ГЛАВА 2

 

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ СВЕРХРЕШЕТКИ И МАГНИТНЫЕ МУЛЬТИСЛОИ

 

В последние годы возрастает интерес исследователей , инженеров, технологов к слоистым структурам, состоящим из различных полупроводниковых (полупроводниковые сверхрешетки) или магнитных (магнитные мультислои) материалов. Полупроводниковые сверхрешетки и магнитные мультислои имеют характерные размеры слоев 10 – 1000 Å и их принято называть наноструктурами. Кроме полупроводниковых сверхрешеток и магнитных мультислоев к наноструктурам можно отнести и ряд других материалов: фуллерены, пористые кремниевые трубки, некоторые биологические объекты. Практическая значимость этих материалов для электроники и оптоэлектроники связана с быстродействием и снижением энергетических потерь, что обусловлено небольшими размерами компонент устройств на этих структурах.

Для фундаментальной науки наноструктуры представляют интерес как совершенно новые типы искусственных материалов с необычными физическими свойствами. Важное значение имеет и то, что современные технологии позволяют получать наноструктуры с заданными физическими свойствами, путем конструирования этих материалов на атомном уровне. В свою очередь интерес к наноструктурам стимулирует развитие современных технологий, в первую очередь молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) и эпитаксия из металлоорганических соединений, и методов контроля состава и структуры поверхности на атомном уровне: сканирующая туннельная микроскопия (СТМ), электронная оже-спектроскопия (ЭОС), дифракция отраженных быстрых электронов (ДОБЭ).

 

1.1. Полупроводниковые сверхрешетки. Композиционные и легированные сверхрешетки

Сверхрешеткой называется периодическая структура, состоящая из тонких чередующихся в одном направлении слоев полупроводников. Период сверхрешетки намного превышает постоянную кристаллической решетки, но меньше длины свободного пробега электронов. Такая структура обладает, помимо периодического потенциала кристаллической решетки, дополнительным потенциалом, обусловленным чередующимися слоями полупроводников, и который называют потенциалом сверхрешетки. Наличие потенциала сверхрешетки существенно меняет зонную энергетическую структуру исходных полупроводников. Полупроводниковые сверхрешетки обладают особыми физическими свойствами, главные из которых следующие:

• существенное изменение в сравнении с исходными полупроводниками энергетического спектра;

• наличие большого числа энергетических зон;

• очень сильная анизотропия (двумерность);

• подавление электронно-дырочной рекомбинации;

• концентрация электронов и дырок в сверхрешетке является перестраиваемой величиной, а не определяется легированием;

• широкие возможности перестройки зонной структуры.

Все эти особенности полупроводниковых сверхрешеток позволяют считать эти искусственные структуры новым типом полупроводников.

По способу создания периодического потенциала сверхрешетки делятся на несколько типов. Наиболее распространенными являются композиционные и легированные сверхрешетки.

Композиционные сеерхрешетки, представляют собой эпитакисально выращенные чередующиеся слои различных по составу полупроводников с близкими постоянными решетки. Исторически первые сверхрешетки были получены для системы полупроводников GаАs - Аl_xGa_1-xАs[1] Успех в создании этой сверхрешетки был обусловлен тем, что А1, имеющий такую же валентность и ионный радиус, что и Gа, не вызывает заметных искажений кристаллической структуры исходного материала. В то же время Аl способен создать достаточную амплитуду сверхрешеточного  потенциала.

По расположению энергетических зон полупроводников композиционные сверхрешетки разделяются на несколько типов. Полупроводниковая сверхрешетка GаАs - Аl_xGa_1-xАsотносится к сверхрешеткам I типа у которых минимум зоны проводимости Е_c1и максимум валентной зоны Е_v1 одного полупроводника по энергии расположены внутри энергетической щели другого (рис. 2.1,а). В сверхрешетках этого типа возникает периодическая система квантовых ям для носителей тока в первом полупроводнике, которые отделены друг от друга потенциальными барьерами, создаваемыми во втором полупроводнике. Глубина квантовых ям для электронов ΔЕ_С определяется разностью между минимумами зон проводимости двух полупроводников, а глубина квантовых ям для дырок - разностью между максимумами валентной зоны ΔЕ_v (рис. 2.1,а).

           В композиционных сверхрешетках II типа (рис. 2.1,б) минимум зоны проводимости одного полупроводника расположен в энергетической щели второго, а максимум валентной зоны второго - в энергетической щели первого композиционные сверхрешетки II типа со ступенчатым ходом зон [1]). Энергетическую диаграмму сверхрешетки этого типа иллюстрирует рис. 2.1,б справа. В этих сверхрешетках модуляция краев зоны проводимости и валентной зоны имеет один и тот же знак. Примером сверхрешетки с такой энергетической структурой является система In_xGa_1‑xAs – GaSb_1-yAs_y. К этому же типу относятся и композиционные сверхрешетки, у которых минимум зоны проводимости одного полупроводника расположен по энергии ниже, чем максимум валентной зоны другого (композиционные сверхрешетки II типа с неперекрывающимися запрещенными зонами). Примером такой сверхрешетки может служить система InAs – GaSb.

В легированных сверхрешетках периодический потенциал образован чередованием слоев n- и p-типов одного и того же полупроводника. Эти слои могут быть отделены друг от друга нелегированными слоями. Такие полупроводниковые сверхрешетки называют часто nipi-кристаллами. Для создания легированных сверхрешеток чаще всего используют GaAs. Схема расположения последовательности слоев в nipi-кристаллах приведена на рис. 2.2. Справа на этом же рисунке показана координатная зависимость зонной диаграммы этой сверхрешетки.

Потенциал сверхрешетки в легированных сверхрешетках создается только пространственным распределением заряда. Он обусловлен потенциалом ионизованных примесей в легированных слоях. Все донорные центры в легированных сверхрешетках являются положительно заряженными, а все акцепторные центры – отрицательно заряженными. Потенциал объемного заряда в легированных сверхрешетках модулирует края зон исходного материала таким образом, что электроны и дырки оказываются пространственно разделенными. Соответствующим выбором уровня легирования и толщины слоев это разделение можно сделать практически полным.

 

 

 

Важной особенностью легированных сверхрешеток является то, что экстремумы волновых функций электронов и дырок сдвинуты относительно друг друга на половину периода сверхрешетки. Выбором параметров сверхрешетки это перекрытие можно сделать очень малым, что приводит к исключительно большим рекомбинационным временам жизни носителей тока. Это обстоятельство позволяет легко изменять концентрацию носителей тока в этих сверхрешетках [3].

Эффективная ширина запрещенной зоны легированной сверхрешетки определяется энергетическим расстоянием между низшей подзоной проводимости и высшей валентной подзоной. Этому параметру можно придавать любое значение от нуля до ширины зоны исходного материала E_g путем соответствующего выбора уровней легирования и толщины слоев.

Кроме композиционных и легированных сверхрешеток возможны и другие типы этих материалов, различающиеся споcобом создания модулирующего потенциала. В спиновых сверхрешетках [3] легирование исходного полупроводникового материала осуществляется магнитными примесями. Периодический потенциал в таких сверхрешетках воникает при наложении внешнего магнитного поля. Потенциал сверхрешетки может создаваться также периодической деформацией образца в поле мощной ультразвуковой волны или стоячей световой волны [3].

 

2.2. Энергетическая структура полупроводниковых сверхрешеток

 

Физические свойства полупроводниковых сверхрешеток определяются их электронным спектром.Для нахождения электронного спектра необходимо решить уравнение Шредингера для волновой функции электрона в сверхрешетки y(r) в одноэлектронном приближении, содержащее как потенциал кристаллической решетки V(r), так и потенциал сверхрешетки D(z):

 

                         ,                           (2.1)

 

Здесь z – направление, перпендикулярное поверхности сверхрешетки (ось сверхрешетки); - эффективная масса электрона; Е – полная энергия частицы.

Задача решения уравнения (2.1) существенно упрощается, благодаря тому, что период сверхрешетки значительно превосходит постоянную кристаллической решетки, а амплитуда потенциала сверхрешетки много меньше потенциала кристаллического поля  

Поскольку потенциал сверхрешетки зависит только от координаты z, совпадающей с осью сверхрешетки, то энергетический спектр электронов в сверхрешетке резко анизотропен. На движение электронов в плоскости, перпендикулярной оси сверхрешетки ее потенциал не будет оказывать заметного влияния. В то же время, движение электронов вдоль оси z будет соответствовать движению в поле с периодом d.

В общем виде дисперсионное соотношение для электрона в сверхрешетке

 

,                                               (2.2)

 

здесь j – номер энергетической минизоны.

Используя результаты расчета зонной структуры твердого тела в модели Кронига-Пенни, можно сделать некоторые качественные выводы. Поскольку потенциал сверхрешетки периодичен, то энергетический спектр электрона в направлении оси сверхрешетки имеет зонный характер. Так как период сверхрешетки d значительно больше постоянной кристаллической решетки а, то получающиеся при этом сверхрешеточные зоны (минизоны) представляют собой более мелкое дробление энергетических зон исходных полупроводников (рис. 2.3). Компонента волнового вектора электрона вдоль оси сверхрешетки k_z определяется в пределах первой минизоны Бриллюэна [3].

 

 

Плотность электронных состояний в полупроводниковой сверхрешетке также существенно отличается от соответствующей величины в трехмерной электронной системе. На рис. 2.4. показана зависимость плотности электронных состяний r в сверхрешетке от энергии Е [1]. Интервал энергии содержит три первые минизоны.Ширина каждой из этих минизон обозначена соответственно DE₁, DE₂ иDE₃. Для сравнения на этом же рисунке приведены зависимости  для трехмерного электронного газа (кривая 2) и  (i– целое) для двумерного газа электронов (штриховая ступенчатая линия 3).

Расщепление энергетической зоны полупроводника  в направлении оси сверхрешетки на ряд неперекрывающихся минизон является общим результатом для сверхрешеток разного типа. Дисперсионный закон для носителей заряда в минизонах, положение и ширина минизоны определяется конкретным типом сверхрешетки. Например, в композиционных сверхрешетках I типа дисперсия энергетических минизон для зоны проводимости в приближении сильной связи имеет следующий вид [3]:

 

                    ,                                     (2.3)

 

где

                    ,    j = 0, 1, 2, ….                            (2.4)

В этих формулах d_I и d_II – толщина первого и второго полупроводника соответственно; - эффективная масса электрона в первом полупроводнике;  - ширина j-ой мини зоны. Соотношение (2.4) представляет собой грубую оценку положения энергетической минизоны для E_c,j << D_c (D_c– потенциал сверхрешетки.

Таким образом, изменяя ширину ямы для электронов d_I, можно менять положение минизоны, а изменением ширины барьера d_II – ширину минизоны D_c,j. Количественные оценки показывают, что для d_I = 100 Å и d_II =50 Å E_c,0» 50 мэВ, D_c,0» 10 мэВ.

Аналогичным образом проводят расчет валентных минизон композиционных сверхрешеток.

 

2.3. Исследование и применение полупроводниковых сверхрешеток

 

В работах по исследованию полупроводниковых сверхрешеток значительное место занимают вопросы, связанные с изучением профиля сверхрешеточной струткуры и совершенства границ гетеропереходов. Из структурных методов наибольшее распространение получили два: определение глубинного профиля концентраций элементов методом электронной оже-спектроскопии (ЭОС) в сочетании с ионным травлением и малоугловая дифракция рентгеновских лучей.

На рис. 2.5 представлен экспериментальный оже-профиль состава сверхрешеточной структуры [2,4], состоящей из чередующихся слоев GaAs и Al_0,25Ga_0,75As. Толщина каждого слоя составляла 5 нм. Точками на рисунке показаны экспериментальные значения величины x в формуле Al_xGa_1-xAs. Эти значения были вычислены из отношения интенсивностей оже-пиков Al (1390 эВ) и As (1228 эВ). Профиль концентрации Al получен последовательным стравливанием поверхностнных слоев сверхрешеточной структуры ионами аргона с энергией 1,5 кэВ. Скорость травления составляла 0,3 – 1 нм/мин Постепенное уменьшение амплитуды осцилляций величины x по мере травления связано с пространственным различием скоростей травления по площади сфокусированного первичного пучка электронов.

 

 

 

Важные структурные характеристики мультислойных структур можно получить из результатов малоугловой дифракции рентгеновских лучей. Для рентгенограмм многослойных структур в области малых углов отражения рентгеновских лучей (0,5° < 2q < 8°, q - угол отражения) характерно наличие дополнительных рефлексов, обусловленные периодичностью сверхрешетки. Положения этих рефлексов связаны с периодом сверхрешетки d :

 

                                              ,                                                             (2.5)

 

здесь l - длина волны излучения, n – порядок отражения.

На рис. 2.6 представлена дифракционная картина в малоугловой области для сверхрешетки GaAs – AlAs, содержащей 6 периодов [2,4]. Точки на этом рисунке представляют экспериментальные результаты, сплошная кривая – результат теоретических расчетов для . d = 12,72 нм. Экспериментальная и расчетная дифракционная картины очень хорошо согласуются не только по положению пиков, но и по интенсивности и ширине линий. Штриховая кривая на этом же рисунке соответствует теоретическим расчетам, при которых изменен период сверхрешетки всего на 0,28 нм, что соответствует изменению толщины всего на два атомных слоя. Отличие от экспериментальных результатов в этом случае существенно. Эти оценки свидетельствуют о возможности контроля этим методом совершенства границ и когерентности периодов с атомной точностью. В случае плавного изменения межплоскостного расстояния на границе между слоями сверхрешетки, кроме дополнительных рефлексов в малоугловой области наблюдаются сверхструктурные рефлексы (сателлитные отражения), сопровождающие основные рефлексы на рентгенограммах.

Положение сверхструктурных рефлексов также определяется периодом модуляции многослойной структуры d:

 

                                                                                                (2.6)

 

где n – порядок сверхструктурного рефлекса, d* - межплоскостное расстояние основного рефлекса,  и  - угловые положения сверхструктурных рефлексов соответственно со стороны больших и меньших углов.

 

 

Интенсивность и количество сверхструктурных рефлексов тем меньше, чем резче граница между слоями. Таким образом, наличие дополнительных рефлексов в малоугловой области и отсутствие сверхструктурных рефлексов, сопровождающих основные дифракционные пики, свидетельствует о совершенстве границ раздела

Идея создания полупроводниковой сверхрешетки возникла в результате поиска новых приборов с отрицательным дифференциальным электросопротивлением. При наложении внешнего электрического поля по оси сверхрешетки электроны, ускоряясь, будут увеличивать абсолютные значения z-компоненты волнового вектора. Если длина свободного пробега электронов намного больше периода сверхрешетки, то электроны, не успев рассеяться, достигнут границ сверхрешеточной зоны Бриллюэна в точках  и , где их эффективная масса отрицательная. В этом случае дрейфовая скорость электронов будет падать с ростом приложенного электрического поля, что соответствует отрицательному электросопротивлению. Впервые отрицательное электросопротивление было обнаружено в сверхрешетке GaAs – GaAlAs [1].

Еще один квантовый эффект наблюдается в полупроводниковых сверхрешетках при условии, что время рассеяния электронов достаточно велико [5]. При наложении к сверхрешетке внешнего электрического поля E электроны начнут совершать периодическое движение в минизоне, испытывая при этом брэгговское рассеяние на ее обеих границах. Частота осцилляций определяется выражением:

 

                                            .

 

Для электрического поля Е = 103 В/см и постоянной решетки d = 100 Å n = 250 ГГц.

Оптические измерения в сверхрешетках являются мощным средством изучения энергетического строения минизон, плотности состояний в них, совершенства гетерограниц и других физических характеристик сверхрешеток. Измерения оптического поглощения в сверхрешетках являются убедительным доказательством квантования энергетических уровней в этих структурах. В оптических спектрах наблюдается ряд узких экситонных пиков, разделенных горизонтальными участками, что свидетельствует о двумерном характере плотности состояний электронов в сверхрешетках.

Необычные свойства сверхрешеточных структур дают много интересных возможностей для их приборного применения. Большую группу составляют оптоэлектронные приборы, в частности, фотоприемники, светоизлучающие приборы (инжекционные лазеры и светодиоды), пассивные оптические элементы )волноводы, модуляторы, направленные ответвители и др.).

Инжекционные лазеры на гетеропереходах имеют значительные преимущества перед обычными полупроводниковыми лазерами, поскольку инжектированные носители в лазерах на гетеропереходах сосредоточиваются в узкой области. По этой причине состояние инверсной населенности носителей заряда достигается при значительно меньших плотностях тока, чем в лазере на p-n-переходе. Применение вместо одиночных гетеропереходов многослойных сверхрешеточных структур позволяет изготовить лазеры, работающие на нескольких длинах волн.

В качестве примера на рис. 2.7 показано схематическое изображение структуры многоволнового лазера [6]. В структуре имеется четыре активных слоя Al_xGa_1-xAs разного состава (x = x₁, x₂, x₃, x₄), благодаря которым лазер одновременно работает на четырех длинах волн l₁, l₂, l₃ и l₄. Активные слои отделены друг от друга промежуточными слоями Al_yGa_1-yAs (y > x₁, x₂, x₃, x₄). Для создания p-n-переходов в структуре проводилась локальная диффузия Zn. Поскольку в активных слоях мольные доли Al различны, лазерная генерация от каждого p-n-перехода возникает на разных длинах волн.

Большую группу приборов на полупроводниковых сверхрешетках составляют устройства с отрицательным дифференциальным электросопротивлением. На основе полупроводниковых сверхрешеток изготавливают также различные транзисторы. Достаточно большая частота квантовых осцилляций электронов в сверхрешетках значительно расширяет возможности изготовленных на их основе приборов СВЧ.

 

 

 

 

1.4. Магнитные мультислои: структура, свойства и применение

 

Магнитные мультислои (многослойные магнитные структуры) представляют собой систему чередующихся слоев материалов с различными магнитными свойствами. Толщина каждого слоя в такой структуре может составлять несколько десятков или сотен ангстрем. Часто слои из ферромагнитных материалов, таких как Fe, Co, Ni, Gd и др. чередуются с немагнитными слоями (Cu, Ag, Au, Pd, Y и др.). Свойства таких мультислойных структур, как и в случае полупроводниковых сверхрешеток, существенно отличаются от свойств их компонент. Причина этого заключается в том, что мультислойная структура сама представляет собой новую конфигурацию магнитоупорядоченной системы, свойства которой обусловлены взаимодействием спинов не только внутри каждого отдельного магнитоупорядоченного слоя, но и дополнительным взаимодействием между ближайшими слоями. Варьируя в процессе изготовления вид слоистой структуры можно в широких пределах управлять макроскопическими свойствами для получения необходимых характеристик.

Типы мультислойных магнитных структур, также как и полупроводниковых сверхрешеток, классифицируются в соответствии со структурой слоев и характером границы их раздела [7]. Эпитаксиально не связанные между собой многослойные магнитные структуры с резкими границами раздела слоев принято называть искусственными сверхструктурами (ASS). Эпитаксиально связанные многослойные магнитные структуры называют искусственными сверхрешеточными структурами (ASL). И третий тип – это композиционно-модулированные структуры (CMS). В таких структурах концентрация компонентов, образующих слои, меняется достаточно плавно вдоль оси, перпендикулярной плоскости слоев.

Схема единичной ячейки простой магнитной сверхрешетки показана на рис. 2.8 [8]. Величина магнитного момента S_n в слое n и его ориентация могут меняться от слоя к слою, оставаясь одинаковыми в пределах одного слоя. На рисунке показано также схематически обменное взаимодействие между ближайшими слоями n и n-1, которое характеризуется обменной константой J_n,_n-1. Обменная константа на границе раздела может отличаться не только по величине, но и по знаку от обменной константы в объеме каждого материала. Например, в многослойных структурах Fe/Gd и Co/Gdвзаимодействие внутри слоев Fe, Co и Gd ферромагнитное, а взаимодействие через границы раздела Fe – Gd или Co – Gd антиферромагнитное. Величина магнитного момента на атом в границе раздела может существенно отличаться от соответствующей величины в объеме.

           Спиновая конфигурация в мультислойных структурах существенно зависит от материала и толщины слоев. В магнитной сверхрешетке Gd/Y, несмотря на то, что иттрий немагнитный ион, при определенной толщине слоев этого материала между спинами Gd наблюдается эффективное антиферромагнитное взаимодействие [8,9]. В отсутствии внешнего магнитного поля ближайшие слои Gd имеют противоположно направленные спины, т.е. образуется нечто подобное макроскопическому антиферромагнетику. Если магнитное поле приложено параллельно слоям, то система переходит в макроскопическое состояние, эквивалентное спин-флопу (опрокидывание, схлопывание). В этом состоянии спины находятся в плоскости пленки Gd, но отклонены от направления магнитного поля. В соседней пленке Gd спины отклонены в другом направлении. Периодичность магнитной конфигурации в такой системе в два раза больше параметра элементарной ячейки.

 

Динамические свойства магнитных мультислойных структур, связанные с магнитными возбуждениями, также проявляют особенности. Даже в чередующихся слоях из магнитных и немагнитных материалов могут быть коллективные возбуждения, поскольку магнитные пленки взаимодействуют посредством дальнодействующих дипольных полей. В структурах из чередующихся пленок различных магнитных материалов спины связаны и короткодействующим обменным взаимодействием и дальнодействующим дипольным.

Уникальные магнитные свойства мультислойных материалов используются в различных устройствах, включая магниторезистивные головки, магнитные и магнитооптические носители записи и т.д. Многослойные магнитные материалы зарекомендовали себя как перспективные материалы для изготовления “рентгеновских зеркал”. Для применения в этих устройствах необходимо иметь возможность менять свойства магнитных сверхрешеток в заданном направлении, наиболее важные из этих свойств – намагниченность насыщения, зависимость намагниченности от температуры, коэрцитивная сила, статическая и динамическая восприимчивости, точки компенсации и др.

 

1.5. Гигантское магнитосопротивление в магнитных мультислоях

 

Одним из наиболее интересных свойств некоторых магнитных мультислоев с точки зрения фундаментальной физики и практического использования является гигантское магнитосопротивление или гигантский магниторезистивный эффект [8]. Магниторезистивный эффект – это изменение электрического сопротивления твердых проводников по действием внешнего магнитного поля. Мерой влияния магнитного поля на электросопротивление является магнитосопротивление – относительное изменение удельного электрического сопротивления r проводника в магнитном поле к его удельному электросопротивлению r_o в отсутствии магнитного поля. Если электрический ток направлен вдоль вектора магнитного поля, то говорят о продольном магнитосопротивлении

 

.

 

Поперечное магнитоспротивление характеризуется отношением

 

.

 

Хорошо известен магниторезистивный эффект в немагнитных твердых телах и кристаллах с магнитным порядком [10]. Для немагнитных металлов магниторезистивный эффект очень мал, например, для меди» 10^-4. Исключением является висмут, у которого » 2. В полупроводниках магниторезистивный эффект существенно больше, чем в типичных металлах (» 10 ¸ 10^-2). Для немагнетиков обычно наблюдают положительный магниторезистивный эффект, при котором сопротивление возрастает с увеличением магнитного поля. Для типичных магнитных материалов магниторезистивный эффект очень мал. Например, для железа при комнатной температуре  » 0,002, для никеля приблизительно 0,02, а для пермаллоя 0,03 – 0,04. Причина магниторезистивного эффекта – искривление траекторий электронов и дырок в магнитном поле.

Эффект гигантского магнитосопротивления, обнаруженный в магнитных многослойных структурах, отличается по своей величине и природе от классического магниторезистивного эффекта. Величина магнитосопротивления в магнитных мультислоях более чем на порядок выше, чем в обычных материалах. Кроме того, эффект гигантского магнитосопротивления не зависит от относительной ориентации магнитного поля и тока, а зависит от относительной ориентации намагниченностей в соседних ферромагнитных пленках. На рис. 2.9 [11] в качестве примера показана зависимость электросопротивления магнитной сверхрешетки (Fe 30 Å/ Cr 9 Å)₄₀ от величины приложенного магнитного поля при 4,2K. Электрический ток в сверхрешетке был направлен вдоль кристаллографического направления [110]. Кривые a и b представляют результаты, когда магнитное поле приложено в плоскости слоев соответственно вдоль направления тока и перпендикулярно току. Если магнитное поле направлено перпендикулярно плоскости магнитной сверхрешетки, то зависимость магнитосопротивления от магнитного поля соответствует кривой с.

В магнитных сверхрешетках Fe/Crимеется эффективное антиферромагнитное взаимодействие между пленками Fe, в результате которого без внешнего магнитного поля магнитные моменты соседних пленок железа ориентированы антипараллельно. При достаточно большом внешнем поле магнитные моменты всех пленок Fe ориентируются в одном направлении. Магнитное поле H_s – это поле, необходимое для преодоления антиферромагнитного взаимодействия между слоями железа и достижения состояния магнитного насыщения. В случае, когда магнитное поле направлено перпендикулярно плоскости магнитной сверхрешетки (кривая с), магнитному поля необходимо преодолеть не только антиферромагнитное взаимодействие, но и магнитную анизотропию формы, поэтому насыщение магнитосопротивления наступает при более высоких магнитных полях. Как следует из рис. 2.9, максимальное сопротивление в магнитной сверхрешетке Fe/Cr наблюдается, когда магнитные моменты слоев железа антипараллельны, а наименьшее – когда моменты параллельны.

 

 

Характерные особенности, обнаруженные экспериментально в мультислойных структурах Fe/Cr заключаются в следующем [8]:

-         электросопротивление для токов, текущих параллельно границам раздела максимально, когда магнитные моменты соседних слоев Fe антипараллельны и минимально, когда они параллельны;

-         мультислойные структуры со многими слоями имеют магниторезистивный эффект больше, чем простая сэндвич-структура Fe/Cr/Fe (50 % и 3 % соответственно);

-         магнитосопротивление увеличивается в 2 –3 раза при уменьшении температуры от комнатной до гелиевой;

-         магнитосопротивление с токами, текущими перпендикулярно границам раздела существенно больше.

Физический механизм гигантского магнитосопротивления в настоящее время до конца не ясен. Одним из возможных механизмов может быть известное в магнитных металлах спин-зависимое рассеяние электронов на примесях Cr в границах раздела [8, 12]. В большинстве ферромагнитных металлов зонная структура имеет перекрывающиеся s- и d-зоны при энергии, равной энергии Ферми. Если d-зона значительно уже s-зоны (рис. 2.10), то эффективная масса электронов в s-зоне значительно меньше эффективной массы d-электронов, вследствие чего s-электроны дают основной вклад в электропроводность. В результате обменного взаимодействия в
ферромагнитных металлах d-зона для электронов с противоположно направленными спинами расщепляется [13]. В следствие этого плотность состояний для спинов, условно говоря, направленных вниз, будет отличаться от плотности состояний для спинов, направленных вверх, как это схематически показано на рис. 2.10. В процессе рассеяния с сохранением спина s-электроны со спином вниз могут рассеяться в свободное s_¯- или d_¯- состояние. Аналогичные процессы происходят с s_­-электронами. Поскольку плотность состояний вблизи уровня Ферми различна для электронов с разными ориентациями спинов, то интенсивность рассеяния будет существенно зависеть от ориентации спинов. Примеси могут усиливать это различие, если примесные состояния имеют энергию, близкую к энергии Ферми и являются расщепленными. Рис. 2.11 иллюстрирует, каким образом спин-зависимое рассеяние приводит к гигантскому магнитосопротивлению. Диффузионное рассеяние показано на этом рисунке звездочками. В случае, когда намагниченности в соседних ферромагнитных пленках антипараллельны интенсивность рассеяния выше.

 

 

Литература

 

1. Эсаки Л. Молекулярно-лучевая эпитаксия и развитие технологии полупроводниковых сверхрешеток и структур с квантовыми ямами.- В кн: Молекулярно-лучевая эпитаксия и гетероструктуры.: Пер. с англ./Под ред. Л. Ченга, К Плога.- М.: Мир, 1989.- с. 7 – 36.

2. Херман М. Полупроводниковые сверхрешетки: Пер. с англ.- М.: Мир, 1989.- 240 с.

3. Силин А.П. Полупроводниковые сверхрешетки // Успехи физических наук. – 1985. - т.147, вып. 3.- C. 485 - 521.

4. Esaki L, Chang L. L. Semiconductor superfine structures by computer-controlled molecular beam epitaxy // Thin Solid Films.- 1976.- Vol. 36, No. 2.- P. 285-298.

5. Бастар Г.. Расчет зотнной структуры сверхрешеток методом огибающей функции.- В кн: Молекулярно-лучевая эпитаксия и гетероструктуры / Под ред. Л. Ченга, К. Плога.- М.: Мир, 1989.- С. 312 –347.

6. Цанг В.Т. Полупроводниковые лазеры и фотоприемники, полученные методом молекулярно-лучевой эпитаксии.- В кн: Молекулярно-лучевая эпитаксия и гетероструктуры / Под ред. Л. Ченга, К. Плога.- М.: Мир, 1989.- С. 463 –504.

7. Федосюк В.М., Шелег М.У., Касютич О.И. Многослойные магнитные структуры // Зарубежная радиоэлектроника.- 1990.- № 5.- С. 88 – 97.

8. Cambley R. E., Stamps R.L. Magnetic multilayers: spin configyrations, excitations and giant magnetoresistance // J. Phys.: Condens. Matter.- 1993.- Vol. 5, No.  . P. 3727 – 3786.

9. Kwo J.         //

Phys. Rev.- 1987.- Vol B35, No.       .- C.

10. Вонсовский С.В. Магнетизм.- М.: Наука.- 1971.- 1032 с.

11. Baibich M.N., Broto J.M., Fert A., et al. Giant magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr magnetic Superlattices // Phys. Rev. Lett.- 1988.- Vol. 61, No. 21.- P. 2472 – 2475.

12. Fert A., Cambel I.A.              

// J. Appl. Phys.- 1991.- Vol. 69, No.     .- P. 4768 –

13. Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах.- М.: Мир, 1971.- 470 с.

 

---

---