Основные типы магнитных состояний вещества

Рис. 2.4. Ширина запрещенной зоны и постоянная кубической кристаллической решетки
бинарных полупроводников A
II
B
VI
и бинарных соединений марганца с элементами 
VI группы
11
Прямые, соединяющие на приведенном рисунке координаты бинарных кристаллов, 
отражают возможность образования соответствующих тройных соединений. Сплошными 
линиями обозначен диапазон концентраций Mn, в пределах которого существует устойчивый 
твердый раствор для объемных кристаллов. В некоторых объемных кристаллах таких 
разбавленных магнитных полупроводников при достижении определенной концентрации Mn 
10
M. A. Ruderman, C. Kittel, Indirect exchange coupling of nuclear magnetic moments by conduction electrons, Phys. 
Rev. 96(1), 99-102 (1954). 
11
В. Ф. Агекян, Н. Г. Философов, Разбавленные магнитные полупроводники (магнитные и оптические 
свойства). Учебное пособие (Издательство С.-Петербургского университета, С.-Петербург, 2014). 

---

57 
кубическая решетка типа цинковой обманки (ZB) преобразуется в гексагональную типа 
вюртцита. Что касается тонких пленок этих материалов, в частности сформированных 
методом молекулярно-лучевой эпитаксии, то их кристаллическая структура во всем 
диапазоне относительных концентраций элемента II группы и Mn определяется структурой 
подложки. Так, например, эпитаксиальная пленка MnTe может иметь решетку типа цинковой 
обманки, тогда как объемный кристалл из этого материала имеет кубическую структуру типа 
NiAs.
Данные о магнитной восприимчивости разбавленных магнитных полупроводников A
II
1–
x
Mn
x
B
VI
в слабом поле указывают на наличие различных магнитных фаз у этих материалов, 
зависящих от температуры и концентрации Mn. Изменение магнитного состояния вещества 
является фазовым переходом второго рода. При значениях x < 0,5 фазовая диаграмма 
состоит из двух областей: парамагнитной при высоких температурах и «замороженного» 
магнитного момента при низких температурах. Разупорядоченная фаза с «замороженными» 
магнитными моментами называется спиновым стеклом (spin glass). Температура перехода 
из парамагнитной фазы в фазу с «замороженными» магнитными моментами растет с 
увеличением концентрации магнитных ионов. При x > 0,6 полупроводники A
II
1–x
Mn
x
B
VI
проявляют антиферромагнитные свойства. 
Типичными разбавленными магнитными полупроводниками на основе соединений 
A
III
B
V
являются GaMnAs, GaMnSb, InMnAs. Их температура Кюри обычно лежит в пределах 
100–250 К и зависит как от атомарного состава материала и концентрации атомов Mn, так и 
от технологии их получения. Она может быть оценена, используя соотношение 
B
F
s
C
k
J
E
N
S
S
N
T
24
)
(
)
1
(
x
2
0


, 
(2.1) 
где x – доля ионов Mn в составе материала, N
0
– концентрация узлов катионов; S – спин 
ионов Mn, N
s
(E
F
) – плотность состояний электронов проводимости на уровне Ферми, J –
интеграл обменного взаимодействия между спинами ионов и электронов. 
Разбавленные магнитные полупроводники GaMnAs обычно создают в виде 
эпитаксиальных пленок на монокристаллических GaAs подложках. Поскольку параметр 
решетки GaMnAs больше, чем у GaAs, в таких пленках в процессе формирования возникают
напряжения сжатия. Они приводят к преимущественной ориентации оси легкого 
намагничивания в плоскости пленки. Управление направлением оси легкого намагничивания 
возможно путем изменения величины и характера упругих напряжений. Так, выращивание 
слоев GaMnAs на буферном слое Ga
1–x
In
x
As (x ~ 16 %) позволяет ориентировать ось легкого 

---

58 
намагничивания вдоль направления роста за счет создания в пленке GaMnAs напряжений 
растяжения.
Проблему невысокой температуры Кюри разбавленных магнитных полупроводников 
A
III
B
V 
удается решить их дополнительным легированием немагнитными атомами. Показано, 
что в узкозонных полупроводниках на основе InMnSb, легированных Zn или Cd, температура 
Кюри повышается до 320–400 K. 
Перспективными для сочетания элементов спинтроники и оптоэлектроники являются 
разбавленные нитридные полупроводники, поскольку наряду с прямозонной структурой 
электронных энергетических зон температуру Кюри у них можно получить выше комнатной. 
Например, у Ga
1–x
Mn
x
N она может достигать 400 K. Высокие степени спиновой поляризации 
свободных носителей заряда в нитридных полупроводниках могут быть созданы при 
сравнительно невысоких концентрациях легирующих магнитных атомов. Так в GaN 
достаточно ввести один атом Gd (магнитный момент его атома равен 8 магнетонам Бора) на 
миллион собственных атомов, чтобы тонкие пленки из этого материала приобрели четко 
выраженные ферромагнитные свойства.
Определенный практический интерес представляют тройные и четверные 
полупроводниковые соединения со структурой шпинели
12
, хотя температура Кюри у них 
ниже комнатной – СuСr
2
Sе
3
Вr
2
(274 К), CdCrSe
4 
(130 К), HgCr
2
Se
4 
(106 К), CdCr
2
S
4 
(84,5 К). 
Легирование монокристаллического Si атомами Mn, также как и в случае 
полупроводниковых соединений, позволяет придать ему ферромагнитные свойства. В Si 
n-типа проводимости спиновая поляризация электронов при комнатной температуре не выше 
5 %. Тем не менее, длина спиновой релаксации при этом составляет 230 нм для электронов и 
310 нм для дырок, что делает этот традиционный в твердотельной электронике 
полупроводник вполне пригодным для создания на его основе электронных приборов на 
спиновых эффектах. Условия сохранения собственной кристаллической решетки и 
собственных полупроводниковых свойств Si ограничивают достижение в нём высокой 
концентрации Mn, предельные значения которой не превышает 5 ат.%.
Легирование Mn и другими примесями может быть использовано для придания 
ферромагнитных свойств и широкозонным оксидным полупроводникам. Примеры таких 
материалов даны в табл. 2.5. 
Таблица 2.5. Электронные и магнитные свойства легированных оксидных