Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 2, с. 136-142
© 2015 г. 25 января
Аномальный эффект Холла в разбавленном магнитном полупроводнике Ini.^Mn^Sb с кластерами MnSb
Е. И. Яковлеваа'ь Л. Н. Овешников с, А. В. Кочура d, К. Г. Лисунов е, Э. Лахдеранта Б. А. Аронзон ь'с а Московский физико-технический институт, 141700 Долгопрудный, Россия ъ Физический институт им. Лебедева РАН, 119991 Москва, Россия сНациональный исследовательский центр "Курчатовский институт", 123182 Москва, Россия dЮго-Западный государственный университет, 305040 Курск, Россия
е Institute of Applied Physics ASM, MD-2028 Kishinev, Moldova f Lappeenranta University of Technology, 53851 Lappeenranta, Finland Поступила в редакцию 5 декабря 2014 г.
В работе исследовались поликристаллы InSb:Mn с разным содержанием Мп. В образцах зафиксировано наличие двух ферромагнитных фаз: нанокластеров MnSb с Тс ~ 600 К и магнитной матрицы InMnSb с Тс ниже 10 К. Полученные магнитополевые зависимости холловского сопротивления демонстрируют нелинейное поведение в широком диапазоне температур. При высоких температурах это объясняется наличием двух типов носителей заряда - легких и тяжелых дырок. При температурах ниже температуры Кюри матрицы InMnSb наблюдается аномальный эффект Холла, дающий вклад в нелинейное поведение холловского сопротивления. Ферромагнитные кластеры MnSb не вносят вклада в аномальный эффект Холла. Их наличие не приводит к спиновой поляризации носителей заряда из-за окружающего эти кластеры барьера Шоттки, который препятствует их взаимодействию с носителями заряда. Предложен способ выделения аномальной холловской компоненты при наличии в холловском сопротивлении нелинейного вклада иной природы.
DOI: 10.7868/S0370274X15020125
В последние десятилетия особое внимание привлекают материалы, обладающие как полупроводниковыми, так и ферромагнитными свойствами, в связи из-за надежд, связанными с полупроводниковой спинтроникой. В качестве материалов для создания элементной базы спинтроники обычно рассматриваются разбавленные магнитные полупроводники (РМП) [1-3]. Однако в изучаемых РМП-системах преимущественно на основе однородных полупроводников типа
Ашву
с добавлением Мп температура ферромагнитного упорядочения (температура Кюри) Тс оказывается ниже комнатной [4, 5], что существенно ограничивает возможности использования данных материалов в прикладных целях. Рекордное значение Тс для наиболее изученной РМП-системы (СажМп1_ж)А8 составляет порядка 200К [6]. Одним из возможных способов получения высокотемпературных ферромагнитных полупроводниковых материалов является введение в РМП дополнительных
e-mail: elena.yakovleva@phystech.edu 2' Е. Lahderanta
ферромагнитных нанокластеров с высокими значениями Тс, что может приводить к появлению в них магнитного момента и петли гистерезиса при температурах вплоть до комнатной [7-10]. Однако отметим, что наличие магнитного момента и даже его гистерезисное поведение не свидетельствуют о спиновой поляризации носителей заряда. Они могут наблюдаться в системе магнитных нанокластеров, не взаимодействующих ни друг с другом, ни с носителями заряда. Интерес представляет вещество, в котором введение ферромагнитных кластеров в РМП приводит к формированию крупномасштабного ферромагнитного состояния с взаимодействующими через спин-поляризованные носители заряда в матрице магнитными моментами ферромагнитных включений. В этом случае введение ферромагнитных кластеров в РМП приводит к повышению в нем температуры Кюри и усилению ферромагнитных свойств [10].
Разделить эти две ситуации можно с помощью аномального эффекта Холла (АЭХ), который является одним из основных методов исследования маг-
нитных свойств РМП-структур [11]. Суть данного эффекта заключается в появлении в полном холлов-ском сигнале вклада, пропорционального не величине магнитного поля, а намагниченности. В РМП-материалах аномальный эффект Холла определяется спиновой поляризацией носителей заряда и тем самым является свидетельством ее наличия. В общем случае в магнитных материалах холловское сопротивление Rxy является суммой нормальной и аномальной компонент эффекта Холла:
Rxyd = рХу = ^оВ + RSM, (1)
где d - толщина слоя магнитного материала, Ro -коэффициент нормального эффекта Холла, обусловленного силой Лоренца, Rs - коэффициент аномального эффекта Холла, определяемый спиновой поляризацией носителей заряда, В - магнитное поле, М - намагниченность. Настоящая работа посвящена исследованию аномального эффекта Холла в РМП-системах с включениями нанокластеров ферромагнетика и методам выделения аномальной компоненты холловского сопротивления.
В настоящей работе исследовалась серия из 3 образцов, представляющих собой поликристаллы InSb:Mn размером 5 х 1 х 0.1мм3 с общим содержанием марганца 2, 3 и 6% (образцы Al, А2 и A3 соответственно). Образцы были получены из расплава InSb и равных частей Мп и Sb с последующим быстрым охлаждением. Подробное описание технологии роста и приготовления образцов приведено в работе [12]. При такой методологии роста образцов часть атомов Мп занимает узлы элементов III группы в исходной полупроводниковой матрице, действуя как акцептор и образуя РМП Ini-^Mn^Sb, а часть кластеризуется, формируя гранулы MnSb. Таким образом, свободные дырки могут взаимодействовать как с локальными магнитными моментами единичных атомов Мп, случайно распределенных в матрице, так и с крупными кластерами MnSb.
Для уточнения структурных особенностей изучаемых систем было произведено их исследование при помощи порошковой рентгеновской дифракто-метрии, атомно-силовой микроскопии (АСМ), сканирующей и просвечивающей электронной микроскопии и ядерного магнитного резонанса (ЯМР) [12]. В таблице представлены общее содержание и массовая доля атомов марганца в образцах Ini-^Mn^Sb, концентрация атомов замещения пмп? объемная и массовая доли фазы MnSb для всей серии образцов. Согласно результатам исследований большая часть атомов марганца формирует кластеры MnSb размером от 100 до 600 нм (рис. 1), каждый из которых по дан-
Общее содержание и массовая доля атомов марганца в образцах 1п1_жМпж8Ь, концентрация атомов замещения пмп? объемная и массовая доли фазы Мп8Ь
Образец X Мп, % ПМп, Ю19 MnSb, % MnSb, %
(масса) см-3 (масса) (объем)
А1 0.02 0.5 б.б 1.2 1.0
А2 0.03 0.7 7.8 1.85 1.6
A3 0.06 1.4 9.2 4.1 3.5
Рис.1. Изображение области 5 х 5мкм образца A3, полученное методом сканирующей электронной микроскопии. Темные области соответствуют кластерам MnSb
ным АСМ состоит из наногранул MnSb размером в среднем 24 нм. Распределение гранул по размерам, полученное методом АСМ, представлено на рис. 2.
Как видно из таблицы, образцы отличаются разным содержанием атомов Мп и пронумерованы в порядке возрастания этого параметра. Существенно, что увеличение содержания марганца пропорционально увеличивает массовую долю фазы MnSb, в то время как концентрация атомов замещения испытывает насыщение. Представленные в [12] исследования магнитных свойств аналогичных образцов показали, что они демонстрируют температуру Кюри Тс « 600 К, близкую к значению Тс = 585 К для объемного MnSb. Естественно предположить, что ферромагнетизм в исследуемых структурах при высоких температурах связан с существованием больших кластеров MnSb.
Теперь следует выяснить, определяется ли ферромагнитное поведение этого материала отдельны-
Рис. 2. Распределение гранул в кластере МпЯЬ по размерам для образца АЗ
ми невзаимодействующими кластерами МпБЬ или в кристалле сформирована крупномасштабная ферромагнитная фаза, включающая в себя спиновую поляризацию носителей заряда в матрице. Этот вопрос представляет интерес, поскольку, как упоминалось ранее, для спинтронных применений значащим требуется наличие спиновой поляризации носителей заряда, что в общем случае не является следствием ферромагнитного упорядочения. Для ответа на него нами были проведены исследования магни-тополевых и температурных зависимостей холлов-ского и продольного сопротивлений указанных образцов. Напомним, что в РМП-системах аномальный вклад в холловское сопротивление является свидетельством спиновой поляризации носителей заряда [4, 13]. Определение этого вклада и составляет одну из целей настоящей работы.
Итак, в нашем случае имеются две возможные причины наличия магнитного момента и магнитного упорядочения в системе: магнитные кластеры и магнитные моменты атомов Мп, замещающих атомы 1п. Атомы замещения в любом случае взаимодействуют со свободными дырками, и температуру их ФМ-
упорядочения можно определить по температурной зависимости продольного сопротивления [1, 4]. На рис. 3 приведены температурные зависимости про-
о? 0.57
0.49 0.48
Эатрк А1 7 К
^у£>атр1е А2
у 6.5 К~ \ 1 БатркАЗ
- 0.68
- 0.67
- 0.66 'а' о
0.65 а з
- 0.64 &
- а.
- 0.63
0.62
0
10
15 20 Т (К)
25 30
Рис.3. Температурные зависимости продольного сопротивления для всех образцов
дольного сопротивления для всех образцов.
Как видно из рисунка, в области низких температур наблюдается пик, отвечающий ФМ-переходу в матрице 1пМп8Ь [1, 4]. Этот пик широко используется для определения температуры Кюри [14]. На рисунке соответствующие температуры отмечены стрелками. Также видно, что для образца А1 с наименьшим содержанием марганца данный пик крайне мал, что соответствует малой концентрации атомов замещения в матрице 1п8Ь.
Теперь обратимся к результатам измерения эффекта Холла с целью определения наличия спиновой поляризации носителей заряда при высоких температурах и тем самым наличия взаимодействия ферромагнитных кластеров со свободными дырками в матрице. На рис. 4 приведены магнитополевые зави-
В (Т)
Рис.4. Магнитополевые зависимости полного холлов-ского сопротивления для образцов А2 и АЗ при разных температурах
Рис. 5. Магнитополевая зависимость нелинейной части холловского сопротивления для образцов А2 и АЗ при разных температурах
симости полного холловского сопротивления для образцов А2 и АЗ при разных температурах. Стрелками указаны оси ординат, соответствующие каждому образцу. Видно, что полученные зависимости имеют нелинейный характер.
Стандартный спо
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.