CC BY
155
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ И МАГНИТНЫЕ НАНОГЕТЕРОСТРУКТУРЫ
УДК 621.315.592.3: 537.622.4: 537.633.2: 537.635: 537.611.44
НОВЫЕ ФЕРРОМАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ И СПЛАВЫ НА ОСНОВЕ СОЕДИНЕНИЙ Ш-У, КРЕМНИЯ И ГЕРМАНИЯ, СИНТЕЗИРОВАННЫЕ ОСАЖДЕНИЕМ ИЗ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ
© 2010 г. Е.С. Демидов1’1, В.В. Подольский2
1 Нижегородский госуниверситет им. Н.И. Лобачевского 2Научно-исследовательский физико-технический институт ННГУ им. Н.И. Лобачевского
ёеш1ёоу@рЬу8 .unn.ru
Поступила в редакцию 21.05.2010
Суммируются результаты проводившихся в последние годы лазерного синтеза и исследований новых магнитных материалов сотрудниками кафедры электроники твёрдого тела совместно с коллегами НИФТИ, НОЦ «Физика твердотельных наноструктур» ННГУ, ИФМ РАН, Курчатовского института, МГУ и других научных организаций. Обсуждаются свойства полученных новых магнитных материалов - наноразмерных слоёв разбавленных магнитных полупроводников на основе алмазоподобных соединений А3В5 (1п8Ъ, ва8Ъ) и элементарных полупроводников ве и 81, легированных 3ё-примесями, и сплавов Ое и 81 с 3ё-металлами. Ферромагнетизм слоёв с температурой Кюри до 500 К проявился в намагниченности, ферромагнитном резонансе, аномальном эффекте Холла, магнитооптическом эффекте Керра, отрицательном магнетосопротивлении. Обсуждается природа спинового упорядочения в новых материалах.
Ключевые слова: ферромагнетики, лазерное осаждение, алмазоподобные полупроводники, магнитные полупроводники, магнитные сплавы, наноструктуры.
Введение
Разбавленные магнитные полупроводники (РМП) на основе легированных 3ё-примесями группы железа алмазоподобных кристаллов с ферромагнитным упорядочением спинов 3ё-ионов вызывают большой интерес в связи с перспективами создания на их основе новых устройств спинтроники с совмещением полезных свойств полупроводника и ферромагнетика [1]. По сравнению с ферромагнитными металлами ожидается ряд преимуществ РМП на основе алмазоподобных кристаллов. Имеется принципиальная возможность полной спиновой поляризация носителей тока путём изменения содержания примесей [2]. Возможна на порядки превосходящая длина спиновой диффузии вследствие большей подвижности носителей тока в более совершенной кристаллической решётке с ковалентной связью. Практически привлекательной является совместимость синтеза РМП на основе алмазоподобных полупроводников, особенно на основе Ое и 81, с
наиболее распространённой кремниевой технологией. Для спинтроники важна возможность использования давно применяемой для алмазоподобных полупроводников технологии эпитаксиального наращивания тонких плёнок для получения минимально дефектной границы РМП - немагнитный полупроводник (НП) и достижения максимальной эффективности спиновой инжекции из РМП в НП, создания структур спинового клапана с гигантским маг-нетосопротивлением (вМЯ). В последнее время существенный прогресс в реализации вМЯ с эффективностью 40-200% при комнатной температуре был достигнут в туннельных структурах спинового клапана на основе моно-кристаллических эпитаксиальных слоёв сплавов Гейслера (СГ) - интерметаллических соединений 3ё-металлов с кремнием: Со2Мп81 [3], Бе2Сг81 [4], Со2Мп1_хРех81 [5], Со2Бе81 [6], Со2РеЛ10.5810.5 [7]. В работе представлены результаты исследования на-норазмерных сло-ёв РМП Ое:(Мп,Л1)/ваЛ8 ве:(Мп,Л1)/81 и сплавов Гейслера Со2Мп81/81, СоСгБе81/81,
01 23456789 10 п
Са Эс "П V Сг Мп Ре Со № Си 1п Ме.
Эс "П V Сг Мп Ре Со 1\П Си 7.г\ Эа Ме3
Рис. 1. Схемы уровней перезарядки 3ё-ионов замещения Ме8 в соединениях А В (слева), ве и 81 (справа) относительно вакуумного нуля электронов согласно [17]. Запрещённые зоны показаны серыми полосами. Ломаными линиями показаны не расщеплённые кристаллическим полем уровни для различных изменений зарядового состояния иона замещения (например, 2+/3+ означает изменение зарядового состояния 2+ ^ 3+). Точками показаны первые акцепторные уровни с учётом кристаллического расщепления. В случае соединений А3В5 это экспериментальные уровни, для ве и 81 точки проставлены по аналогии с А3В5. Символом п обозначено число электронов в ё-оболочке иона в зарядовом состоянии 2+ для 3ё-иона, замещающего компоненту А в соединениях А3В5 и в состоянии 3+ для 3ё- иона замещения в ве и 81
Со1-хМпх81/81 и Сох81у/81, осаждённых при температурах 150-500°С.
В настоящей статье представлено развитие у нас нового научного направления спинтро-ники. Приведены пятилетние результаты синтеза и исследований новых магнитных материалов сотрудниками кафедры электроники твёрдого тела совместно с сотрудниками НИФТИ, НОЦ «Физика твердотельных наноструктур» ННГУ, ИФМ РАН, Курчатовского института, МГУ и других научных организаций. Изучались возможности лазерного синтеза как РМП, так и сплавов, в частности, сплавов Гейслера (СГ), на основе легированных 3ё-примесями группы железа алмазоподобных полупров одников.
Ранее [8, 9] была показана возможность получения осаждением из лазерной плазмы эпи-
3 5
таксиальных слоёв соединений А В - антимо-нидов галлия и индия, арсенида индия с примесью марганца на положке из полуизоли-рующего ваАв, в которых при температурах до 500 К проявлялись признаки ферромагнетизма. Характерные для лазерной технологии сверхвысокая скорость кристаллизация, нанометро-вая толщина слоёв и ориентирующее влияние подложки обеспечивают сильное пересыщение твёрдого раствора 3ё-примесью. В таких слоях толщиной 30-100 нм наблюдались аномальный эффект Холла (АЭХ), ферромагнитный резонанс (ФМР) и нелинейный магнитооптический эффект Керра (МОЭК). В статьях [10-15] сообщалось о возможности лазерного синтеза тонких (толщиной 50-110 нм) слоёв РМП на основе ве и 81 на подогретых до 200-480°С монокристаллических подложках арсенида галлия или сапфира. Ферромагнетизм слоёв, высокие магнитная и акцепторная активность
Мп в ве, Мп и Бе в 81 проявились в наблюдениях при 77-500 К МОЭК, АЭХ, высокой дырочной проводимости и ФМР. По данным ФМР, точка Кюри ве:Мп/ваАв, 81:Мп/ваАв и 81:Бе/А1203 была не ниже 420, 500 и 270 К, соответственно. Важно отметить, что вариант синтеза ферромагнитного кремния с примесью марганца является уникальным, поскольку из всех бинарных силицидов только железо с кремнием образует ферромагнитные сплавы [10]. В настоящей статье приводятся примеры обсуждения данных измерения ФМР и эффекта Холла тонких слоёв 1п8Ь:Мп, ва8Ь:Мп, ве:Мп, 81:Бе, 81:Мп, СГ и других сплавов кремния или германия с 3ё-металлами в широком интервале температур, данные атомно-силовой (АСМ) и магнитно-силовой микроскопии (МСМ) о морфологии поверхности и пространственном распределении намагниченности в исследованных пленках.
Выбор марганца и железа в качестве легирующих примесей при синтезе РМП может быть оправдан на основе известных [16-18] закономерностей в уровнях перезарядки 3ё-примесей в алмазоподобных полупроводниках. Приведённая согласно нашей ранней работе [18] схема уровней перезарядки на рис. 1 показывает, что Мп в соединениях А3В5, марганец и железо в ве и 81 действуют как мелкие акцепторы, поставляющие максимальную концентрацию дырок в валентную зону. При этом возможно высокоспиновое половинное или почти половинное заполнение 3ё-оболочки примесных ионов марганца или железа. Это важно для механизма Рудермана-Киттеля-Касуя-Иосиды (РККИ) ферромагнитного обменного взаимодействия между магнитными ионами.
Таблица 1
Параметры слоёв РМП на основе алмазоподобных полупроводников в сравнении с ранее известными [16] магнитными полупроводниками с точкой Кюри выше комнатной температуры
Состав Л'мn,Fe, 10 см-3 Tc, K P (293 К), 10-4 Ом-см P, 1020 см-3 см2/В-с
GaSb:6%Mn /GaAs 20 >500 7 7,7 12
InSb:Mn /GaAs 3 >500 40 1,3 12
Ge:13%Mn /GaAs 12 420 40 0.66 23
Si:15%Mn /GaAs 46 >500 2.5 7.5 33
Si:Fe /AI2O3 >50 (77K) 250 =1 - -
CuCr2S3Se - 310 400 6 (100K) 0.15 (100K)
CuCr2S2Se2 - 369 100 20 (100K) 0.2 (100K)
Экспериментальная техника
Лазерное напыление слоёв толщиной 3080 нм производилось на лазерной установке LQ 529 нового поколения Белорусской фирмы «Со-лар ЛС» с активным элементом на АИГ:М и возможностью испарения мишени излучением на второй и третьей гармониках на подогретые до 20-550°С пластины полуизолирующего GaAs, кремния или сапфира. Содержание 3ё-примеси контролировалось рентгеноспектральным анализом с электронным возбуждением. Исследования магнитных и транспортных свойств проводились теми же методами, что и в [8 - 15]. Проводились измерения ФМР в полях до 1.5 Тл на EMX Bruker ЭПР-спектрометре совместно с данными магнитооптического эффекта Керра (МОЭК). Измерения морфологии поверхности и пространственного распределения намагниченности слоев проводились методом МСМ с помощью сканирующего зондового микроскопа Solver Pro производства компании NT-MDT (Зеленоград, Россия). Использовались Si МСМ зонды производства компании NT-MDT марки NSG-11 c Co покрытием. Методика калибровки зондов описана в [19].
Экспериментальные результаты и их обсуждение
Во всех рассматриваемых вариантах InSb:Mn, GaSb:Mn, Ge:Mn, Si:Mn и Si:Fe введе-
ние 3ё-примеси привело к существенной дырочной проводимости. В магнитно-электрических измерениях характерный для ферромагнетиков АЭХ при 77 К проявлялся в виде нелинейной и гистерезисной зависимости постоянной Холла Ян от индукции магнитного поля В. Ярко выраженный АЭХ для слоёв РМП 1пБЬ:Мп, ва8Ь:Мп с рентгеноспектральным содержанием марганца около 6% был приведён в [9], для ве:Мп с содержанием марганца ЫМп = 13% и БкМп с ЫМп = 15% - показан в [10, 15].
Согласно данным измерений элементного состава, ФМР, удельного сопротивления р, эффекта Холла, расчёта концентрации дырок р и их подвижности ц, плёнки имеют при комнатной температуре параметры, приведённые в таблице 1. Концентрация магнитной доли 3ё-примеси ЫМп или Жре определялась из данных измерений ФМР при перпендикулярной и параллельной ориентации магнитного поля [8, 9], точка Кюри Тс определялась также из данных ФМР по максимуму температуры, при которой наблюдался спектр и проявлялась его анизотропия. Для сравнения приведены параметры наиболее высокотемпературных ранее известных магнитных полупроводников с точкой Кюри выше комнатной температуры из книги [20].
Как видно из таблицы, во всех случаях марганец и железо проявляют высокую магнитную активность и электрическую активность как мелкий акцептор в согласии с диаграммами на рис. 1. Магнитная доля 3ё-примеси близка к её
В, Тл В, Тл В, Тл
Рис. 2. Спектры ФМР образцов а - 0а8Ь:Мп/ваЛв, б - ве:Мп/ваЛв и в - 8і:Мп/ваЛв, ориентированных перпендикулярно к магнитному полю при различных температурах. По вертикали отложена в относительных единицах (шкала не показана) амплитуда У’ первой производной спектра поглощения ФМР. Цифры у кривых справа показывают температуру в градусах Кельвина
Рис. 3. Спектры ФМР образца 16-10 81:(Мп)/ваЛв с плёнкой 81:Мп толщиной 50 нм при перпендикулярной слева и параллельной справа ориентациях его плоскости к магнитному полю. Цифры у кривых справа - температура в градусах Кельвина
полной концентрации. Концентрацией привно-
~ 1 а20 , П21 -3
симых дырок р ~ 10 - 10 см , что составляет от 10 до 60% магнитной доли 3ё-примеси. При таких концентрациях дырок энергия Ферми в вырожденном РМП имеет величины ~ 0.1-0.3 эВ, что больше кТ при комнатной температуре и необходимо для РККИ ферромагнетизма. Интересно отметить, что в 8кМп, подвижность дырок в полтора раза выше, чем в ве:Мп, где их в единице объёма на порядок меньше. Слои 8кМп являются рекордсменами по электропроводности, концентрации и под-
вижности носителей тока. Последний столбец таблицы 1 показывает, что новые РМП на основе алмазоподобных полупроводников имеют на два порядка большую подвижность носителей тока по сравнению с ранее известными магнитными полупроводниками - халькогенидами меди и хрома с точкой Кюри выше комнатной температуры.
Ферромагнетизм слоёв РМП на основе алмазоподобных полупроводников в таблице 1, кроме данных измерений АЭХ и ФМР, был подтверждён также измерениями нелинейного и
гистерезисного МОЭК. Часть этих данных приводилась в [8, 9].
Подробные измерения ФМР при пониженных температурах 77-293 К подтвердили общее немонотонное изменение намагниченности с максимумом Тт при 390 К и 270 К, соответственно, для слоёв 1п8Ь:Мп/ваЛ8 и ва8Ь:Мп/ваЛ8 - ан-тимонидов индия и галлия. На рис. 2 приведены данные для ва8Ь:Мп/ваЛ8.
Иной характер температурного смещения спектров ФМР имеет место для ферромагнитных слоёв на таких же подложках ваЛ8 на основе германия и кремния. Для ве:Мп и 81:Мп при повышении температуры, начиная с 77 К, наблюдалось монотонное уменьшение магнитного момента. Оно проявилось на рис. 2 в монотонном сдвиге линий ФМР в сторону меньших полей с ростом температуры. Аналогичное изменение ФМР имеет место в интервале температур 77-270 К для слоёв 8кБе на подложках из сапфира (Л1203). Это различие в температурном изменении намагниченности в соединениях А3В5 и элементарных полупроводниках может быть качественно объяснено в рамках РККИ механизма и представлений теории среднего поля [1] относительным смещением энергетических уровней 3ё-примеси и краёв зон полупроводника. В антимонидах индия и галлия 1п8Ь и ва8Ь, согласно рис. 1, первый акцепторный уровень является резонансным, располагается на глубине около 0.6 эВ ниже потолка валентной зоны. Ниже Тт с ростом температуры возрастает степень ионизации атомов марганца вследствие роста эффективной плотности состояний валентной зоны и энергетического сдвига её потолка Еу вверх из-за термического сужения запрещённой зоны. Это приводит к росту намагниченности с ростом доли ионов марганца со спином 5/2, что проявляется в сдвиге спектра ФМР в сторону больших полей на рис. 2. При температуре свыше 390 К для ва8Ь:Мп или 270 К для 1п8Ь:Мп происходит обычное разрушение спинового порядка из-за термического выравнивания долей спин-поляризованных дырок. В РМП на основе элементарных полупроводников ве и 81 концентрация 3ё-примеси в два с лишним раза выше, чем в ва8Ь:Мп и ещё выше, чем в 1п8Ь:Мп. Поэтому указанный рост степени ионизации 3ё-примесных атомов может приводить к противоположному эффекту из-за усиления непосредственного контактного антиферромагнит-ного взаимодействия спинов 3ё-ионов. Это вместе с термическим разрушением спиновой поляризации дырок приводит к монотонному сдвигу линий ФМР в сторону малых полей на
рис. 2. Следует отметить, что по крайне мере для ве:Мп и 81:Мп влияние состояний валентной зоны должно быть слабее в связи с тем, что 3ё-примесная зона согласно рис. 1 находится на самом краю валентной зоны матричного кристалла.
В отличие от результатов [10], последующие более детальные низкотемпературные измерения показали, что спектр ФМР плёнок 81:Мп имеет ещё более сложную структуру. Как видно на рис. 2, спектр содержит больше двух пиков поглощения. Их положение и соотношение амплитуд меняется с температурой. Измерения ФМР в полях до 1.5 Тл позволили установить, что ранее наблюдавшаяся [11] сложная структура спектра ФМР структур 8к15%Мп/ваЛ8, сформированных при 300°С, связана с неоднородностью латерального распределения марганца. При понижении температуры от 293 К до 90 К спектр ФМР преобразовывался в одиночную линию, что можно объяснить упорядочением спинов в областях с пониженной концентрацией Мп. Оказалось, что формирование 8кМп/ваЛ8 при 400°С с вдвое меньшим содержанием Мп приводит к более равномерному распределению этой примеси. Об этом свидетельствует уже при комнатной температуре одиночная линия ФМР при нормальной ориентации магнитного поля на рис. 1 и картина распределения намагниченности на рис. 3.
Оценка намагниченности из данных сильно анизотропного ФМР на рис. 3 и электрические измерения показывают более полную, чем в синтезе при 300°С магнитную и электрическую активность марганца. В обоих случаях при комнатной температуре наблюдались нелинейный МОЭК, АЭХ и сравнительно большой коэффициент ОМС -0.01. Последний параметр оказывается на порядок выше, чем в слоях высокотемпературных РМП ве:Мп/ваЛ8 и ва8Ь:Мп/ваЛ8 и в 200 тысяч раз больше коэффициента магнетосопротивления Н>0 в вырожденном материале с подвижностью дырок 30 см2/Вс и концентрацией дырок -1021см"3, как в наших слоях 81:Мп. При такой концентрации энергия Ферми -0.36 эВ на порядок с лишним превышает кТ при Т=300 К. То есть слои являются полуметаллическими.
Результаты АСМ измерений топографии поверхности плёнок ва8Ь:Мп/ваЛ8 и 8кМп/ваЛ8 показывают, что шероховатость поверхности обусловлена образованием капель в процессе термализации частиц лазерной плазмы. Топография изображения по данным АСМ и МСМ показывает слабую корреляцию между
Опт 100 пт Опт ЮОпт
Рис. 4. Топография поверхности по данным АСМ (слева) и МСМ изображение (справа) поперечного скола плёнки Бі:Мп толщиной 50 нм на подложке ваЛБ. Согласно калибровке, максимальное значение относительных единиц на шкале интенсивности изображения МСМ соответствует градиенту магнитного поля 2.4' 107 Э/м
0.8
0.6
0.4
0.2
-0.8 -0,6 0 d0f4 ° °-02
■
• • • •
• е-
-0.2
•*0.4
-0.6
-0.8
,."V7K
• 0.2 0.4 0.6 0.8
B. T
292
277
262
232
212
172
142
112
92
В, Тл
В, Тл
Rxy. Ohm
Рис. 5. Зависимость холловского сопротивления (слева) образца ве:(Мп,Л1)/ваЛв от магнитного поля при
77 К и 293К. Плёнка ве:(Мп,Л1) осаждена на подложку ваЛБ с ориентацией (100) при температуре роста Т^=150°С. В середине и справа - температурное изменение спектров ФМР той же структуры при перпендикулярной (в середине) и параллельной (справа) ориентациях плоскости образца к магнитному полю. Справа у кривых показана температура в градусах Кельвина
рельефом поверхности и латеральным распределением намагниченности плёнки. Магнитная неоднородность оказалась более крупномасштабной, что может свидетельствовать о том, что ферромагнетизм обусловлен твёрдым раствором 3ё-примеси, а не включениями ферромагнитной фазы. Характерные размеры неоднородностей намагниченности в слоях ва8Ь:Мп и 81:Мп близки по величине, хотя неровности поверхности кремневой плёнки существенно мельче. В обоих вариантах формирования слоев при 300°С и 400°С почти отсутствует корреляция между неровностями слоя на АСМ-изображении и неоднородностями МСМ. Крупномасштабные неоднородности МСМ 400°С слоя показывают более равномерное распределение магнитной примеси. В случае слоёв 8кМп/ваЛ8 были проведены АСМ и МСМ измерения на поверхности поперечного скола струк-
тур. Результаты измерений на структуре Si:Mn/GaAs показаны на рис. 4. Топографическое изображение на рис. 4 показывает обычный для монокристалла Si скол края плёнки, не проявляется мелкозернистость поликристалла в пределах толщины слоя РМП. МСМ изображение на рис. 4 показывает практически однородную намагниченность слоя РМП по глубине. Наблюдаются лишь отдельные точечные неоднородности магнитного поля.
В дальнейшем была решена проблема удаления слоя устойчивого естественного оксида кремния высокоэнергетическими ионами лазерной плазмы в сочетании с повышенным нагревом подложки. В результате удалось получить ферромагнитные слои Si:Mn на кремнии. Были синтезированы структуры из чередующихся наноразмерных слоёв кремния и марганца, так называемых дискретных сплавов digital alloys.
Таблица 2
Результаты лазерного синтеза наноразмерных слоёв РМП. НГН -нелинейная гистерезисная намагниченность, НГ МОЭК - нелинейный гистерезисный МОЭК. Знаком «+» указано проверенное наличие данного свойства
Наноразмерный 30-100 нм слой РМП/подложка NMnJe» 10 см-3 Tc, K НГН p (293К), 10-4 Омхм P, 1020 см-3 см2/В- с ОМС Ap/p B=0.7 T AHE НГ МОЭК
GaSb:6%Mn/GaAs 20 >500 7 7,7 12 -10-4 + +
InSb:Mn/GaAs 3 >500 40 1,3 12 +
InAs:Mn/GaAs =10 313 >470 1.6 0.04 28 + +
Ge:13%Mn/GaAs Ge: (Mn,Al)/GaAs 12 420 40 0.66 23 + +
Si:15%Mn/GaAs Si:Mn/Al2O3 Si:15%Mn/Si Si:(Mn,Al)/GaAs Si:(Mn,Al)/Si <70 >500 + 2.5 <7.5 <33 >-7^10- 4 + +
Si:Fe/Al2O3 >50 (77K) 250 =1 - - + +
Ge:Fe/GaAs >293
0,00025 - angle, rad
0,0002^
^-,,~'\^*O00015 \
\ 0,0001
\ J
"0'4 A 0,4 XY
\ -0,0001 " —y
\ -0,00015
-0,00025
В, Тл
0,15 0,1 0,05^ - Rxv, Ohm
-8 -7 -6 -5V-3 -2 -1 ( IV'f 3 4 5 6 7 8
/ -0,05*
-0,1
-0,15
В,Тл/10
Рис. 6. Меридиональный МОЭК для различных ориентаций образца (слева) и АЭХ (справа) слоёв СоБ1/Б1(111) при 293 К
В таблице 2 суммируется множество описанных в работах [21-28] вариантов синтеза различных РМП на различных подложках. Недавно ферромагнетизм слоёв БкМп при комнатной температуре был подтверждён измерениями нелинейной гистерезисной намагниченности (табл. 2) на высокочувствительном магнитометре лаборатории микроэлектроники Бразильского университета в Порту Алегре.
Не меньший чем РМП интерес представляет самоорганизация наноразмерных включений ферромагнитных фаз, возникающих в результате распада пересыщенного твёрдого раствора 3ё-примеси в легированном полупроводнике. В на-норазмерных слоях Ое:(Мп,Л1)/ОаЛ8, осаждён-
ных из лазерной плазмы при пониженной до 150°С температуре [23], наблюдался ферромагнитный резонанс (ФМР) с аномальной угловой зависимостью (рис. 5), который связывается с иглообразными включениями высокотемпературной ферромагнитной фазы с точкой Кюри Тс > 293 К. Такая магнитная анизотропия подтверждается атомно-силовой и магнитно-силовой микроскопией бокового скола. В промежутках между иглообразными включениями сформировалась низкотемпературная ферромагнитная фаза с нормальным ФМР и величиной Тс <212 К. Эта фаза проявляется в аномальном эффекте Холла при 77 К (рис. 5), и, вероятно, представляет собой твёрдый раствор марганца в германии.
473
В, Т л
Рис. 7. Спектры ФМР 50 нм слоя сплава Гейслера Со2Мп81/ваЛв: слева - при комнатной температуре при двух ориентациях магнитного поля, справа - температурная зависимость ФМР того же образца при нормальной ориентации магнитного поля
Исследования [22, 25] при температурах 5300 К в магнитных полях до 2.5 Тл транспортных и магнитных свойств Мпх811-х пленок с содержанием Мп около 35% на подложках сапфира (Л1203) при Т8 300-350оС показали их металлическую проводимость со слабым изменением намагниченности в диапазоне Т = 50200 К. Наблюдался гистерезисный АЭХ до 300 К. В отличие от 8к15%Мп знак аномальной компоненты ЭХ противоположен знаку его нормальной компоненты, то есть АЭХ не соответствует дырочному типу проводимости Мпх811-х.
Известно, что из бинарных силицидов 3ё-металлов только железо с кремнием образует высокотемпературные ферромагнетики. Нами изучались [26] свойства осаждённых из лазерной плазмы слоёв сплава кобальта с кремнием толщиной 30-100 нм на подогретые до 200-500°С монокристаллические подложки кремния. Обнаружен зависящий от кристаллографической ориентации подложки высокотемпературный ферромагнетизм в осаждённых при 350°С слоях состава Со096811 04 с точкой Кюри выше комнатной температуры. При 77 и 293 К наблюдались гистерезисный АЭХ, отрицательное магнетосопротивление, ФМР и сильно анизотропный гистерезисный МОЭК (рис. 6). Ферромагнетизм связывается с наноразмерными флюктуациями состава быстро охлаждённого сплава. Приведённые результаты показывают, что сильно неравновесная лазерная технология, как и в случае 8кМп, позволяет синтезировать ферромагнитный силицид кобальта Со81 с точкой Кюри выше комнатной температуры.
Сплавы Гейслера выгодно отличаются от РМП термодинамической стабильностью при комнатной и повышенных температурах и, как отмечалось во введении, особенно интересны для создания туннельных структур спинового клапана. Мы исследования наноразмерные слои
сплавов Гейслера Со2Мп81/81, СоСгБе81/81, осаждённых как из лазерной плазмы, так и магне-тронным распылением. Ферромагнетизм 50 нм слоёв сплава Гейслера Со2Мп81, осаждённых при 350°С как на кремниевых подложках с ориентацией (100) или (111), так и на ваЛ8(100) проявился в анизотропном ФМР (рис. 1), АЭХ при 77 К и 293 К, нелинейном и гистерезисном МОЭК при 293 К. По данным смещения линий ФМР на рис. 7, концентрация магнитных ионов марганца равна 51021 см-3 при 293 К, т.е. только около 20% атомов Мп проявляют магнитную активность. Температурная зависимость ФМР на рис. 7 показывает, что точка Кюри составляет величину около 500 К. Гальваномагнитные измерения показали полуметаллическую слабо зависящую от температуры дырочную проводимость с концентрацией дырок (4-9)1021 см-3, со сравнительно высокой подвижностью 1030 см2/Вс, нелинейным безгистерезисным АЭХ и относительным отрицательным магнетосо-противлением (0.6-1)10-3 в поле 0.75 Тл при 77 и 293 К. Во втором варианте осаждённых из лазерной плазмы при 300°С 50 нм слоёв сплава Гейслера Бе2Сг81 на подложках ваЛ8 при 293 К наблюдалась также характерная для плоского
Рис. 8. Магнетосопротивление при 77 К полученного магнетронным распылением слоя Со2Мп81/ваЛз
I, A
Рис. 9. Токовая зависимость при 77 К относительного изменения сопротивления полученного осаждением из лазерной плазмы при 150°С 50 нм слоя ве:(Мп,Л1)/ваЛв, Ио=3600 Ом, и сопротивления полученного осаждением из лазерной плазмы при 350°С 50 нм слоя Со81/81
ферромагнетика угловая анизотропия в поглощении СВЧ с ростом магнитного поля. Ферромагнетизм проявился и в АЭХ при 77 и 293 К с коэрцитивной силой -300 Гс. При 293 К Бе2Сг81 характеризуется металлической дырочной проводимостью с на порядок более высокой, чем у Со2Мп81, концентрацией носителей тока 4 1022 см-3 и подвижностью 1 см2/Вс.
Наибольшая величина отрицательного маг-нетосопротивления в 1% в поле 0.9 Тл достигнута в случае слоёв Со2Мп81, осаждённых маг-нетронным методом на подложках 81 или ваЛ8 (рис. 8). Магнетосопротивление «лазерных» слоёв того же состава Со2Мп81 и РМП на основе ве и 81 было на порядок меньше. «Магне-тронные» и «лазерные» слои характеризуются ярко выраженным ФМР (рис. 8) и АЭХ. «Маг-нетронные» слои в отличие от «лазерных» характеризуются атомарной гладкостью поверхности по данным АСМ и много меньшей неоднородностью намагниченности по данным МСМ.
Первые результаты исследования продольного транспорта тока некоторых РМП и кремниевых сплавов с 3ё-металлами показали для сравнительно малых плотностей тока 103104 А/см2 существенную нелинейность и гистерезис как при комнатной температуре, так и при 77 К. Наиболее сильно эти свойства проявлялись в образцах с неоднородностями в намагниченности. На рис. 9 показаны токовые зависимости сопротивления для плёночных образцов Ое:(Мп,Л1)/ваЛ8 и Со81/81. Природа этих аномалий пока не ясна. Она может быть связана с электрополевым разогревом носителей тока -дырок, определяющих спиновую упорядоченность 3ё-атомов. Гистерезис наблюдался и при комнатной температуре. Важно, что наличие гистерезиса в ВАХ при сравнительно низких
плотностях тока 103-104 А/см2 вселяет надежду на создание магнитной памяти со сверхвысокой плотностью записи информации.
Работа поддержана программой «Университеты России», грант (UR01.01.174), грантами РФФИ 05-02-17362, 08-02-01222а, 08-02-97044р, программой РАН «Спинзависимые эффекты в твёрдых телах и спинтроника», грантом МНТЦ G1335, ведомственной целевой программой «Развитие научного потенциала высшей школы» Федерального агентства по образованию РФ (РНП.2.2.2.2/4737, РНП 2.2.1/2833) и совместной Российско-американской программой «Фундаментальные исследования и высшее образование» (RUX0-001-NN-06), выполняется по государственному контракту № 02.740.11.0672.
Список литературы
1. Jungwirth T., Sinova Jairo, Masek J. T. et al. // Rev. Mod. Phys. 2006. V. 78. P. 809-864.
2. Gregg J. F., Petej I., Jougulet E. et al. // J. Phys. D: Appl. Phys. 2002. V. 35. P. R121-R155.
3. Ishikava Takayuki, Hakamata Shinya, Matsuda Ken-ichi et al. // J. Appl. Phys. 2008. V. 103. P. 07A919-1-3.
4. Yoshimura S., Asano H., Nakamura Y. et al. // J. Appl. Phys. 2008. V.103. P.07D716-1-3.
5. Schmalhorst J, Ebke D., Weddemann A. et al.// J. Appl. Phys. 2008. V. 104. Р. 043919-1-5.
6. Gercsi Z., Rajanikanth A., Takahashi Y.K., et al. // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 89. P. 082512-1-3.
7. Tezuka N., Ikeda N., Sugimoto S. et al. // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 89. P. 252508-1-3.
8. Данилов, Ю. А., Демидов Е. С., Дроздов Ю. и др. // ФТП. 2005. Т. 39. C. 8-12.
9. Danilov Yu.A., Demidov E.S., Drozdov Yu.N. et al. // JMMM. 2006. V. 300. P. e24-e27.
10. Демидов Е.С., Данилов Ю.А., Подольский
В.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2006. Т. 83. С. 664667.
11. Danilov Yu.A., Demidov E.S., Drozdov Yu.N. et al. // J. Magnetism and Magnetic Materials (JMMM).
2006. V. 300. P. e24-e27.
12. Вихрова О.В., Данилов Ю.А., Демидов Е.С. и др. // Известия РАН. Сер. физическая. 2007. № 1.
C. 37-39.
13. Sobolev N. A., Oliveira M.A., Rubinger R.M. et al. // J. Supercond Nov Magn. 2007. V.20. P. 399-403.
14. Демидов Е.С., Подольский В.В., Лесников В.П., Данилов Ю. А., Сапожников М.В., Сучков А. И., Дружнов Д. М. // Изв. РАН. Сер. физическая.
2007. Т. 71. № 11. С. 1621-1622.
15. Демидов Е. С., Подольский В.В., Лесников В.П. и др. // ЖЭТФ. 2008. Т. 133. В. 1. С. 1-8.
16. Vogl P., Baranovski J. M. // Acta Phys. Pol. 1985. V. A67. P. 133-142.
17. Zunger A. // Solid State Phys. 1986. V. 39. P. 275-465.
18. Демидов Е.С. // ФТТ. 1992. №. 34. C. 37-48.
19. Филатов Д.О., Малышева Е.И. // Поверхность. 2007. № 6. C. 1-7.
20. Королёва Л.И. Магнитные полупроводники. М.: Физический факультет МГУ, 2003. 312 с.
21. Демидов Е.С., Зубков С.Ю., Лесников В.П. и др. // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. 2008. № 7. С. 36-40.
22. Demidov E.S., Aronzon B.A., Gusev S.N. et al. // Journal of Magnetism and Magnetic Materials (JMMM). 2009. V. 321. P. 690-694.
23. Демидов Е.С., Подольский В.В., Лесников В.П. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2009. Т. 90. №. 12. С. 852-855.
24. Бешенков В.Г., Гусев С.Н., Демидов Е.С. и др. // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. 2010. № 5. С. 10-17.
25. Николаев С.Н., Аронзон Б.А., Рыльков В.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2009. Т. 89. В. 12. С. 702-712.
26. Демидов Е.С., Подольский В.В., Аронзон Б.А. и др. // Известия РАН. 2010 (в печати).
27. Демидов Е.С. Магнитные полупроводники: физические свойства и применение // Сб. тез. «Школа-лекторий для молодых учёных» (НМММ-XXI), 28 июня - 4 июля 2009 г., Москва. С. 16-17.
28. Demidov E.S., Gusev S.N., Karzanov V.V. et al. // Book of abstracts of Workshop on Nanomagnetism, Spin-Electronics and Quantum Optics (NSEQO 2009), November 11-13, Rio-de Janeiro, Brazil. 2009. P. 63.
NEW FERROMAGNETIC SEMICONDUCTORS AND ALLOYS ON THE BASIS OF COMPOUNDS III-V, SILICON AND GERMANIUM SYNTHESIZED BY LASER PLASMA DEPOSITION
E.S. Demidov, V. V. Podolskii
The authors summarize the results of laser synthesis and investigations of new magnetic materials carried out in recent years by researchers of the Solid State Electronics Department together with their colleagues from the Physico-Technical Research Institute and the Research and Education Center «Physics of solid-state nanostructures» at UNN, from IPM RAS, the Kurchatov Institute, the Moscow State University and other scientific organizations. Properties are considered of new magnetic materials obtained: nanosized layers of dilute magnetic semiconductors on the basis of diamond-like compounds A3B5 (InSb, GaSb), elementary semiconductors Ge and Si doped with 3d-impurities, and alloys of Ge and Si with 3d - metals. Ferromagnetism of layers with a Curie temperature up to 500 K has been manifested in magnetization, ferromagnetic resonance, abnormal Hall effect, magneto-optical Kerr effect, and negative magnetoresistance. The nature of spin ordering in new materials is discussed.
Keywords: ferromagnetics, laser deposition, diamond-like semiconductors, magnetic semiconductors, magnetic alloys, nanostructures.
