La-Ba-Mn-O陶瓷材料的阻抗与巨磁阻抗研究 Investigation of Impedance and Giant Magnetoimpedance for La-Ba-Mn-O Ceramic Oxide

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Electromagnetic Analysis and Applications 电磁分析与应用, 2014, 3, 7-12

http://dx.doi.org/10.12677/eaa.2014.31002 Published OnlineJanuary 2014 (//www.abtbus.com/journal/eaa.html)

Investigation of Impedance and Giant Magnetoimpedance for

La-Ba-Mn-O Ceramic Oxide

Yifei Wang, Jihao Xie, Liang Liu, Jifan Hu

State Key Laboratory for Crystal Materials, School of Physics, Shandong University, Jinan

Email: hujf@sdu.edu.cn

Received: Dec. 2 nd , 2013; revi s ed: Jan. 4th, 2014; accepted: Jan. 12th, 2014

stricted use, distribution, and reproduction in any medium, provided the origin al work is properly cited. In accordance of th e Creative Commons A t-

guarded by law and by Hans as a guardian.

Abstract: In this paper, the impedance and magnetoimpedance for La0.65Ba0.35MnO3sol-gel material annealed at

1200 ˚C for 10 h have been investigated at room temperature. This material shows the large giant magnetoimpedance

(GMI) effect with strong fervencydependence.The material exhibits the ac magnetoresistance∆R/R0=−25.1% atf=

20 MHz, ac magnetoreactance ∆X /X0=−22% atf= 100 kHz, and magnetoimpedance∆Z/Z0=−17.4% atf= 9MHz

under a weak magnetic field H=500 Oe at room temperature. The impedance and magnetoimpedance effect can be

well described with electrodynamics and ferromagnetism principle. We also find that La0.65Ba0.35MnO3sol-gel material

annealed at 1200 ˚C for 10 h shows amonotonicmagnetoimpedance in the frequency rangef≤30MHz, showing a

weak and negligibletransverse magneto -anisotropy field in the sample. Such monotonicGMI behavior isbeneficialto

the design of GMI magnetic sensor.

Keywords: Impedance;Magnetoimpedance;Manganite

La-Ba-Mn-O 陶瓷材料的阻抗与巨磁阻抗研究

王一非，谢继浩，刘亮，胡季帆

山东大学物理学院晶体材料国家重点实验室，济南

Email: hujf@sdu.edu.cn

收稿日期： 2013 年 12 月2日；修回日期：2014年1月4日；录用日期：2014年1月12日

摘要：本文研究了1200℃退火10小时后得到的La0.65Ba0.35MnO3块状陶瓷材料在室温下的交流阻抗以及巨磁

阻抗 (GMI) 效应。巨磁阻抗效应显示出了强烈的频率依赖关系。在室温下及H= 500 Oe的外加磁场下，样品可

显示出很强的交流巨磁电阻、巨磁电抗、巨磁阻抗效应： ∆R/R0=−25.1% (f= 20 MHz)，∆X/X0=−22%(f= 100 kHz)

以及 ∆Z/Z0=−17.4% (f= 9 MHz)。利用电磁理论结合铁磁学原理,可对锰氧化物陶瓷材料阻抗与磁阻抗现象给出

很好的物理理解。我们同时发现 1200 ℃退火10小时后得到的La0.65Ba0.35MnO3块状陶瓷材料在f≤20MHz时，

∆ Z/Z0随磁场单调下降，这说明该材料磁横向各向异性很小可忽略。∆Z/Z0随磁场单调变化的特点有利于磁传感

器的器件设计。

关键词：阻抗；磁阻抗；锰氧化物

1. 引言

钙钛矿锰氧化物 La1-xAxMnO3(A= Ca, Ba, Sr) 由

于其室温铁磁性和 CMR 效应而引起了人们的广泛关

注 [1-3] 。早在上世纪五十年代，人们就开始了对这一体

OPEN ACCESS 7

La-Ba- Mn-O陶瓷材料的阻抗与巨磁阻抗研究

系的研究，提出了双交换作用模型来解释其铁磁性来

源 [4] 。理想钙钛矿LaMn O3中锰离子只含单一的Mn3+

离子，具有反铁磁绝缘相。二价阳离子 A2+的掺杂会

导致部分 Mn3+ 离子将转变成Mn4+离子。Mn3+离子与

Mn 4+ 离子通过O2−离子进行电子交换，跃迁过程中电

子自旋取向保持不变，从而产生铁磁性耦合的双交换

作用。与此同时，钙钛矿锰氧化物中的 MnO6 正八面

体会产生 Jahn-Teller (J-T)畸变[5]，导致强电–声相互

作用。另外，在一些钙钛矿锰氧化物中观察到电子分

离相 [6] 。CMR效应可以在双交换作用、J-T效应(电–

声相互作用 )以及分离相框架下得到解释。在居里温度

T C 附近以及几个特斯拉的强外加磁场下，CMR效应

十分明显 [3] 。但在室温及较弱的外加磁场下，CMR效

应变得非常弱 ( 室温1 T外加磁场下小于5%)。随后，

人们又在钙钛矿锰氧化物颗粒样品中观察到了低场

磁电阻 (LFMR)效应。这种现象可以用颗粒界面的自旋

极化遂穿模型或者颗粒边界的自旋相关散射模型来

解释 [7,8] 。低场磁电阻效应可以在低温下，用较低的外

加磁场获得较大的磁电阻变化率。但在室温下，这种

现象依然很不明显。 2000年我们在块状矿锰氧化物材

料体系中，在射频区域发现了明显的巨磁阻抗 (GMI )

效应 [9-12] ，得到了低磁场下十分敏锐的磁响应。该效

应主要源于外加磁场引起的横向磁导率的变化引导

的阻抗的变化。与钙钛矿锰氧化物中的 CMR效应相

比， GMI效应为这一类材料的实际应用提供了一种全

新的思路。

众所周知，钙钛矿锰氧化物 La1-xAxMnO3(A= Ca,

Ba, Sr )的磁性能以及电输运特性与二价元素Ca，Ba，

Sr 的掺杂量以及元素种类紧密相关[3]。例如对于x = 0，

也就是对于没有掺杂的 LaMnO3 来说，Mn的价态为

+3 ，基态为 A 型反铁磁体。当 x = 1，也就是对于

CaMnO 3 来说，锰的价态为+4，基态为G型反铁磁体。

在 LaCaMnO系统，低温铁磁相的稳定范围是0.2≤x≤

0.45 ；而在 LaSrMnO系统中出现铁磁相的掺杂范围是

0.18 ≤x ≤ 0.6。实际上，材料的钙钛矿锰氧化物

La 1-x AxMnO3的传输特性还与烧结温度有关，这可能

源于烧结温度与材料含氧量 ( 氧缺陷)等成分偏析以及

样品中分离相的比例有关。本文中，我们采用溶胶 –

凝胶法制备了 La0.65Ba0.35MnO3前驱体，后续退火温度

为 1200℃，退火时间10小时。然后我们对1200℃退

火 10小时后得到的La0.65Ba0.35MnO3块状陶瓷材料的

交流阻抗以及巨磁阻抗 (G MI)效应进行了测量，并利

用电磁理论结合铁磁学原理，对陶瓷材料阻抗与磁阻

抗现象进行了解释。

2. 实验

我们采用了溶胶 – 凝胶法制备了La0.65Ba0.35MnO3

粉末，原料为高纯度的 La(NO3)3⋅6H2O粉末、Ba(NO3)2

粉末和 Mn(NO3)2 溶液。经由溶胶–凝胶法制备的粉

末经过仔细的研磨 (10h) ，压制成块，在800℃下预退

火 24 h 。然后再次进行仔细的研磨，压制成型，在1200℃

下退火 10 h 之后，经过打磨，得到长21.1 mm，宽6.7

mm ，厚 2.3mm的La0.65Ba0.35MnO3块状样品。实验中，

我们采用使用 HP4294A 精密阻抗分析仪对样品的交

流阻抗及 GMI 效应进行测量。测量采用了经典的四

探针法，电流大小为 20 mA，电压端的间距为 10.6 mm，

外加磁场及电流都沿着样品长度方向。

3. 结果与讨论

图 1 给出了室温下La0.65Ba0.35MnO3溶胶–凝胶样

品的交流电阻 R ，电抗X以及阻抗 Z随交流频率的变

化趋势。在低频下，随着交流频率的增加，样品的交

流阻抗的实部 R基本保持不变；而虚部X的大小非常

小。在 f= 0.1 MHz的最低频率下，样品的R的大小

为 0.698Ω ，与直流电阻RDC的大小非常接近；而X

的大小仅为 0.026Ω 。而在较高频率下，样品的交流

电阻 R ，电抗X 以及阻抗Z的大小都随着交流频率的

增加而剧烈增大，表现出了典型的金属导电特性的趋

肤效应。在 f= 30 MHz 的最高频率下，样品的R的大

小为 4.057Ω， X 的大小为5.485Ω，都远远大于低频

下的 R、 X 。

根据电磁学及经典电动力学原理，对于一个长度

为 L，宽度为l，厚度为D= 2d的长方形金属导电性

样品，当交流电流沿长度方向流动时，其复阻抗 Z=R

+ iX可以表述为 [13,14] ：

( )

coth

ZR kdkd =

(1)

其中

( )

1 i

(2)

R dl

(3)

OPEN ACCESS

La-Ba- Mn-O陶瓷材料的阻抗与巨磁阻抗研究

Figure 1. The ac frequency dependence of ac resistance R, reac-

tance X and impedance Z for the La 0.65 Ba0.35MnO3sample

图 1.La0.65Ba0.35MnO3样品交流电阻、电抗、阻抗随交流频率的变

化

为样品的直流电阻，

δ µµω

(4)

为样品的趋肤深度， ρ为样品的电阻率，ω= 2πf为样

品的角频率，

为真空磁导率，

为样品的横向磁导

率。

一般来讲，我们可以用参数 d/δ的大小来表示趋

肤效应的程度。由 Eq.(1)，我们可以推出 d/δ= 1对应

于 X/R=0.59[15]。对于本样品，X/R=0.59出现在f=

1.48 MHz 处附近。可以推知，从f=1.48 MHz开始，

样品的趋肤深度 δ超过了 d ，趋肤效应将会出现。从

图 1中我们也可以看出，交流阻抗Z在交流频率f< 1

MHz 的较低频率下，并没有随交流频率的增加而增加。

而在交流频率 f=1 MHz 与 2 MHz 之间起，交流阻抗

Z 开始随着交流频率的增加而迅速增大，趋肤效应开

始显现。这与我们通过公式理论推理得出的结论是完

全一致的。

图 2 给出了样品的交流磁电阻∆R/R0的大小随外

加磁场变化趋势。从图中可以看出，样品的交流磁电

阻变化率 ∆R/R0的大小随外加磁场的增加而增加，表

现出了交流磁电阻现象。在低频下，样品的交流磁电

阻变化率较小。在 f= 1 MHz 的较低频，以及H=500

Oe 的外加磁场下，样品的交流磁电阻变化率的大小仅

为 ∆R/R0=−1.185%，略大于对应的直流磁电阻(大小

约为 ∆R/R0=−0.25%)。在高频下，样品的交流磁电阻

Figure 2. The dc field dependence of ac magnetoresistance ∆ R/R0

for the La 0.65 Ba0.35MnO3samp le

图 2. La0.65Ba0.35MnO3样品交流磁电阻随直流磁场的依赖关系

变化率 ∆R/R0的大小随外加磁场的增加而迅速增大。

在 f≥10 MHz的频率范围内以及H= 500 Oe的外加磁

场下，样品的交流磁电阻变化率 ∆R/R0 的大小都超过

了 − 20% ，表现出了明显的交流巨磁电阻效应。

图 3 给出了样品的交流磁电抗∆X/X0的大小随外

加磁场变化趋势。与之前的交流电阻的情况类似，样

品的交流磁电阻变化率 ∆X/X0 的大小也随外加磁场的

增加而增加表现出了交流磁电阻现象。而与交流电阻

R 不同的是，交流电抗X在低频f= 1 MHz下就随外

加磁场的变化而得到了较大的变化率 (H= 500 Oe下

∆ X/X0=−20.3%)。而在高频下，交流磁电阻变化率

∆ X/X0的大小反而略有减小，在f= 30 MHz下，交流

磁电阻变化率为 ∆X/X0=−4.5%。

在图 4中，我们也给出了样品的交流磁阻抗∆Z/Z0

的大小随外加磁场变化趋势。样品中同样可以观察到

明显的巨磁阻抗效应。在 500Oe 的外加磁场下，样品

在 f= 1 MHz的低频下的巨磁阻抗变化率为∆Z/Z0=

− 4.2%；而在f= 30 MHz的高频下，样品的巨磁阻抗

变化率为 ∆Z/Z0=−10.3%。

图 5给出了H= 500 Oe外加磁场下，样品的交流

磁电阻 ∆R/R 0、磁电抗∆X/X0以及巨磁阻抗效应值

∆ Z/Z0随交流频率变化趋势。可以看出，样品的交流

磁电阻效应在 f≤ 1 MHz 的低频范围内较弱，随后开

始随着交流频率的增加剧烈增加，在 f= 20 MHz处经

历最大值，随后开始随着频率的增加而减小；而磁电

抗效应则随着频率的增加而单调下降。由图 1及其相

关讨论可知，在 f≤ 1 MHz 的低频范围内，样品并没

有表现出明显的交流金属导电特性的趋肤效应。因此

OPEN ACCESS 9

La-Ba- Mn-O陶瓷材料的阻抗与巨磁阻抗研究

Figure 3. The dc field dependence of magnetoreactance ∆X/X 0 for

the La 0.65 Ba0.35MnO3sa mp le

图 3. La0.65Ba0.35MnO3样品磁电抗随直流磁场的依赖关系

Figure 4. The dc field dependence of magnetoimpedance ∆Z/Z 0 for

the La 0.65 Ba0.35MnO3sa mp le

图 4.La0.65Ba0.35MnO3样品磁阻抗随直流磁场的依赖关系

Figure 5. The frequency dependence of ac magnetoresistance

∆ R/R0, magnetoreactance∆ X/X0and magnetoimpedance∆Z/Z0for

the La 0.65 Ba0.35MnO3sample under H = 500 Oe

图 5.La0.65Ba0.35MnO3样品的交流磁电阻、磁电抗、磁阻抗随频率

的依赖关系 (H = 500 Oe)。

在这一频率范围内，样品中也没有表现出明显的交流

磁电阻特性。相反，由于只受横向磁导率随外加磁场

变化的影响，样品的交流磁电抗效应在这一频率范围

内表现的非常明显。在低频下，我们推导出阻抗 Z的

表达式为 [16] ：

( )( )

1 3 45

kd kd



≈+ −





(5)

在低频 d/δ1的情况下，(kd)4项可以忽略不计。

在这种情况下，引入横向磁导率的复数形式

ttt

µµµ

′ ′′

= −

，我们可以得到 [16]：

2 0

dc t

RR d

ωµ µρ



′′

≈+



(6)

2 0

dc t

XRd

ωµ µρ



′

≈ 

(7)

在低频下， Eq.(6)中括号内的第一项远大于第二

项。在这种情况下，交流电阻 R 的大小约等于直流电

阻 RDC。而与此同时，Eq.(7)中并没有RDC项，括号内

的项的大小远小于 1。因此交流电抗 X 的大小远远小

于 RDC。这与我们在图1中得到的实验结果是完全一

致的。由 Eq.(6)可知，在低频下，样品的交流电阻R

的大小约等于直流电阻 RDC，因此样品的交流电阻随

外加磁场的变化率也主要由 RDC 随外加磁场的变化率

而决定。由 Eq.(7) 可知，低频下，样品的交流电抗中

并无单独的 RDC 项，因此在低频下，样品的交流磁电

抗效应并没有受到直流 CMR 效应的影响，而是在横

向磁导率的影响下。表现出了非常灵敏的交流磁电抗

效应。

在高频下，随着趋肤效应逐渐明显，样品的交流

磁电阻效应表现得十分明显，而磁电抗效应却变得较

弱。趋肤效应明显的高频下，交流电阻 R与电抗X都

会随着频率的增加而增大。在高频下 d/

1时，应

有 [16] ：

tt t

R L

µ ωρµµµ

′ ′′′′

≈ ++

(8)

tt t

X L

µ ωρµµµ

′ ′′′′

≈ +−

(9)

样品的交流电阻 R及交流电抗 X 的大小主要由

Eq.(8) 及 Eq.(9)中的横向磁导率部分决定。在外加磁场

的作用下，样品的横向磁导率发生变化，随着外加磁

场的增大而减小。因此，样品的交流电阻 R的大小也

相应的随着外加磁场的增加而减小，表现出交流巨磁

电阻效应。而这种变化的灵敏度，远远大于直流 CMR

OPEN ACCESS

La-Ba- Mn-O陶瓷材料的阻抗与巨磁阻抗研究

效应。

在图 5 中我们也可以观察到样品的巨磁阻抗效应

值 ∆Z/Z 0随交流频率变化趋势。随着频率的增加，巨

磁阻抗效应值 ∆Z/Z0也经历了先增大后减小的过程。

其最大值出现在 f= 9 MHz 处。在低频下，巨磁阻抗

变化率 ∆Z/Z0 的大小与交流磁电阻∆R/R0比较接近，

而在高频下，巨磁阻抗变化率 ∆Z/Z0的大小与交流磁

电抗 ∆X/X0 更为接近。这是因为，在低频下，交流电

阻 R 的大小远大于电抗X，而在高频下，交流电抗X

的大小大于交流电阻 R 。在室温下及H= 500 Oe的外

加磁场下，样品获得的最大巨磁交流电阻、巨磁电抗、

巨磁阻抗效应值分别是： ∆R/R0=−25.1% (f= 20 MHz)，

∆ X/X0=−22%(f= 100 kHz)以及 ∆Z/Z0=−17.4% (f= 9

MHz) 。

从图 2~4，我们可以发现 1200℃退火 10 小时后

得到的 La0.65Ba0.35MnO3块状陶瓷材料的∆R/R0，∆X/X0

和 ∆Z/Z 0随磁场单调下降，这与通常的金属纳米晶或

非晶带或丝材的 GMI不同，对于后者，一般 GMI随

磁场变化存在一个峰值，该峰值与材料中的横向磁各

向异性场相关 [17] 。而我们此处的La0.65Ba0.35MnO3块状

陶瓷材料 GMI 峰值的消失说明这类材料的横向各向

异性很小。

另外，金属纳米晶或非晶带或丝材的 GMI一般

在 100Oe以上，GMI效应趋于饱和[17]；而锰氧化物

陶瓷材料的 GMI 在500Oe也没有饱和，说明锰氧化

物陶瓷材料的 GMI 磁传感器可以应用在较宽磁场范

围，虽然锰氧化物的 GMI值小于金属材料的 GMI对

应值。

4. 结论

本文研究了 1200℃退火 10 小时后得到的

La 0.65 Ba 0.35 MnO3块状陶瓷材料在室温下的交流阻抗

以及巨磁阻抗 (GMI) 效应。当交流频率f>1 MHz，交

流阻抗 Z 开始随着交流频率的增加而迅速增大，趋肤

效应开始显现。巨磁阻抗效应显示出了强烈的频率依

赖关系。在室温下及 H= 500 Oe 的外加磁场下，样品

获得的最大巨磁交流电阻、巨磁电抗、巨磁阻抗效应

值分别是： ∆R/R0=−25.1% (f= 20 MHz)，∆X/X0=−2%

( f= 100 kHz) 以及∆ Z/ Z 0 =−17.4% (f= 9 MHz)。利用电

磁理论结合铁磁学原理，可对陶瓷材料阻抗与磁阻抗

现象给出很好的物理理解。 1200℃ 退火10小时后得

到的 La0.65Ba0.35MnO3 块状陶瓷材料的∆R/R0，∆X/X0

和 ∆Z/Z 0随磁场单调下降，这有利于传感器的器件设

计。其 GMI 在 500Oe 也没有饱和，说明锰氧化物陶

瓷材料的 GMI 磁传感器比金属GMI器件的应用磁场

范围宽，虽然后者的 GMI 灵敏度高。

致谢

本工作得到国家自然科学基金面上项目 (50872074)

以及国家理科基地项目 J1103212( 山东大学物理基地)

的支持。

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