域不断扩大。我们采用磁极化子的概念［１０５］对一些简单的模型如简单的Ｉｓｉｎｇ模 型和单轨道模型研究了其不同温度和磁场下的输运性质，也得到了同实验比较吻合的结 果。

图３４（ａ）距离分别为１、√２、√５的格点处Ｈｅｉｓｅｎｂｅｒｇ耦合为‘，１、．，２和，４的Ｉｓｉｎｇ模型 在三个不同温度下用Ｍｏｎｔｅ Ｃａｒｌｏ模拟得到的自旋构形。其中黑色和灰色的 区域分别代表代表自旋为正和负的铁磁区域，白色代表顺磁区域，且从（１）到

（３）温度逐渐降低１１０

２｜。（ｂ）‰３３Ｐｒ０

１期 刘俊明等：稀土掺杂锰氧化物庞磁电阻效应 ^１１５

（ａ）

（ｂ）

图３５（ａ）距离分别为１、挖、朽的格点处Ｈｅｉｓｅｎｂｅｒｇ耦合为Ｊ１、．，２和Ｊ４的 Ｉｓｉｎｇ模型在不同外场下的电阻率行为和自旋构形［１０

２｜。（ｂ）‰７Ｃａ０

ＭｎＱ薄膜扫描隧道谱的图像。从左到右从上到下外加磁场分别为０，

０．３，１，３，５，９Ｔ，黑色区域为金属导电性区域，白色区域为绝缘导电性 区域［１０４］

Ｏ）

Ｏ

Ｏ

０

Ｏ

Ｏ

如●∞

如

加

ｍ

４．６无序导致的相分离

如前所述，相分离理论是理解锰氧化物中庞磁电阻效应的候选理论之一。在这一图 像下，对外界磁场非常敏感的状态由共存的两种互相竞争的相的团簇组成。而包含铁磁 相的团簇磁矩取向是随机的，因此整体不会表现出磁性。然而这些铁磁性团簇是预先存 在的，在外加磁场下仅仅需要将各个团簇的磁矩平行排列，所以系统对外加磁场的反应很 快很敏感。无序在使这类状态稳定存在的过程中起了重要作用。在完全纯净的极限下系 统完全是铁磁的或完全电荷有序反铁磁的，一级相变将这些态分开；而无序则阻碍系统形 成完全的某种相。少量的无序将使系统局部的倾向于某种相，从而使得系统形成不均匀 的状态。

Ｔｏｋｕｒａ研究组系统研究了无序在掺杂锰氧化物系统中的作用１１０６Ｊ。他们选取了一类 特殊的锰氧化物Ｌｎ０ ５Ｂａ０．５Ｍｎ０３（Ｌｎ为稀土元素），这类化合物能自发形成一种非常接近 纯净极限的结构。这种结构中所有的离子（包括Ａ位的稀土离子和Ｂａ离子）都有序排 布ｕ０６Ｊ。通常的固相烧结法能生成Ａ位离子有序的化合物，而具有这种结构的化合物相 图表现出双临界（ｂｉｃｒｉｔｉｃａｌ）特征，且存在一个明显的一级铁磁一反铁磁相变。如果将材料 生长成为单晶且在生长过程中快速退火，Ａ位离子将会变成无序分布的，这样就在这类化 合物中引进了一定程度的无序。Ａ位的无序可由Ａ位离子尺寸的变化仃２＝（ｒ２）一（ｒＡ）２ 来表征。Ｔｏｋｕｒａ研究组的研究发现Ａ位的无序增强了在原双临界点附近相互竞争的有