Лукашевич М.Г. Введение в магнитоэлектронику
Подождите немного. Документ загружается.
Рис. 28. Туннельный контакт ФМ-И-ФМ (а) и энергетическая структура
его d-зоны (б) при антиферромагнитном обменном
взаимодействии (В=0).
Рис. 29. Туннельный контакт ФМ-И-ФМ (а) и структура его d-зоны (б) при
ферромагнитном спаривании (B=B
S
).
61
Рис. 30. Схематическое изображение магнитополевой зависимости ТМС
туннельного контакта для ферромагнитных контактов с разной
коэрцитивной силой B
C1
и B
C2
. Стрелками показано направление
изменения магнитного поля.
Для случая гранулированных магнитоупорядоченных сред
ферромагнитные кластеры должны иметь антиферромагнитное
упорядочение. Максимальное сопротивление такой системы будет, когда
макроскопический магнитный момент будет равен нулю. Для этой
конфигурации полная проводимость G
R
будет:
G
R
~ ½G
P
+ ½G
AP
~ ¼(1 + P
1
P
2
) + ¼(1 – P
1
P
2
) = ½ (92)
Тогда нормированное на максимальную величину ТМС можно записать:
ΔR/R
R
≡ (R
R
– R
P
)/R
R
= (1/G
R
– 1/G
AP
)G
R
= P
1
P
2
/(1 + P
1
P
2
) (93)
В рассмотренной выше модели ТМС исключительно определяется
степенью поляризации спина электронов. В реальности существенную
роль может играть и ряд других факторов, наиболее важным среди
которых можно назвать туннелирование свободных электронов.
Энергетическая диаграмма при смещении тунельного контакта и
туннелирование s и d электронов схематически изображено на рис. 31.
62
Рис. 31. Схематическое изображение s- и d зон туннельного контакта при
параллельной (слева) и антипараллельной (справа) ориентации
намагниченности ферромагнитных контактов.
При этом эффективная степень поляризации электронов будет
определяться выражением:
P
eff
= P(K
0
2
– K
↑
K
↓
)/(K
0
2
+ K
↑
K
↓
), (94)
где P = (K
↑
- K
↓
)/(K
↑
+ K
↓
), а K
0
≡ К (K
║
= 0) – волновой вектор
параллельный барьеру.
Туннельный магниторезистивный эффект может наблюдаться
негомогенных конденсированных средах, представляющих собой
изолирующую матрицу с включениями проводящих металлических
кластеров. В этом случае при туннелировании электронов из кластера в
кластер температурная зависимость сопротивления дается формулой
2/1
0
0
exp
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
=
T
T
RR
(95)
63
Если кластеры металла магнитны, то в такой негомогенной среде
возможно наблюдение туннельного магниторезистивного эффекта. На
рис. 32 показана температурная зависимость сопротивления углеродной
матрицы, содержащей кластеры кобальта. Видно, что в области низких
температур Т<Т
с
она хорошо описывается зависимостью (95), т.е.
проводимость определяется туннелированием электронов между
кластерами кобальта. Магнитополевая зависимость
магнитосопротивления показана на рис.33 на которой наблюдаются
гистерезисные явления, обусловленные магнетизмом проводящих
кластеров. Определенная из петель гистерезиса магниторезистивного
эффекта коэрцитивная сила В
с
≅0,1 Тл хорошо согласуется с данными
петель гистерезиса намагниченности.
0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 0,30 0,35 0,40
6
7
8
9
10
11
12
13
14
Т
С
)
(
23456
-0,5
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
Ln W
Ln T, K
Ln ( R, Ом )
T
-1/2
, K
-1/2
Рис. 32. Температурная зависимость сопротивления углеродного волокна
с включениями нанокластеров кобальта.
64
-1,0 -0,5 0,0 0,5 1,0
-0,005
-0,004
-0,003
-0,002
-0,001
0,000
0,001
В
С
В
C
Δ R / R
max
В, Тл
Рис. 33. Туннельный магниторезистивный эффект углеродного волокна,
содержащего нанокластеры кобальта.
14. КОЛОССАЛЬНЫЙ МАГНИТОРЕЗИСТИВНЫЙ ЭФФЕКТ
Магниторезистивный эффект, названный колоссальным
магнитосопротивлением (КМС) обнаружен в манганитах лантана,
например La
1-X
Sr
Х
MnO
3
. В определенном смысле КМС можно отнести к
разряду отрицательных магниторезистивных эффектов из-за уменьшения
рассеяния спиновыми флуктуациями, как было описано выше. Однако в
таких соединениях причина сопротивления обусловленного рассеянием
на флуктуациях спина другая по сравнению с обычными
ферромагнитными металлами. В этих соединениях проводимость
осуществляется путем прыжков электронов между ионами Mn
3+
и Mn
4+
,
как рассмотрено для экспоненциального магнитосопротивления в
режиме прыжковой проводимости, которая наиболее характерна для
легированных полупроводников при низких температурах. Причем этот
прыжок возможен, когда магнитные моменты двух атомов Mn
параллельны, т.е. в ферромагнитном состоянии. Другими словами можно
сказать, что при температуре Кюри наблюдается фазовый переход
65
металл - изолятор. По мере того, как увеличивается температура от нуля
до температуры Кюри, рассеяние флуктуациями спина увеличивается.
При этом плотность электронных состояний на уровне Ферми
уменьшается, что приводит к максимуму сопротивления около
температуры Кюри, которое может быть легко изменено приложением
внешнего магнитного поля. На рис. 34 а показана температурная
зависимость КМС для соединения La
0,75
Ca
0,25
MnO
3
. При температурах,
превышающих температуру Кюри (T
C
≈ 250 K) растет число свободных
электронов, и сопротивление снова уменьшается. Температурная
зависимость сопротивления этого соединения показана на рис. 34 б.
Во внешнем магнитном поле увеличивается ферромагнитное
упорядочение, что приводит к увеличению вероятности прыжка и,
следовательно, уменьшению сопротивления. Поэтому это отрицательное
МС очень велико в окрестности температуры Кюри и, как отмечалось
выше, называется колоссальным. Отметим, что КМС обычно
наблюдается в сильных магнитных полях величиной порядка единицы
Тесла, что естественно сдерживает его использование при разработке
магниточуствительных датчиков.
При низких температурах, когда ферромагнитное упорядочение
достаточно велико и не может быть изменено внешним магнитным
полем КМС становится пренебрежимо малым. Вместе с тем, в
манганитах (по крайней мере, в поликристаллических образцах) можно
наблюдать и другой тип магниторезистивного эффекта при низких
температурах. Этот тип МС появляется в слабых полях и обусловлен
механизмом туннелирования. В этом случае электроны туннелируют из
зерна в зерно через границу раздела, и соответственно туннельное
сопротивление уменьшается, по мере того как внешнее поле
упорядочивает намагниченность отдельных домен.
66
Рис. 34. Температурная зависимость КМС La0,75Ca0,25MnO3 (a) и его
удельного сопротивления (б) без магнитного поля (1) и в
магнитном поле В=4 Тл (2).
15. СПИНВЕНТИЛЬНАЯ СТРУКТУРА И ЕЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
В параграфе 7 были рассмотрены физические механизмы
изменения сопротивления многослойных магнитоупрорядоченных
структур в магнитном поле и показана возможность управления
величиной их сопротивления в зависимости от направления спина
67
электронов. Спинвентильный прибор может быть реализован и на
основе гигантского магниторезистивного эффекта в многослойной
магнитоупорядоченной среде с фиксацией направления
намагнитченности одного из слоев с помощью расположенного
рядом слоя антиферромагнетика. Структура такого прибора
показана на рис. 35 а, а петли гистерезиса намагнитченномти и
магниторезистивного эффекта на рис.35 б и с соответственно.
Механизм изменения намагниченности такой структуры при
изменении направления магнитного поля на противоположное легко
понять исходя из соображений рассмотренных ранее. Очевидно, что
в случае направления внешнего магнитного поля по направлению
намагниченности фиксированного слоя сопротивление структуры
уменьшается очень быстро. На рисунке это направление –В. В то же
время при противоположном направлении магнитного поля
параллельная ориентация намагниченности всех слоев по
направлению внешнего поля достигается в значительно больших
полях. Кроме того, при обратном уменьшении магнитного поля как
намагниченности, так и в магниторезистивном эффекте
наблюдаются гистерезисные явления.
Из приведенного примера легко видеть различие
спинвентильной системы на основе туннельного и гигантского
магниторезистивных эффектов. Интеграция таких
спинчувствительных приборов в традиционную электронику на
основе полупроводниковых материалов несомненно даст
возможность получить принципиально новые функциональные
устройства важность практического применения которых в
настоящее время даже трудно прогнозировать.
68
Рис. 35. Схематическая диаграмма спин-вентильного прибора (а), петли
гистерезиса намагниченности (б) и ГМС спинвентиля (с) при
комнатной температуре.
69
Рекомендуемая литература
1.Мотт Н., Дэвис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах.— 2-е
изд., перераб. и доп. в 2-х томах.— М.: Мир, 1982.—664 с.
2.Шкловский Б.М., Эфрос Ф.Л. Электронные свойства легированных
полупроводников.— М.: Наука, 1979.— 416 с.
3.Аскеров Б.М. Кинетические эффекты в полупроводниках.— Л.: Наука, 1970.— 303
с.
4.Киреев П.C. Физика полупроводников.—М.: Высшая школа, 1975.— 583 c.
5.Смит Р. Полупроводники.— М.: ИЛ, 1962.— 467 c.
6.О природе отрицательного магнитосопротивления в n-GaAS / Ш.М.Гасанли,
О.В.Емельяненко, Т.С.Лагунова, Д.Н.Наследов // Физика и техника
полупроводников.—1972.— Т. 6, N 10.— C. 2010— 2014.
7.Арсенид галлия. Получение, свойства и применение. (Под ред. Ф.П.Кесаманлы и
Д.Н.Наследова)— М.: Наука, 1973, 472 с.
8.Toyozawa Y. Theory of Localized spins and Negative Magnitoresistance in Metallic
Impyrity Condaction / / J. Phys. Soc. Japan.— 1962.— Vol. 17, N 6.— p. 986— 1024.
9.Отрицательное магнитосопротивление и локализованные магнитные состояния в
полупроводниках / Ю.В.Шмарцев, Е.Ф.Шендер, Т.А.Полянская / / Физика и техника
полупроводников.— 1970.— Т.4, N 12.— С. 2311— 2321.
10.Yosida K. Anomalous Electrical Resistivity and Magnetoresistance due to an S-d
Jnteractions in Cu-Mn Alloys / / Phys. Rev.— 1957.— Vol. 107, ? 2.— P. 396— 404.
11.Kawabata A. Theory of Negative Magnetoresistance. 1. Application to Heavely Doped
Semiconductors / / Journ. phys. Soc. Japan.— 1980.— Vol. 49, ? 2.— P. 628— 637.
12.Mikoshiba N. Strong-Field Magnetoresistance of impurity Condaction in n-type
Germanium / / Phys. Rev.— 1962.— Vol. 127, ? 6.— P. 1962— 1969.
13.Шкловский Б.И. Прыжковая проводимость полупроводников в сильном
магнитном / / Журнал экспериментальной и теоретической физики.— 1971.— Т. 61, N
5.— С. 2033— 2040.
14.Der Geometrieeiuflu anf den Transversalen Magnetishen Widerstandseffekt bei
rechteckformigen Halbleiterplatten. H.J.Lippman, F.Kurt / / Zs. Naturforch.— 1958.—
Vol.13a, ? 6.— P. 462— 474.
15.Физические основы использования эффекта магнитосопротивления для измерения
подвижности и концентрации носителей тока / Ю.Ф.Соколов, Б.Г.Степанов / /
Микроэлектроника.—1974.— Т.3, N 2.— С. 142— 153.
16.Магнитосопротивление полупроводниковых образцов конечных размеров n-InSb
при 77К / Ю.Ф.Соколов, В.В.Гастев / / Физика и техника полупроводников.—1975.—
Т.9, N 9.— С. 1694— 1700.
17.Геометрический эффект в магнитосопротивлении эпитаксиального арсенида
галлия при низких температурах / М.Г.Лукашевич, В.Ф.Стельмах / / Физика и техника
полупроводников.—1980.— Т.14, N 1.— С. 114— 117.
18.Quantum theory of transverse Galvanomagnetic Phenomena. E.N.Adams, T.D.Holstein /
/ J. phys. Chem. Solids.— 1959.— Vol. 10, N 4.— P. 254— 276.
19.Хомерики О.К. Полупроводниковые пленки и миниатюрные измерительные
преобразователи.—Минск: "Наука и техника", 1981.— 213 c.
20.Стафеев В.И., Викулин И.М. Полупроводниковые датчики.— М.: "Советское
радио", 1975.— 105 с.
70