МІНІСТЕРСТВО ОСВІТИ І НАУКИ УКРАЇНИ
СУМСЬКИЙ ДЕРЖАВНИЙ УНІВЕРСИТЕТ
Факультет електроніки та інформаційних технологій
Кафедра електроніки, загальної та прикладної фізики
Звіт з переддипломної практики
МАГНІТОРЕЗИСТИВНИЙ ЕФЕКТ У НАНОРОЗМІРНИХ МАТЕРІАЛАХ СЕНСОРНОЇ ЕЛЕКТРОНІКИ З РІЗНИМ СТУПЕНЕМ ЕНТРОПІЙНОСТІ
студента гр.ЕП м. – 81н. О.О. Подопригора
Науковий керівник,
д.ф.-м.н., професор Л.В. Однодворець
Суми 2020
Р е ф е р а т
Актуальність роботи полягає в тому, що нові, мало досліджені плівкові структури на основі Fe і Ge можуть вирішити низку нових невирішених задач у фізиці магнітних тонких плівок. Оскільки елементи спінтроніки функціонують під дією зовнішніх магнітних полів, то вже давно виникла потреба у нових швидкодіючих та високоточних датчиках магнітних полів різних діапазонів. Звісно ж, існують функціональні елементи, що мають ряд недоліків, які обумовлені своєю нестабільністю під впливом зовнішніх фізичних полів. Для вирішення питань такого роду з’являються пропозиції застосування принципово нових магнітних матеріалів, таких як супермолекулярних, графенових, на основі магнітних напівпровідників, наночастинок та інших. Такі матеріали є набагато складніші за звичайні феромагнітні плівки з точки зору їх виробництва та застосування, але перспектива їх використання вагома.
Звернувши увагу на плівки типу феромагнітний метал(ФМ)/ напівпровідник (НП) широко застосовуються для створення діодних і транзисторних структур, накопичувачів інформації великої ємності, сенсорів магнітного поля та елементів спінтроніки. Однією з основних задач розвитку спінтроніки є формування нових матеріалів чутливих елементів приладів: магнітних напівпровідників та гібридних наноструктур типу феромагнетик/напівпровідник, перспективи застосування таких обумовлені можливістю використання спінів напівпровідникового шару як детектора, що реагує на зміни магнітного стану в феромагнетику, і унікальними магнітними властивостями.
Мета даної роботи полягає у дослідженні магніторезистивних властивостей плівкових матеріалів на основі Fe і Ge та впливу процесів фазоутворення на величину магнітоопору.
Ключові слова: сенсорна електроніка, магнітоефект, магнітоопір, феромагнетизм, магніторезистивні плівкові структури, германій, залізо.
ЗМІСТ
ВСТУП 6
РОЗДІЛ 1 7
ВПЛИВ ТЕМПЕРАТУРИ ТА МАГНІТНОГО ПОЛЯ НА ВЛАСТИВОСТІ ДВОШАРОВИХ ПЛІВОК 7
1.1. Ефект магнітоопору 7
1.2. Звичайний магнітоопір 7
1.3. Анізотропний магнітоопір 8
1.4. Спін-вентиль 9
1.5. Електричні транспортні властивості FexGe1−x плівок 11
РОЗДІЛ 2 18
МЕТОДИКА І ТЕХНІКА ЕКСПЕРИМЕНТУ 18
2.1. Магніторезистивні властивості 18
2.2. Дослідження кристалічної структури і фазового складу 20
РОЗДІЛ 3 23
ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНІ РЕЗУЛЬТАТИ 23
3.1. Магніторезистивні властивості Fe/Ge плівок 23
ВИСНОВКИ 28
СПИСОК ВИКОРИСТАНИХ ДЖЕРЕЛ 29
ВСТУП
На сьогоднішній день розвиток сенсорної та спінової електроніки стимулює широкий пошук нових багатошарових функціональних матеріалів типу феромагнітний метал/напівпровідник, в яких, на відміну від магнітних напівпровідникових структур, сформованих шляхом введення магнітних домішок у напівпровідник, можна реалізувати механізми спін-залежного розсіювання електронів, утворення гранульованих твердих розчинів та бінарних фаз. Поглиблене вивчення властивостей систем метал/напівпровідник пов’язане з вирішенням питання їх практичного застосування як середовищ для магнітного запису інформації з підвищеною щільністю, високочутливих елементів багатофункціональних сенсорів, нових типів діодних і транзисторних структур та стимулюється необхідністю розв’язання окремих проблем фізики твердого тіла.
Плівкові структури, що складаються з шарів 3d феромагнітного металу і напівпровідника, викликають особливий інтерес як дослідників, так і розробників нових технологій і пристроїв. Основна увага приділяється структурам на основі Si, в той час як досить мало робіт посвячено плівкам 3d-метал-Ge, які можуть проявляти нові несподівані властивості [1-5]. Як приклад, можна розглянути істотну відмінність характеру магнітної анізотропії в плівках Fe/Si та Fe/Ge [6]. На сьогодні, одними з найбільш досліджуваних є структури Мn/Ge, Fe/Ge і Co/Ge, причому, поряд із фазовим складом і структурою плівок і інтерфейсу, вивчаються їх магнітні властивості [7]. Для практичного застосування феромагнітні напівпровідники на основі Ge, приваблюють для дослідження своїм внутрішнім феромагнетизмом, високою температурою Кюрі і спін-поляризованими носіями [8], тому вивчення плівкових структур на основі Fe та Ge є актуальним.
РОЗДІЛ 1
ВПЛИВ ТЕМПЕРАТУРИ ТА МАГНІТНОГО ПОЛЯ НА ВЛАСТИВОСТІ ДВОШАРОВИХ ПЛІВОК
1.1. Ефект магнітоопору
Явище магнітоопору спостерігається у матеріалах яким властиво змінювати свій електричний опір при дії магнітного поля. Позначивши опір матеріалу без магнітного поля(ρ), а його опір у магнітному полі(ρH) з магнітною індукцією(B), то магнітоопір матеріалу можна буде розрахувати за формулою:
Формула описує відносну зміну опору, що не залежить від напрямку прикладеного магнітного поля, а значить, є парною функцією магнітної індукції(B). При малому магнітному полі відносна зміна опору залежить від магнітної індукції квадратично, а в сильних магнітних полях зазвичай виходить на насичення. Магнітоопір для всіх матеріалів має різну величину і залежить від типу розсіювання носіїв заряду, яке відбувається на нейтральних домішках, заряджених, чі взагалі на фононах.
1.2. Звичайний магнітоопір
Згідно [9] для багатьох матеріалів, в тому числі немагнітних металів або напівпровідників, коли зовнішній магнітний потік B прикладене перпендикулярно до електричного поля, то виміряний опір зразка може бути змінений. Це пов'язано з силою Лоренца, що діє на носіїв заряду:
F = -ev · B.
Сила впливає на шлях електронів провідності в матеріалах (рис 1.1).
Знак МО, як правило, позитивний, тобто існує підвищений опір із зростанням величини B. Однак такий ефект МО дуже малий при помірних магнітних полях. Як правило, звичайний МО в нормальних металів потребує магнітного поля до 1 Тл, щоб отримати зміна опору 1% [9].
1.3. Анізотропний магнітоопір
Автори роботи [10] стверджують, що електроні явища переносу через феромагнітні структури дали багато цікавих завдань у фізиці. Наприклад, ефект анізотропного магнетоопору (AМО) знайдений Томсоном в 1857 році показує, що опір феромагнітного металу залежить від відносного кута між напрямками електричного струму і намагніченості. При подачі електричного струму до частини Fe, Томсон спостерігав зменшення опору при зміні кута від 0° до 90°.
Він також розглянув ті ж експерименти, використовуючи Ni, і отримав аналогічні результати, але більш високий коефіцієнт МО порівняно з Fе. Для відносного кута θ, було висловлено, що опір феромагнітного металу R = R0 + ΔRАМО cos2 θ, де R0 є опір при θ = π/2, а ΔRАМО/R0 являє собою відношення AМО. Механізм дії AМО спостережений в перехідних феромагнітних металах, аргументувався спін-орбітальною взаємодією між провідності (s-подібних) електронів і локалізованих (d-подібних) електронів. Тут прийнято sd модель вперше запропоновану Моттом, в якій електрони провідності мають кінцеву швидкість розсіювання в локалізованому стані.
Через спін-орбітальну взаємодію, швидкість розсіювання спіну асиметрична, оскільки залежить від кута між напрямками електричного струму і намагніченості. Цей процес розсіювання призводить до ефекту AМО. Спостережуване співвідношення AМО знаходиться на порядку декількох %. Тепер ефект AМО відіграє важливу роль для технічних застосувань, таких як магнітні датчики [10].
1.4. Спін-вентиль
Дані [9] повідомляють, що досягнення паралельної і антипаралельної конфігурації магнітних шарів може бути включене з малими магнітними полями. Дьені та ін. виготовили «спін вентильну» структуру, як показано на рисунку 1.2. У такій структурі дві феромагнітні шари від’єднані один від одного за допомогою порівняно товстого розділового шару (зазвичай кілька нм). Для полегшення незалежного перемикання феромагнітних шарів, було використано зміщення обмінного ефекту [11]. Це було зроблено депонуванням антиферомагнітного шару (закріплений шар) примикаючого до одного з феромагнітних шарів (закріплений шар) в зовнішньому магнітному полі. Намагніченість закріпленого шару залишається незмінною, поки не буде прикладене більше магнітне поле. Інший феромагнітний шар (вільний шар) має значно меншу коерцитивність, потім можна переключатися з набагато більш низьким магнітним полем. Рисунок 1.3 показує петлю гістерезису при кімнатній температури і поведінку МО типову структурі спін вентиля.
Рис. 1.1. Траєкторія носіїв заряду в провіднику під дією зовнішнього магнітного потоку. Чорна стрілка вказує напрямок прикладеного електричного поля. Синя стрілка представляє траєкторії електрона під дією прикладеного магнітного потоку В [9]
AФ (закріплений)
ФМ (закріплений)
Прокладка
ФМ (вільний)
Р
ис. 1.2. Схема звичайної конструкції спін вентиля [9]
а б в
Рис. 1.3. Петля гістерезису (а) і поведінка МО (б) спін вентильного зразка Та (5 нм)\NiFe (6 нм) \ Cu (2.2 нм)/NiFe (4 нм)\FeMn (7 нм)\Та (5 нм). МО показаний, коли допоміжний контур був виконаний на вільному шарі (в). Виміри проводилися при Т = 300 К [9, 12]
Зміна спінової вентильної структури, яка не залежить від ефекту обмінного зміщення для полегшення незалежного перемикання феромагнітних шарів, показаного на рисунку 1.4. Вона працює за допомогою двох магнітних шарів з дуже різними коерцитивними полями. Магнітне поле може бути застосоване до перемагнічування м'якого шару перед перемиканням ще одного шару (жорсткого шару), який має більш високе коерцитивне поле. Цей тип структури називається «псевдо спіновий вентиль».
Різка петля М (Н) означає швидку зміну МО з невеликою зміною прикладеного поля, а це означає високу чутливість (зміна опору на одиницю зміни магнітного поля). Для досягнення високої чутливості, обмінна взаємодія між м'яких і твердих шарів має бути зведено до мінімуму критичним регулюванням товщини прокладки. Різні види зв'язку, такі як прямий зв'язок через поверхневі пори в прокладці може зруйнувати ефект МО. Магнітостатичний зв’язок «апельсинова кірка» (рис. 1.5.) є ще одним важливим джерелом зв'язку. Вона виникає з генерації магнітних диполів за рахунок шорсткості плівок [9].
1.5. Електричні транспортні властивості FexGe1−x плівок
FexGe1-х плівки були синтезовані авторами [14] на скляних підкладках з мішеней Fe (99.99%) і Ge (99.99%). Темпи зростання Fe були зафіксовані на рівні 0.2°Å/с, в той час, як темпи зростання Ge варіювалася від 0.38 до 0.89 Å/с. Таким чином, концентрація Fe в FexGe1-х плівках може бути налаштованою від 30 до 50 ат.%. Під час розпилювання, підкладка обертався з метою забезпечення однаковості плівок. Температура скляної підкладки була зафіксована на рівні 20 °C водяним охолодженням, що веде до зростання FexGe1-х плівок в стані термічної нерівноважності. Низька температура росту на аморфній скляній підкладці важлива, щоб сформувати аморфні FexGe1-х фази, які значно підвищують розчинність Fe в Ge без домішкових фаз. На рис. 1.6 показана температурна залежність провідності σxx для різних FexGe1-х плівок.
М'який шар
Прокладка
Жорсткий шар
а б в
Рис. 1.4. Схема (а), магнітна (б) і транспортна (в) поведінка структури псевдо спін вентиля: GaAs\Со (2 нм)\Cu (6 нм)\NiFe (6 нм) [9, 13]
Рис. 1.5. Феромагнітний зв'язок магнітних шарів за рахунок формування магнітних диполів в грубих інтерфейсах [9]
Незважаючи на високу концентрацію Fe, провідність σxx плавно зменшується з температурою, яка є характерною рисою напівпровідникової провідності. Провідність мало змінюється у всьому діапазоні температур вимірюваного для всіх плівок, вказуючи, що носії слабо локалізовані. У легованих аморфних напівпровідниках на металевій стороні переходу метал-ізолятор [15, 16], співвідношення σxx-Т можна записати так
МІНІСТЕРСТВО ОСВІТИ І НАУКИ УКРАЇНИ
СУМСЬКИЙ ДЕРЖАВНИЙ УНІВЕРСИТЕТ
Факультет електроніки та інформаційних технологій
Кафедра електроніки, загальної та прикладної фізики
Звіт з переддипломної практики
МАГНІТОРЕЗИСТИВНИЙ ЕФЕКТ У НАНОРОЗМІРНИХ МАТЕРІАЛАХ СЕНСОРНОЇ ЕЛЕКТРОНІКИ З РІЗНИМ СТУПЕНЕМ ЕНТРОПІЙНОСТІ
студента гр.ЕП м. – 81н. О.О. Подопригора
Науковий керівник,
д.ф.-м.н., професор Л.В. Однодворець
Суми 2020
Р е ф е р а т
Актуальність роботи полягає в тому, що нові, мало досліджені плівкові структури на основі Fe і Ge можуть вирішити низку нових невирішених задач у фізиці магнітних тонких плівок. Оскільки елементи спінтроніки функціонують під дією зовнішніх магнітних полів, то вже давно виникла потреба у нових швидкодіючих та високоточних датчиках магнітних полів різних діапазонів. Звісно ж, існують функціональні елементи, що мають ряд недоліків, які обумовлені своєю нестабільністю під впливом зовнішніх фізичних полів. Для вирішення питань такого роду з’являються пропозиції застосування принципово нових магнітних матеріалів, таких як супермолекулярних, графенових, на основі магнітних напівпровідників, наночастинок та інших. Такі матеріали є набагато складніші за звичайні феромагнітні плівки з точки зору їх виробництва та застосування, але перспектива їх використання вагома.
Звернувши увагу на плівки типу феромагнітний метал(ФМ)/ напівпровідник (НП) широко застосовуються для створення діодних і транзисторних структур, накопичувачів інформації великої ємності, сенсорів магнітного поля та елементів спінтроніки. Однією з основних задач розвитку спінтроніки є формування нових матеріалів чутливих елементів приладів: магнітних напівпровідників та гібридних наноструктур типу феромагнетик/напівпровідник, перспективи застосування таких обумовлені можливістю використання спінів напівпровідникового шару як детектора, що реагує на зміни магнітного стану в феромагнетику, і унікальними магнітними властивостями.
Мета даної роботи полягає у дослідженні магніторезистивних властивостей плівкових матеріалів на основі Fe і Ge та впливу процесів фазоутворення на величину магнітоопору.
Ключові слова: сенсорна електроніка, магнітоефект, магнітоопір, феромагнетизм, магніторезистивні плівкові структури, германій, залізо.
ЗМІСТ
ВСТУП 6
РОЗДІЛ 1 7
ВПЛИВ ТЕМПЕРАТУРИ ТА МАГНІТНОГО ПОЛЯ НА ВЛАСТИВОСТІ ДВОШАРОВИХ ПЛІВОК 7
1.1. Ефект магнітоопору 7
1.2. Звичайний магнітоопір 7
1.3. Анізотропний магнітоопір 8
1.4. Спін-вентиль 9
1.5. Електричні транспортні властивості FexGe1−x плівок 11
РОЗДІЛ 2 18
МЕТОДИКА І ТЕХНІКА ЕКСПЕРИМЕНТУ 18
2.1. Магніторезистивні властивості 18
2.2. Дослідження кристалічної структури і фазового складу 20
РОЗДІЛ 3 23
ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНІ РЕЗУЛЬТАТИ 23
3.1. Магніторезистивні властивості Fe/Ge плівок 23
ВИСНОВКИ 28
СПИСОК ВИКОРИСТАНИХ ДЖЕРЕЛ 29
ВСТУП
На сьогоднішній день розвиток сенсорної та спінової електроніки стимулює широкий пошук нових багатошарових функціональних матеріалів типу феромагнітний метал/напівпровідник, в яких, на відміну від магнітних напівпровідникових структур, сформованих шляхом введення магнітних домішок у напівпровідник, можна реалізувати механізми спін-залежного розсіювання електронів, утворення гранульованих твердих розчинів та бінарних фаз. Поглиблене вивчення властивостей систем метал/напівпровідник пов’язане з вирішенням питання їх практичного застосування як середовищ для магнітного запису інформації з підвищеною щільністю, високочутливих елементів багатофункціональних сенсорів, нових типів діодних і транзисторних структур та стимулюється необхідністю розв’язання окремих проблем фізики твердого тіла.
Плівкові структури, що складаються з шарів 3d феромагнітного металу і напівпровідника, викликають особливий інтерес як дослідників, так і розробників нових технологій і пристроїв. Основна увага приділяється структурам на основі Si, в той час як досить мало робіт посвячено плівкам 3d-метал-Ge, які можуть проявляти нові несподівані властивості [1-5]. Як приклад, можна розглянути істотну відмінність характеру магнітної анізотропії в плівках Fe/Si та Fe/Ge [6]. На сьогодні, одними з найбільш досліджуваних є структури Мn/Ge, Fe/Ge і Co/Ge, причому, поряд із фазовим складом і структурою плівок і інтерфейсу, вивчаються їх магнітні властивості [7]. Для практичного застосування феромагнітні напівпровідники на основі Ge, приваблюють для дослідження своїм внутрішнім феромагнетизмом, високою температурою Кюрі і спін-поляризованими носіями [8], тому вивчення плівкових структур на основі Fe та Ge є актуальним.
РОЗДІЛ 1
ВПЛИВ ТЕМПЕРАТУРИ ТА МАГНІТНОГО ПОЛЯ НА ВЛАСТИВОСТІ ДВОШАРОВИХ ПЛІВОК
1.1. Ефект магнітоопору
Явище магнітоопору спостерігається у матеріалах яким властиво змінювати свій електричний опір при дії магнітного поля. Позначивши опір матеріалу без магнітного поля(ρ), а його опір у магнітному полі(ρH) з магнітною індукцією(B), то магнітоопір матеріалу можна буде розрахувати за формулою:
Формула описує відносну зміну опору, що не залежить від напрямку прикладеного магнітного поля, а значить, є парною функцією магнітної індукції(B). При малому магнітному полі відносна зміна опору залежить від магнітної індукції квадратично, а в сильних магнітних полях зазвичай виходить на насичення. Магнітоопір для всіх матеріалів має різну величину і залежить від типу розсіювання носіїв заряду, яке відбувається на нейтральних домішках, заряджених, чі взагалі на фононах.
1.2. Звичайний магнітоопір
Згідно [9] для багатьох матеріалів, в тому числі немагнітних металів або напівпровідників, коли зовнішній магнітний потік B прикладене перпендикулярно до електричного поля, то виміряний опір зразка може бути змінений. Це пов'язано з силою Лоренца, що діє на носіїв заряду:
F = -ev · B.
Сила впливає на шлях електронів провідності в матеріалах (рис 1.1).
Знак МО, як правило, позитивний, тобто існує підвищений опір із зростанням величини B. Однак такий ефект МО дуже малий при помірних магнітних полях. Як правило, звичайний МО в нормальних металів потребує магнітного поля до 1 Тл, щоб отримати зміна опору 1% [9].
1.3. Анізотропний магнітоопір
Автори роботи [10] стверджують, що електроні явища переносу через феромагнітні структури дали багато цікавих завдань у фізиці. Наприклад, ефект анізотропного магнетоопору (AМО) знайдений Томсоном в 1857 році показує, що опір феромагнітного металу залежить від відносного кута між напрямками електричного струму і намагніченості. При подачі електричного струму до частини Fe, Томсон спостерігав зменшення опору при зміні кута від 0° до 90°.
Він також розглянув ті ж експерименти, використовуючи Ni, і отримав аналогічні результати, але більш високий коефіцієнт МО порівняно з Fе. Для відносного кута θ, було висловлено, що опір феромагнітного металу R = R0 + ΔRАМО cos2 θ, де R0 є опір при θ = π/2, а ΔRАМО/R0 являє собою відношення AМО. Механізм дії AМО спостережений в перехідних феромагнітних металах, аргументувався спін-орбітальною взаємодією між провідності (s-подібних) електронів і локалізованих (d-подібних) електронів. Тут прийнято sd модель вперше запропоновану Моттом, в якій електрони провідності мають кінцеву швидкість розсіювання в локалізованому стані.
Через спін-орбітальну взаємодію, швидкість розсіювання спіну асиметрична, оскільки залежить від кута між напрямками електричного струму і намагніченості. Цей процес розсіювання призводить до ефекту AМО. Спостережуване співвідношення AМО знаходиться на порядку декількох %. Тепер ефект AМО відіграє важливу роль для технічних застосувань, таких як магнітні датчики [10].
1.4. Спін-вентиль
Дані [9] повідомляють, що досягнення паралельної і антипаралельної конфігурації магнітних шарів може бути включене з малими магнітними полями. Дьені та ін. виготовили «спін вентильну» структуру, як показано на рисунку 1.2. У такій структурі дві феромагнітні шари від’єднані один від одного за допомогою порівняно товстого розділового шару (зазвичай кілька нм). Для полегшення незалежного перемикання феромагнітних шарів, було використано зміщення обмінного ефекту [11]. Це було зроблено депонуванням антиферомагнітного шару (закріплений шар) примикаючого до одного з феромагнітних шарів (закріплений шар) в зовнішньому магнітному полі. Намагніченість закріпленого шару залишається незмінною, поки не буде прикладене більше магнітне поле. Інший феромагнітний шар (вільний шар) має значно меншу коерцитивність, потім можна переключатися з набагато більш низьким магнітним полем. Рисунок 1.3 показує петлю гістерезису при кімнатній температури і поведінку МО типову структурі спін вентиля.
Рис. 1.1. Траєкторія носіїв заряду в провіднику під дією зовнішнього магнітного потоку. Чорна стрілка вказує напрямок прикладеного електричного поля. Синя стрілка представляє траєкторії електрона під дією прикладеного магнітного потоку В [9]
AФ (закріплений)
ФМ (закріплений)
Прокладка
ФМ (вільний)
Р
ис. 1.2. Схема звичайної конструкції спін вентиля [9]
а б в
Рис. 1.3. Петля гістерезису (а) і поведінка МО (б) спін вентильного зразка Та (5 нм)\NiFe (6 нм) \ Cu (2.2 нм)/NiFe (4 нм)\FeMn (7 нм)\Та (5 нм). МО показаний, коли допоміжний контур був виконаний на вільному шарі (в). Виміри проводилися при Т = 300 К [9, 12]
Зміна спінової вентильної структури, яка не залежить від ефекту обмінного зміщення для полегшення незалежного перемикання феромагнітних шарів, показаного на рисунку 1.4. Вона працює за допомогою двох магнітних шарів з дуже різними коерцитивними полями. Магнітне поле може бути застосоване до перемагнічування м'якого шару перед перемиканням ще одного шару (жорсткого шару), який має більш високе коерцитивне поле. Цей тип структури називається «псевдо спіновий вентиль».
Різка петля М (Н) означає швидку зміну МО з невеликою зміною прикладеного поля, а це означає високу чутливість (зміна опору на одиницю зміни магнітного поля). Для досягнення високої чутливості, обмінна взаємодія між м'яких і твердих шарів має бути зведено до мінімуму критичним регулюванням товщини прокладки. Різні види зв'язку, такі як прямий зв'язок через поверхневі пори в прокладці може зруйнувати ефект МО. Магнітостатичний зв’язок «апельсинова кірка» (рис. 1.5.) є ще одним важливим джерелом зв'язку. Вона виникає з генерації магнітних диполів за рахунок шорсткості плівок [9].
1.5. Електричні транспортні властивості FexGe1−x плівок
FexGe1-х плівки були синтезовані авторами [14] на скляних підкладках з мішеней Fe (99.99%) і Ge (99.99%). Темпи зростання Fe були зафіксовані на рівні 0.2°Å/с, в той час, як темпи зростання Ge варіювалася від 0.38 до 0.89 Å/с. Таким чином, концентрація Fe в FexGe1-х плівках може бути налаштованою від 30 до 50 ат.%. Під час розпилювання, підкладка обертався з метою забезпечення однаковості плівок. Температура скляної підкладки була зафіксована на рівні 20 °C водяним охолодженням, що веде до зростання FexGe1-х плівок в стані термічної нерівноважності. Низька температура росту на аморфній скляній підкладці важлива, щоб сформувати аморфні FexGe1-х фази, які значно підвищують розчинність Fe в Ge без домішкових фаз. На рис. 1.6 показана температурна залежність провідності σxx для різних FexGe1-х плівок.
М'який шар
Прокладка
Жорсткий шар
а б в
Рис. 1.4. Схема (а), магнітна (б) і транспортна (в) поведінка структури псевдо спін вентиля: GaAs\Со (2 нм)\Cu (6 нм)\NiFe (6 нм) [9, 13]
Рис. 1.5. Феромагнітний зв'язок магнітних шарів за рахунок формування магнітних диполів в грубих інтерфейсах [9]
Незважаючи на високу концентрацію Fe, провідність σxx плавно зменшується з температурою, яка є характерною рисою напівпровідникової провідності. Провідність мало змінюється у всьому діапазоні температур вимірюваного для всіх плівок, вказуючи, що носії слабо локалізовані. У легованих аморфних напівпровідниках на металевій стороні переходу метал-ізолятор [15, 16], співвідношення σxx-Т можна записати так
ВСТУП 6
РОЗДІЛ 1 7
ВПЛИВ ТЕМПЕРАТУРИ ТА МАГНІТНОГО ПОЛЯ НА ВЛАСТИВОСТІ ДВОШАРОВИХ ПЛІВОК 7
1.1. Ефект магнітоопору 7
1.2. Звичайний магнітоопір 7
1.3. Анізотропний магнітоопір 8
1.4. Спін-вентиль 9
1.5. Електричні транспортні властивості FexGe1−x плівок 11
РОЗДІЛ 2 18
МЕТОДИКА І ТЕХНІКА ЕКСПЕРИМЕНТУ 18
2.1. Магніторезистивні властивості 18
2.2. Дослідження кристалічної структури і фазового складу 20
РОЗДІЛ 3 23
ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНІ РЕЗУЛЬТАТИ 23
3.1. Магніторезистивні властивості Fe/Ge плівок 23
ВИСНОВКИ 28
СПИСОК ВИКОРИСТАНИХ ДЖЕРЕЛ 29
| AФ (закріплений) |
| ФМ (закріплений) |
| Прокладка |
| ФМ (вільний) |
| | |
 . | (1.1) |
де σ0 є провідність при T = 0 K, c1T1/2 виникає з Кулонівської взаємодії носіїв у невпорядкованих матеріалах, а с2T походить від не пружного електрон-фононного розсіювання слабо локалізованих носіїв.
Як показано на рисунку 1.6, експериментальні криві σxx-T добре описуються рівнянням (1.1) в області низьких температур, вказуючи електричну транспорту поведінку на металевій стороні переходу метал-ізолятор. Порівнюючи рис. 1.6а - в, це може бути встановлено, оскільки провідність зменшується з концентрацією Fe для будь-якої заданої температури <300 К. Коли зменшується концентрація Fe, зменшується концентрація носіїв (дірок) і локалізація носіїв явно домінує. У цьому випадку, легко зрозуміти, що розрахунки параметра σ0 зменшується з концентрацією Fe, тобто σ0 = 346 Ом-1 см-1 для плівки Fe0.5Ge0.5, σ0 = 175 Ом-1 см-1 для плівки Fe0.4Ge0.6 і σ0 = 135 Ом-1 см-1 для плівки Fe0.3Ge0.7. І навпаки, провідність від внеску Кулонівського взаємодії носіїв збільшується з зменшенням концентрації Fe, тому що ефект Кулонівського екранування слабкіше за нижню концентрацію носіїв. Таким чином, розрахунковий параметр c1 збільшується із зменшенням концентрації Fe, тобто c1 = 1.57 Ом-1 см-1K-1/2 для плівки Fe0.5Ge0.5, c1 = 4.00 Ом-1 см-1K-1/2 для плівки Fe0.4Ge0.6 і c1 = 5.62 Ом-1 см-1K-1/2 для плівки Fe0.3Ge0.7. Для плівки Fe0.5Ge0.5, добрі розрахунки з 5 K до 200 К, з σ0 = 346 Ом-1 см-1, c1 = 1.57 Ом-1 см-1 K-1/2 і c2 = 0.047 Ом-1 см-1 K-1. Для плівки Fe0.4Ge0.6, добрі розрахунки з 5 K до 300 К, з σ0 = 175 Ом-1 см-1, c1 = 4.00 Ом-1 см-1 K-1/2 і с2 = -0.03 Ом-1 см-1 K-1.
а
б
в
Рис. 1.6. Температурна залежність провідності σxx для композиційних плівок Fe0.5Ge0.5 (а), Fe0.4Ge0.6 (б) та Fe0.4Ge0.6 (б). Суцільні лінії показують розрахунки за формулою (2) [14]
Для плівки Fe0.3Ge0.7, добрі розрахунки 5 K до 200 К, з σ0 = 135 Ом-1 см-1, c1 = 5.62 Ом-1 см-1 K-1/2 і с2 = -0.06 Ом-1 см-1 K-1.
Автори також виміряли МО зразків, тобто поверхневий опір як функцію магнітного поля. МО є негативним і його значення дуже мале (<0,1% в області 6 Тл) у всій вимірюваній температурі від 5 K до 300 К, незалежно від того, чи застосовувалось поле паралельне, чи перпендикулярне до площини плівки. Як правило, невеликий негативний МО розглядається як ознака момент-носіїв взаємодій і спін-поляризованих носіїв в сильно корельованих системах, на відміну від малого позитивного МО знайденого в звичайних немагнітних металах [15, 16] і великий позитивний МО спостерігається в невпорядкованих або неоднорідних напівпровідниках [8, 17]. Перевага невеликого негативного МО в системі момент-носіїв взаємодії, що вплив МО на ефект Холла незначний. Ефект Холла плівок вимірювали при різних температурах і аномальний ефект Холла був домінуючим нижче температури Кюрі. Опір Холла зазвичай записується за емпіричною формулою
 . | (1.2) |
де Н - зовнішнє магнітне поле, μ0 - проникність вакууму, а R0(T) і RS(H, T) - звичайний і аномальний коефіцієнти Холла при температурі Т у магнітному поля Н відповідно.
Таким чином, експериментальний опір Холла може бути розділений на дві частини: перший доданок у формулі (1.2), представляє звичайний ефект Холла
, який пропорційний H та другий доданок у формулі (1.2), що представляє аномальна опір Холла 
, який пропорційний M (H, T). Коли зовнішнє поле більше, ніж магнітне поле насичення, аномальний опір Холла буде насичений і залишиться тільки звичайний ефект Холла. У цьому випадку концентрація носіїв (дірки в р-типу FexGe1-х напівпровідника) може бути отримана з нахилу опору Холла ρxy (H) в області високого магнітного поля від 30 000 до 60 000 Е, де ρxy (H) пропорційна магнітному полю. Автори отримали концентрацію дірок: 7.3 × 1021/см3 для Fe0.5Ge0.5, 5.6 × 1021/см3 для Fe0.4Ge0.6 і 3.4 × 1021/см3 для Fe0.3Ge0.7 плівок при 30 К. Очевидно, концентрація дірок зростає із збільшенням концентрації Fe. Така висока концентрація дірок відповідна при спостереженні високої температури Кюрі FexGe1-х магнітних напівпровідникових плівок.Однорідні аморфні FexGe1-х феромагнітні напівпровідникові (ФМН) плівки були синтезовані з високою концентрацією Fe. Температура Кюрі > 350 К. Кількісний аналіз електричного транспорту показує, що FexGe1-х ФМН плівки показують провідність слабо локалізованих носіїв (дірок) на металевій стороні. Крім того, аномальний опір Холла пропорційний намагніченості для всіх плівок, що вказує на те, що носії спін поляризовані і притаманний феромагнетизм. Феромагнітний резонанс далі показує, що FexGe1-х тонкі плівки мають єдиний колективний феромагнетизм. FexGe1-х ФМН з високою температурою Кюрі і намагніченістю може мати застосування в пристроях спінтроніки як високоефективне джерело спін інжекції [14].
Авторами роботи [18] проведено подібні дослідження FexGe1-х нанокомпозитних плівок з різними атомними частинками Fe (0.3 ≤ х ≤ 1.0), виготовленими з чистої мішені Fe (99.999%) та Ge (99.99%) на склі, субстрати розщеплюють NaCl і Кептон™.
Рис.1.7а представляє температурну залежність питомого опору свіжосконденсованих 60 нм FexGe1-х нанокомпозитних плівок. Для чистої плівки Fe, опір повільно зростає із збільшенням температури, демонструючи металеву поведінку з позитивним температурним коефіцієнтом опору (ТКО). Однак, як х зменшується, температурна залежність нормованого опору стає слабкішою. При х ≤ 0,5, ТКО стає негативним і якщо х в подальшому знижується, нормований опір стає більш сильно залежним від температури. На рис.1.7б відображена х температурна залежність питомого опору в приміщенні свіжосконденсованих FexGe1-х нанокомпозитних плівок. Питомий опір поступово збільшується, коли х змінюється від 1 до 0.66. Однак, коли х менше, ніж 0.66, відбувається значне збільшення, приблизно, на два порядки величини.
У металевій області ТКО позитивне від 2 до 300 К; в ізолюючій області тунелювання провідності переважає і ТКО є негативним; але в посередництві між цими двома крайностями, ТКО може змінитися з негативного, демонструючи залежність а – log T при низьких температурах, а позитивний при високих температурах. Така температурна залежність висловлює припущення виникнення з тих нанорозмірних металевих зерен, які мають електронні енергетичні квантування, близькі до теплової енергії при кімнатній температурі, що може бути в змозі заблокувати шляхи провідності всередині плівки, щоб викликати негативний ТКО при низьких температурах, але не при високих температурах. Крім того, при х = 0.5, питомий опір ρ задовольняє відношення ρ∞ - log T у всьому діапазоні температур від 2 до 300 К (рис. 1.7в), які коли-небудь спостерігалися в інших розпорошених
Рис. 1.7. Температурна залежність питомого опору свіжосконденсованих 60 нм FexGe1-х нанокомпозитних плівок (а). Концентраційна залежність питомого опору плівок Fe при кімнатній температурі (б). Зв'язок ρ та log T плівки з х = 0,5 (в) [18]
плівках метал-діелектрик, що представляють підвищений гігантський ефект Холла (ГХЕ) [19-22].
Поведінки питомого опору на рис.1.7 складно пояснити. Для плівки з невеликим вмістом Ge, опір зменшується з пониженням температури, ймовірно, більшість результатів від виморожування фононів, а отже слабкіше розсіювання знаходиться в межах зерен Fe, що призводить до більших значень рухливості і зменшення опору. При збільшенні вмісту Ge знизиться вміст Fe, має відбуватися сильніша межа розсіювання носіїв на численних кордонах зерен, незалежний процес розсіювання температури призведе до конкуренції з процесом розсіювання фононів. Таким чином, опір змінюється мало з температурою. Крім того, при низькій х, залежність розсіювання межі від температури домінує. Але є також невелике зменшення, як кількості дірок, так і електронів із зменшенням температури, що викликає повільне піднімання опору з пониженням температури. Коли х є досить низьким, плівка є напівпровідником.
РОЗДІЛ 2
МЕТОДИКА І ТЕХНІКА ЕКСПЕРИМЕНТУ
2.1. Магніторезистивні властивості
Плівкові системи Ge/Fe/П (П – підкладка із аморфного ситалу) та одношаровий зразок Fe отримувалися електронно-променевим методом осадження у високому вакуумі 10–4 – 10–5 Па. Товщини окремих шарів контролювалася методом кварцового резонатора і товщини (d) плівок Fe складали 10 нм, а Ge в діапазоні 5 – 30 нм в залежності від зразку. Для забезпечення необхідної термостабілізації використовували кварц із спеціальною кристалографічною орієнтацією, якій відповідає низький температурний коефіцієнт лінійного розширення при кімнатних температурах. Це забезпечувало точність вимірювання товщини ∆d = ±10%.
Магнітоопір (МО) вимірювався при повздовжній (||), поперечній (┼) та перпендикулярній (┴) геометрії (рис. 2.1). Оскільки в означенні величини МО існує певна невизначеність, то у всіх випадках використовувалося співвідношення:
,де R(B) і RS – опір плівки при заданому полі і полі насичення BS. У тому випадку, коли визначалась коерцитивна сила, то експериментальні дані перебудовувалися в координатах
від величини B, яка визначалася за графіком градуювання (залежність B від сили струму в обмотці соленоїда) із використанням вимірювача магнітної індукції Ш1-8 (точність вимірювання b ± 0,5%).Принципова схема установки приведена на рис. 2.2. Вимірювання магніторезистивних властивостей у зразках проводилося при Т
300 К з використанням чотириточкової схеми в постійному магнітному полі. За допомогою двох контактів до зразка підводиться електричний струм, а за допомогою двох інших вимірюється спад напруги на ньому.
а б в
Рис. 2.1. Схеми повздовжньої (а), поперечної (б) та перпендикулярної (в) геометрії вимірювання магнітоопору [25]
Рис. 2.2. Схематичне зображення розробленого модулю з механізмом повороту зразка (а) та зовнішній вигляд контактів (б) [26]:
1 – осердя електромагніту;
2 – зразок;
3 – тримач контактів;
4 – консоль механізму повороту зразка;
5 – кроковий двигун;
6 – модуль збору даних NI USB 6008.
Це дозволяє вимірювати спад напруги лише на зразку, тому довжина провідників (опір) не має істотного впливу на розрахунковий опір зразка. Оскільки при дослідженні МО вимірюється безпосередньо величина електроопору зразка, а не його питомий опір, то похибка цих вимірювань складає 0,02%.
Магнітне поле створювалося електромагнітами, максимальна величина магнітної індукції (В) яких складала 500 мТл. В якості джерела електричного струму використовувалося джерело живлення зі стабілізацією по струму. Вимірювання проводилися в автоматизованому режимі для чого була використана програмна частина, також створена у середовищі програмування LabVIEW.
Згідно [26] розроблений модуль поміщається між осердям електромагніту (рис. 3.2, поз. 1) і складається з консолі (4), на якій закріплено тримач контактів (3), столику для розміщення зразка (2) та крокового двигуна (5), що управляється за допомогою DAQ NI USB 6008 (6). Контакти виготовлені з золота та мають округлу форму, що мінімізує опір проміжного контакту зі зразком та унеможливлює його пошкодження під час установки у тримач.
2.2. Дослідження кристалічної структури і фазового складу
В основі методу розшифрування електронограми згідно [27] лежать п’ять співвідношень, які будуть наведені нижче. Перше співвідношення пов’язує кут розсіювання з довжиною хвилі та міжплощинними відстанями (закон Бреггів):
 , | (2.1) |
де dhkl - міжплощинна відстань (hkl – індекси Міллера); n – порядок відбиття хвилі (в електронографії n=1).
Друге співвідношення пов’язує між собою діаметр дифракційного кільця з так званою сталою приладу. У зв’язку з тим, що кути Θ мають малу величину (2 – 4°), можна записати
. Із (2.1) визначаємо 2Θ як відношення 
. Звідси  або  . | (2.2) |
Величина
одержала назву сталої приладу:  . | (2.2') |
Її можна визначити за допомогою електронограми від еталонного зразка (це плівки Al, Au, Ag, NaCl, TlCl, MgO) з відомими міжплощинними відстанями. Знаючи С, ми можемо знайти dhkl для невідомого зразка та визначити тип і параметри решітки.
Для розрахунків електронограм від невідомого зразка необхідно скористатися третім, четвертим та п’ятим рівняннями електронографії. Третім рівнянням може бути т.зв. квадратична форма, яка у випадку кубічної сингонії має такий вигляд:
 . | (2.3) |
Звідси випливають четверте і п’яте співвідношення електронографії [27]
 | (2.4) |
 . | (2.5) |
Формула (2.5) справедлива лише для кубічної сингонії, а для гексагональної можна скористатися [28]:
 ,  . | (2.6) |
Формули (2.5) та (2.6) використані для розшифрування електронограм.
РОЗДІЛ 3
ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНІ РЕЗУЛЬТАТИ
3.1. Магніторезистивні властивості Fe/Ge плівок
При дослідженні зразків 1-6 (табл. 3.17) у магнітному полі, отримані характеристики МО (табл. 3.18) приведені на рисунках 3.7-3.12. Зразки були відпалені 3 рази, маючи по 2 цикли нагрівання та охолодження до 470, 700, 890 К. Після кожного відпалювання вимірювався МО зразків. Дослідження проводились для ||, ┼ та ┴ геометрії вимірювання.
І
з [29] відомо, що анізотропія МО є характерною для однорідних феромагнітних матеріалів із-за взаємодії електронів провідності з внутрішніми електронами, спінові моменти яких обумовлюють спонтанну намагніченість. Дане ствердження підтверджується отриманими експериментальними результатами. Побудовані графіки для ┼ та ┴ геометрії вимірювання МО мають анізотропний характер.
а б в
Рис. 3.7. МО при повздовжній (а), поперечній (б) та перпендикулярній (в) геометрії вимірювання для плівки Fe (10 нм) при різних температурах відпалювання
а б в
Р
ис. 3.8. МО при повздовжній (а), поперечній (б) та перпендикулярній (в) геометрії вимірювання для плівкової системи Ge (5)/Fe (10)/П при різних температурах відпалювання
а б в
Р
ис. 3.9. МО при повздовжній (а), поперечній (б) та перпендикулярній (в) геометрії вимірювання для плівкової системи Ge (10)/Fe (10)/П при різних температурах відпалювання
а б в
Рис. 3.10. МО при повздовжній (а), поперечній (б) та перпендикулярній (в) геометрії вимірювання для плівкової системи Ge (15)/Fe (10)/П при різних температурах відпалювання
а б в
Рис. 3.11. МО при повздовжній (а), поперечній (б) та перпендикулярній (в) геометрії вимірювання для плівкової системи Ge (20)/Fe (10)/П при різних температурах відпалювання
а б в
Рис. 3.12. МО при повздовжній (а), поперечній (б) та перпендикулярній (в) геометрії вимірювання для плівкової системи Ge (30)/Fe (10)/П при різних температурах відпалювання
Таблиця 3.17
Товщини шарів у отриманих плівкових зразках Fe/Ge
| Зразок | 1 | 2 | 3 | 4 | 5 | 6 |
| dFe, нм | 10 | |||||
| dGe, нм | 0 | 5 | 10 | 15 | 20 | 30 |
Таблиця 3.18
Отримані результати МО
| Максимальне значення МО, % | Т, К | Зразок | |||||
| 1 | 2 | 3 | 4 | 5 | 6 | ||
| || | 300 | 0.013 | 0.006 | 0.019 | 0.018 | 0.010 | 0.004 |
| 470 | 0.015 | 0.019 | 0.017 | 0.022 | 0.009 | 0.004 | |
| 700 | 0.038 | 0.024 | 0 | 0.015 | 0.009 | 0.010 | |
| 890 | 0.038 | 0.018 | 0.012 | 0.021 | 0.012 | 0.003 | |
| ┼ | 300 | 0.019 | 0.041 | 0.021 | 0.011 | 0.012 | 0.003 |
| 470 | 0.062 | 0.034 | 0.020 | 0.011 | 0.007 | 0.003 | |
| 700 | 0.060 | 0.039 | 0.019 | 0.009 | 0.004 | 0.003 | |
| 890 | 0.116 | 0.044 | 0.015 | 0.010 | 0.007 | 0.003 | |
| ┴ | 300 | 0.086 | 0.057 | 0.078 | 0.110 | 0.011 | 0.022 |
| 470 | 0.070 | 0.083 | 0.105 | 0.033 | 0.016 | 0.017 | |
| 700 | 0.055 | 0.047 | 0.089 | 0.052 | 0.012 | 0.014 | |
| 890 | 0.034 | 0.027 | 0.111 | 0.028 | 0.024 | 0.011 | |
Проведене дослідження виявило той факт, що після кожного відпалювання плівки Fe (10 нм), значення МО постійно зростало. Порівняльний аналіз, щодо впливу шарів Ge на характеристики МО краще почати проводити для ┼ геометрії вимірювання. При даній геометрії вимірювання плівкові системи Fe/Ge з товщиною Ge 5, 10 та 15 нм мають незмінний характер і температура відпалювання, фактично, не впливає на значення МО, чого ми не спостерігали в плівці Fe. Подальше збільшення товщини призводить до розкиду характеристик при різних температурах, проте для плівки Ge (20)/Fe (10)/П після відпалювання значення МО суттєво не змінюється і притримується в околі певного значення. У плівки Ge (30)/Fe (10)/П, незважаючи на розкид характеристик, значення МО незмінне і рівне 0.003 %.
Якщо розглядати || геометрію вимірювання, то спостерігається інша картина характеристик МО. Для плівки Fe (10) зміна значення МО спостерігається лише при відпалі при 700 К. В загальному для плівкових систем Fe/Ge при даній геометрії вимірювання відбувається розкиду характеристик при різних температурах, лише для плівки Ge (20)/Fe (10)/П значення МО стабільне. Плівка Ge (5)/Fe (10)/П та Ge (15)/Fe (10)/П мають подібні спадаючі та зростаючі характеристики, проте Ge (15)/Fe (10)/П більш стійка, як і Ge (10)/Fe (10)/П, незважаючи на розкид значення МО. Для плівки Ge (30)/Fe (10)/П отримані найгірші результати, після відпалювання при 700 К, значна різниця значень МО.
При ┴ геометрії вимірювання спостерігаються не характерні графіки МО, подібні до прямих, особливо при товщині шару Ge 10, 15, 20, 30 нм, тому для пояснення отриманих результатів необхідні додаткові та детальніші дослідження.
Згідно джерела [14], який свідчить, що FexGe1-х ФМН з високою температурою Кюрі і намагніченістю може мати застосування в пристроях спінтроніки як високоефективне джерело спін інжекції. Оскільки отримані результати свідчать про термостабільність значення МО плівкових системи Fe/Ge з товщиною Ge 5, 10, 15 та 20нм в порівняння з плівкою Fe - це є позитивним явищем. Ці ж автори прийшли до висновку, що перевагою є невелике негативне значення МО (<0,1% в області 6 Тл) в системі момент-носіїв взаємодії, оскільки вплив МО на ефект Холла незначний.
ВИСНОВКИ
На основі літературних та експериментальних даних стосовно впливу температури та магнітного поля на характеристики плівок на основі Fe та Ge зроблено наступні висновки:
1. Звичайний ефект МО пов'язаний з силою Лоренца, що діє на носіїв заряду. AМО вникає в перехідних феромагнітних металах із-за спін-орбітальної взаємодії між провідності (s-подібних) електронів і локалізованих (d-подібних) електронів. У плівкових структурах, які складаються з ≥3 шарів, може виникати спін вентиль.
2. Кількісний аналіз електричного транспорту показує, що FexGe1-х ФМН плівки мають аномальний опір Холла пропорційний намагніченості для всіх плівок (носії спін поляризовані і притаманний феромагнетизм). Перехід від напівпровідникових властивостей до металевого характеру відбувається із збільшенням х, а протікання явища спостерігалося при х0.5. Порівнюючи з чистими плівками Fe і масивним Fe, спостерігалися підвищення на два- і чотири порядки звичайного і незвичайного коефіцієнтів Холла відповідно.
3. Встановлено існування сильної обмінної взаємодія через 1.2 нм шар Ge, але для більш товстих шарів Ge обмінний зв'язок не білінійний, тоді МО Fe/Ge плівки не пропорційний квадрату намагніченості. Дослідження нанокомпозитних Fe0.5Ge0.5 плівок у діапазоні низьких магнітних полів показали лінійну зміну ρxy з майже постійним нахилом при температурах в діапазоні від 2 до 300 К. Збільшення товщини плівки зумовлює зменшення опіру Холла при 2 K.
4. Проведені експериментальні дослідження магнітоопору двошарових плівок Fe/Ge при різних температурах відпалювання. Отримані результати свідчать про термостабільність значення МО плівкових системи Fe/Ge з товщиною Ge 5, 10, 15 та 20 нм для поперечної геометрії вимірювання та 10, 15 та 20 нм для повздовжньої.