Транспортные свойства твердых растворов ce Xmn 1-Xs Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 539.21:537.86

ТРАНСПОРТНЫЕ СВОЙСТВА ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ СехМп1-5£

С. С. Аплеснин, М. Н. Ситников

Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М. Ф. Решетнева Российская Федерация, 660014, г. Красноярск, просп. им. газ. «Красноярский рабочий», 31

Е-шаП: [email protected]

Проведены измерения электросопротивления и Холловского сопротивления в интервале температур 80 К < T < 900 К для CexMn1-xS с х < 0,06. Обнаружены резкие скачки в электросопротивлении в области температур (150-220) К и смена знака типа носителей тока по температуре для Х = 0,01, 0,03. Установлено два максимума по температуре в Холловском сопртивлении для Х = 0,05.

Ключевые слова: электросопротивление, эффект Холла, подвижность.

TRANSPORT PROPERTIES OF CexMn1-xS SOLID SOLUTION

S. S. Aplesnin, M. N. Sitnikov

Siberian State Aerospace University named after academician M. F. Reshetnev 31, Krasnoyarsky Rabochy Av., Krasnoyarsk, 660014, Russian Federation Е-mail: [email protected]

Electrical resistance and Hall resistance for CexMn1-xS with х < 0.06 in the temperature region of 80 К < T < 900 К are performed. Sharp drops in the temperature dependence of electroresistance in the interval (150-220) К and change in sign of charge carries from temperature for Х = 0,01, 0,03 are found. Two maximums in the temperature dependence of Hall resistance are established.

Keywords: electoresistance, Hall effect, mobility of charge.

В настоящее время большое внимание уделяется р

исследованию материалов с сильной взаимосвязью н

между электрическими и магнитными свойствами в н

связи с практическим интересом создания элементар- т

ной базы микроэлектроники [1]. С точки зрения фун- м

дамен- тальных исследований особого внимания за- т

служивают соединения, содержащие элементы с пе- т ременной валентностью, обладающие магнитными и

электронными фазовыми переходами типа ме- э

талл-диэлектрик [2]. с

Электросопротивление измерено четырехзондо- в

вым методом в отсутствие магнитного поля и в поле г

Н = 0.8 Тл, приложенным перпендикулярно току. Об- э

разцы охлаждались без магнитного поля до Т = 100 К, с

затем проводилось измерение при нагреве до Т = 450 К. а

На рис. 1 изображены температурные зависимости к

электросопротивления для состава Х = 0,03. л

При охлаждении в нулевом магнитном поле на- с

блюдается максимум в электросопротивлении, кото- т рый смещается в сторону низких температур с ростом

концентрации от Т = 238 К, х = 0,01, Т = 200 К, 1

х = 0,03 до Т = 166 К, х = 0,05. Выше и ниже темпера- н

туры максимума сопротивление слабо меняется н

в некотором интервале температур, причем величина т

электросопротивления при низких температурах н

в несколько раз меньше, чем при комнатной темпера- х

туре. В магнитном поле Н = 0,8 Т максимум в темпе- 1

ратурном поведении электросопротивления смещает- с

ся на 117 К до Т = 166 К для х = 0,01, на 65 К до ц

Т = 134 К для х = 0,03 и для состава с х = 0,05 темпе- у

ратуры совпадают, но величина электросопротивления в магнитном поле возрастает, в области комнатных температур и выше порядка 100 %, при низких температурах на 300-500 %. В результате смещения максимума в электросопротивлении магнитосопро-тивление меняет знак с положительного на отрицательный.

При температурах выше комнатной логарифм электросопротивления описывается линейной зависимостью от обратной температуры. Для двух составов х = 0,01 и х = 0,03 наблюдается изменение энергия активации при Т = 380 К. Выше этой температуры энергия активации слабо зависит от концентрации и составляет ЕА = 1000 К. В магнитном поле энергия активации возрастает в 1.6 раза. Температура, при которой сопротивление не зависит от магнитного поля, определяется из асимптотического продолжения сопротивления от обратной температуры. Она возрастает от Т = 540 К до Т = 700 К.

Знак носителей заряда в интервале температур 100 К < Т < 450 К определим из Холловских измерений в магнитном поле Н = 0,8 Тл. На рис. 2 изображены Холловское сопротивление для двух составов от температуры. Холловское сопротивление отрицательно в интервале температур 150 К < Т < 377 К для х = 0,01 и имеет два ярко выраженных минимума при Т = 195 К и Т = 340К, при которых наблюдаются максимумы магнитосопротивления. С ростом концентрации область с электронным типом проводимости уменьшается до 200 К<Т<330 К, и минимум

Решетневскуе чтения. 2014

в Ях(Т) реализуется при Т = 284 К, где магнитосопро-тивление меняет знак с отрицательного на положительный, и Т = 442 К, а максимум при Т = 400 К для х = 0,03. Для состава с х = 0,05 Холловское сопротивление становится положительным с двумя максимами при Т = 327 К и Т = 453 К (рис. 2), что коррелирует с температурой максимума в магнитосопротивлении.

При Т = 340 К электронный вклад увеличивается на порядок, по сравнению с низкотемпературными максимумами при Т = 100 К. Для состава с х = 0,05 основной вклад в проводимость (с) дают дырки, поэтому можно оценить концентрацию дырок (р) и подвижность носителей тока (ир ) по Ях = 1/ер, с = ерир.

Подвижность дырок экспоненциально растет в интервале 200 К<Т<300 Кс энергией активации Еа = 1763 К и принимает максимальное значение при Т = 360 К. Концентрация дырок экспоненциально падает с Еа = 2100 К, имеет минимум при Т = 340 К и максимум при Т = 415 К. Слабая зависимость сопротивления от температуры в интервале 200 К < Т< 300 К обусловлена экспоненциальным уменьшением кон-ценрации носителей тока и ростом подвижности с увеличением температуры.

Эти данные можно объяснить образованием орби-тронов и дырочных карманов на поверхности Ферми. При малых и больших волновых векторах существует дырочный тип возбуждений, а в середине зоны -электронный. Плотнотность на уровне Ферми большая. При Т > 200 К электронная часть поверхности Ферми уменьшается, дырочная увеличивается. Образование электронных и дырочных частей возможно в результате перекрытия поляронных (орбитронных) подзон. Концентрация меняет области перекрытия этих подзон, регулируя дырочную и электронную части носителей тока. Орбитроны со случайным распределением орбитального момента и направлением орбиталей имеют меньшую толщину потенциального барьера и переход от активационного типа проводимости к туннельному происходит при более высокой температуре, по сравнению с измерением в магнитном поле. Магнитное поле ориентирует орбитальный момент по направлению поля, и ширина потенциального барьера увеличивается, в результате переход к туннельному режиму происходит при более низкой температуре.

1,2x10-

8,0x10

Е

.с

О

се 6 4,0х106Н

1 Н=0.8 Т

100 150 200 250 300 350 400 Т, К

а

100 150 200 250 300 350 400 Т, К

б

Рис. 1. Температурная зависимость электросопротивления: а - для С^Мщ.ХЗ с х = 0,03 без поля (1) и в магнитном поле Н = 0,8 Тл (2); б - относительное изменение электросопротивления в магнитном поле Н = 0,8 Тл

350

Т, К

120. 100 80. 60. 40. 20

200

250

300

350 Т, К

400

450

б

Рис. 2. Температурная зависимость Холловского сопротивления в магнитном поле Н = 0,8 Тл для С^Мщ.^ с х = 0,03 (а) и х = 0,05 (Ъ)

50

х=0.05

40

30

О 20

К 10

0

а

Библиографические ссылки

1. Аплеснин С. С. Основы спинтроники. СПб. : Лань, 2010. 283 с.

2. Aplesnin S. S., Romanova O. B., Harkov A. M., Balaev D. A. Metal-semiconductor transition in SmxMnl-xS solid solutions // Physica status solidi (b). 2012. № 249. С. 812-817.

References

1. Aplesnin S. S. Fundamental base of spintronic. S.-Peterburg, Lan, 2010,-283 p.

2. Aplesnin S. S., Romanova O. B., Harkov A. M., Balaev D. A. Metal-semiconductor transition in SmxMnl-xS solid solutions Physica status solidi (b). 2012. № 249. Р. 812-817.

© Аплеснин С. С., Ситников М. Н., 2014

УДК 537.622

МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ ТОНКИХ ПЛЁНОК СПЛАВА CoPd

E. М. Артемьев, Л. Е. Якимов

Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М. Ф. Решетнева Российская Федерация, 660014, г. Красноярск, просп. им. газ. «Красноярский рабочий», 31

E-mail: [email protected]

В двухфазных (ГЦК и ГПУ) плёнках CoPd обнаружен выход оси лёгкого намагничивания из плоскости плёнок, зависящий от величины приложенного магнитного поля. Величина угла отклонения оси лёгкого намагничивания хорошо согласуется с предложенной моделью гетерофазной системы в магнитном поле. Также исследована зависимость поля насыщения вдоль нормали к плоскости плёнок от температуры.

Ключевые слова: CoPd, тонкие плёнки, анизотропия.

MAGNETIC ANISOTROPY OF CoPd ALLOY THIN FILMS E. M. Artemyev, L. E. Yakimov

Siberian State Aerospace University named after academician M. F. Reshetnev 31, Krasnoyarsky Rabochy Av., Krasnoyarsk, 660014, Russian Federation E-mail: [email protected]

Two-phase (hcc and hcp) CoPd films show easy axis of magnetization oriented out of the film plane, depending on the applied magnetic field. The value of the angle of inclination of the axis is accurately predicted in the proposed model of geterophase system in magnetic field. In addition, the dependence of the saturation field oriented perpendicular to the film plane against the temperature is investigated.

Keywords: CoPd, thin films, anisotropy.

В двухфазных пленках CoPd, состоящих из кубической гранецентрированной фазы (ГЦК) и гексагональной плотноупакованной фазы (ГПУ) определенных составов, наблюдается очень интересная особенность. В пленках Go1-xPdx, где x = 0,5-0,55, помещенных в зазор электромагнита, наблюдается выход оси легкого намагничивания (ОЛН) из плоскости пленок, зависящий от величины приложенного магнитного поля. Для различных образцов поле анизотропии (при котором ОЛН находится в неустойчивом положении) меняется от 2 до 14 кЭ. Природа эффекта состоит в следующем. Образец (пленка) представляет собой гетерофазную систему, оси легкого намагничивания каждой из фаз которой отличаются своей ориентацией (рис. 1).

Пренебрегая эффектами обменного взаимодействия на границах фаз, магнитную часть свободной энергия можно описать аддитивной суммой F = f + f>, где

f = M1V1H cos ©1 + K1V1sin2(T-©1); (1)

f2 = M2V2Hcos©2 + K2V2 sin2(T + ©2), (2) где Mx и M2 - намагниченности насыщения фаз; K1 и K2 - константы магнитной одноосной анизотропии; V и V2 - их парциальный объемы; ©1 и 02 - отклонения векторов M1 и M2 от направления внешнего магнитного поля напряженностью H.

i i i

Рис. 1. Схематическое изображение двухфазной пленки. ГЦК фаза заштрихована: Ыу - намагниченность ГЦК; М2 - намагниченность ГПУ-фазы