Электронные свойства и моделирование разбавленных магнитных полупроводников: Ga1-xMnxN, Ga1-xMnxAs, Ge1-xMnx тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

ТИТОВ Андрей Анатольевич

Электронные свойства и моделирование разбавленных магнитных полупроводников: Оа,_хМпхМ, Оа^МпхАв, ОеЬхМпх

Специальность 01.04.07 - «Физика конденсированного состояния»

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 2006

Работа выполнена в Отделе диодной лазерной спектроскопии Центра естественно-научных исследований Института общей физики им. А. М. Прохорова РАН.

Научпый руководитель: кандидат физико-математических наук,

Кулатов Эркин Турабаевич

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

Иванов Валерий Александрович (Институт общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова РАН)

кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник Арсеев Петр Иварович

(Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН)

Ведущая организация: Московский инженерно-физический институт

(государственный университет)

Защита состоится « 29 » мая 2006 г. в 15 часов на заседании Диссертационного совета Д.002.063.02 при Институте общей физики им. А. М. Прохорова РАН по адресу: 119991, г. Москва, ул. Вавилова, 38, корп. 3, конференц-зал.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института общей физики им. А. М. Прохорова РАН.

Автореферат разослан « 25» апреля 2006 г.

, /м

Ученый секретарь Диссертационного совета Макаров В. П.

тел. 132-83-94

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

В современной информационной технологии используются электрические и магнитные свойства материалов. Принцип действия интегральных схем, предназначенных для обработки информации, основан на переносе электрического заряда в полупроводниковых элементах. Для хранения информации используется магнитная запись, т.е. ферромагнитные свойства материалов. Естественно тогда попытаться использовать одновременно кинетические и магнитные явления для повышения функциональных возможностей электронных компонентов. В таком случае можно было бы совместить возможности обработки и хранения информации в одном элементе.

С развитием этого направления возникла новая бурно развивающаяся область электроники - спинтроника, цель которой - объединить электрические, магнитные и оптические явления для создания принципиально новых электронных компонентов [1]. Одним из таких компонентов, в котором используются электрические и магнитные свойства материалов, является датчик магнитного поля, действие которого основано на явлении гигантского магнитосопротивления (датчик ГМС). Он представляет собой пленку из нескольких чередующихся металлических ферромагнитных слоев, разделенных тонкими слоями немагнитного металла. Сопротивление этой пленки зависит от ориентации намагниченности в соседних слоях: если в соседних слоях намагниченность имеет одинаковое направление, то пленка имеет низкое сопротивление. В противном случае сопротивление существенно увеличивается. Сегодня этот датчик успешно применяется в жестких дисках для чтения информации. С его появлением плотность записи информации на жестких дисках достигла 20 Гбит/см2.

Описанный выше магниторезистивный датчик миниатюрен, имеет простую структуру и обладает высоким быстродействием. На его основе созданы микросхемы магниторезистивной оперативной памяти (МИАМ), которые в

перспективе смогут заменить существующую сегодня немагнитную оперативную память.

Возможности магниторезистивных датчиков не ограничиваются только хранением информации. Одна магниторезистивная ячейка может также выполнять элементарные логические операции «и-не» и «или-не». Известно, что с помощью этих логических операций может быть реализована любая логическая функция. Следовательно, на основе магниторезистивных элементов может быть создан целый магнитологический процессор, в котором одни и те же элементы хранят и обрабатывают информацию.

В настоящее время разрабатываются и другие элементы, в которых используются одновременно электрические и магнитные явления. Но практическая реализация этих элементов сдерживается отсутствием материалов, обладающих одновременно полупроводниковыми и ферромагнитными свойствами при комнатной температуре.

Полупроводники, которые используются в современной информационной технологии (Б!, (ЗаАБ), не являются ферромагнитными, и необходимо использовать очень сильное магнитное поле для получения достаточной разницы в энергии для двух направлений спина. С другой стороны, кристаллическая структура ферромагнитных металлов сильно отличается от структуры используемых сегодня полупроводников, что не позволяет совмещать эти материалы.

Одновременно ферромагнитными и полупроводниковыми свойствами обладают концентрированные магнитные полупроводники (ЕиБе, ЕиО, СсЮ^, СсЮ^еД К сожалению, температура Кюри этих полупроводников недостаточно высока, а кристаллическая структура несовместима со структурой

и СтаЛв.

Для того чтобы использовать полупроводники в микроэлектронике, мы меняем их электрические свойства, внедряя примеси различных типов. Таким же образом можно менять и магнитные свойства полупроводников, внедряя магнитные примеси. Магнитные полупроводники, полученные таким образом, называются разбавленными магнитными полупроводниками (РМП). В течение долгого времени все внимание концентрировалось на полупроводниках II-VI

(2пТе, гпБе, СсГГе), поскольку валентность катионов в этих полупроводниках совпадает с валентностью хорошо изученных магнитных ионов (например, Мп). К сожалению, есть трудности в получении этих полупроводников р- и п-типов. Более того, антиферромагнитные взаимодействия между соседними атомами Мп в этих полупроводниках значительны и приводят к парамагнитным свойствам.

Другой путь, совместимый с современной микроэлектроникой, - сделать используемые сегодня полупроводники магнитными, вводя высокую концентрацию магнитных ионов. Важное практическое значение могли бы иметь РМП на основе кремния. Однако образцы 81Мп, полученные различными методами, неоднородны и имеют различные включения, такие как 813Мп5 [1].

Данная работа посвящена исследованию электронных и магнитных свойств трех перспективных разбавленных магнитных полупроводников: Са1.хМпх1\т, Оа|.хМпхАз и Ое].хМпх.

Разбавленный магнитный полупроводник ваМпЫ является очень интересным объектом для исследования, поскольку, согласно расчетам [2], он может быть ферромагнитным при комнатной температуре. Первые экспериментальные работы, проведенные для изучения магнитных свойств ОаМпК, дали противоречивые результаты. Одними научными группами в этом материале были обнаружены ферромагнитные свойства при комнатной температуре [3]. В других группах образцы ОаМпЫ оставались парамагнитными даже при температуре 2К [4]. Противоречивые заключения были сделаны и по поводу валентности Мп в ваМпИ [5,6]. Поэтому необходимы дополнительные исследования для достоверного определения электронных и магнитных свойств ваМпЫ.

Свойства полупроводника СаМпАэ сейчас активно исследуются. Долгое время не удавалось получить слои ОэМпАб с достаточной концентрацией Мп из-за низкого предела растворимости этого элемента в ОаАз. Однако использование молекулярно-лучевой эпитаксии с неравновесными условиями позволило получить слой Оа|_хМпхАв с концентрацией х=0,053 и температурой перехода в ферромагнитное состояние 110К [7]. Недавно отжигом образцов Оа1.хМпхА8 (х=0,09) удалость повысить эту температуру до 173К [8].

Также перспективным является и полупроводник ОеМп. Проведенные эксперименты показали, что температура перехода в ферромагнитное состояние для этого полупроводника очень близка к комнатной температуре [9]. Но требуются дополнительные исследования, чтобы определить природу этого ферромагнетизма.

Цель работы

Исследование электронных и магнитных свойств разбавленных магнитных полупроводников Оа^МпхН Оа1.хМпхА8 и Ое^Мп/, экспериментальное исследование электронных свойств проведено методом рентгеновской спектроскопии, для анализа результатов измерений были выполнены расчеты зонной структуры полупроводников.

Научная новизна

1. Измерены рентгеновские К-спектры поглощения Мп в эпитаксиальных пленках Ста1_хМпхК со структурой вюртцита и высокой концентрацией атомов Мп (х=0,003-Ю,057).

2. Выполнены расчеты рентгеновских К-спектров поглощения Мп в (За1-хМпхЫ методом сверхъячеек.

3. Впервые предложена интерпретация структуры рентгеновских К-спектров поглощения Мп в Сга1.хМпхЫ, основанная на зонных расчетах и позволяющая связать рентгеновские спектры поглощения с особенностями электронной структуры кристалла Оа^Мп^.

4. Предложен метод определения валентности Мп по структуре пороговых линий рентгеновских К-спектров поглощения Мп.

5. Предложен метод оценки однородности распределения атомов Мп в ва^хМПхЫ по структуре пороговых линий рентгеновских К-спектров поглощения Мп.

Научная и практическая ценность

В работе исследовались разбавленные магнитные полупроводники, которые могут быть использованы для создания новых электронных устройств: жестких

дисков большого объема, элементов магниторезистивной оперативной памяти, магнитологических процессоров и др.

Впервые предложена интерпретация структуры рентгеновских К-спектров поглощения, которая позволяет связать рентгеновские спектры поглощения с особенностями электронной структуры разбавленных магнитных полупроводников. В частности, данная интерпретация дает возможность определять валентность атомов Мл в полупроводниках по их рентгеновским спектрам поглощения. Кроме того, с помощью предложенной интерпретации можно оценить однородность распределения атомов Мп в полупроводнике. В работе также предложен метод оценки температуры Кюри. Перечисленные методы могут быть использованы для исследования электронных и магнитных свойств других разбавленных магнитных полупроводников.

Результаты, выносимые на защиту

1. Рентгеновские К-спектры поглощения Мп в эпитаксиальных пленках Оа^МпхЫ (х=0,003-Ю,057) со структурой вюртцита.

2. Выполненные расчеты рентгеновских К-спектров поглощения Мп в Оа1.хМп^ методом сверхъячеек.

3. Интерпретация структуры рентгеновских К-спектров поглощения, согласно которой линия поглощения А2 соответствует переходам ^-электронов Мп на Зо'-состояния Мп со спином «вверх», а линия поглощения А3 - переходам на 3¿/-состояния Мп со спином «вниз».

4. Метод определения валентности Мп по структуре пороговых линий рентгеновских К-спектров поглощения Мп в разбавленных магнитных полупроводниках: в К-спектре поглощения Мп3+ присутствуют две линии А2 и Аз, а в К-спектре поглощения Мп2+ - только одна линия А3. Показано, что атомы Мп в Оа|.хМп^ имеют валентность 3.

5. Расчет зонной структуры для Оа^Мп^Аз и Ое1.хМпх, согласно которому атомы Мп имеют валентность 2 в обоих полупроводниках. В соответствии с предложенным в п. 4 методом определения валентности Мп, в рентгеновских К-спектрах поглощения Мп в Ое,.хМпх должна присутствовать одна линия поглощения А3.

6. Расчет, согласно которому однородность распределения атомов Мл в Ga¡.xMnxN можно оценить по структуре пороговых линий рентгеновских IC-спектров поглощения Мл: если атомы Мп находятся на минимальном расстоянии друг от друга в подрешетке Ga, то линии поглощения Аг и А3 нельзя разрешить. Показано, что в исследуемых образцах Gai.xMnxN атомы Мп распределены однородно.

Апробация работы

Результаты работы докладывались на следующих конференциях:

1. Московский международный симпозиум по магнетизму, МГУ, Москва, 25-30 июня, 2005;

2. 14th International Conference on Crystal Growth (ICCG-14), Alpes Congres, Grenoble, France, 2004;

3.27th International Conference on the Physics of Semiconductors (ICPS-27), Flagstaff, Arizona, USA, 2004;

4. Colloque Louis Néel, Autrans, France, 2004;

5. Международная конференция «Научная сессия МИФИ-2003», Москва, 2003;

6. International Conference on Magnetism and Magnetic Materials, Tampa, Florida, USA, 2002,

а также на научных семинарах Отдела диодной лазерной спектроскопии Центра естественно-научных исследований Института общей физики им. А. М. Прохорова РАН.

Публикации

Основные результаты диссертации опубликованы в 10 печатных рабогах: 5 статей в российских и зарубежных журналах, 5 докладов в трудах международных конференций. Список работ приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы (62 наименования). Общий объем работы - 144 страницы.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность темы, сделан обзор магнитных полупроводников, сформулированы задачи диссертационной работы.

В первой главе рассмотрены экспериментальные методы исследования разбавленных магнитных полупроводников. Описана структура образцов, а также методы исследования кристаллической структуры эпитаксиальных пленок во время наращивания. Особое внимание уделено режиму наращивания. Отмечается, что в зависимости от соотношения потоков ваЛЧ максимальная концентрация атомов Мп в пленках ОаМпЫ меняется в 20 раз. В режиме наращивания с избытком азота удалось вырастить пленки Оа].хМп,,Ы с концентрацией х=0,057. Исследования методами рентгеновской дифракции и рентгеновской спектроскопии показали, что в выращенных пленках нет кластеров, таких как ОаМп3Ы, а атомы Мп замещают атомы йа.

Рентгеновская спектроскопия является мощным методом исследования кристаллической структуры и электронных свойств полупроводников. Наличие правил отбора позволяет делать выборку валентных состояний по симметрии. А в многокомпонентных соединениях рентгеновская спектроскопия позволяет исследовать свойства каждого элемента по отдельности. Рассмотрена структура рентгеновских К-спектров поглощения. Высокоэнергетическая структура К-спектров поглощения содержит информацию о локальном окружении атома-поглотителя. Моделируя эту часть спектра, можно определить количество атомов, окружающих атом-поглотитель в твердом теле, и расстояния до них. Форма пороговой части К-спектра поглощения зависит от потенциала вблизи атома-поглотителя. Поэтому по форме пороговой части К-спектра можно определять электронное состояние атомов.

Также в этой главе рассмотрено экспериментальное оборудование, необходимое для измерений рентгеновских спектров. Синхротрон является мощным источником рентгеновского излучения. Интенсивность пучка особенно важна при изучении сильно разбавленных полупроводников. Особые требования предъявляются к оптической системе: она должна обеспечивать

максимальное разрешение спектров и одновременно максимальную интенсивность рентгеновского пучка.

Во второй главе рассмотрены методы расчета электронной структуры кристаллов в одноэлектронном приближении. Теория функционала электронной плотности позволяет перейти от сложной многочастичной проблемы к задаче о движении одного электрона в самосогласованном поле (поле ядер и других электронов). Такой переход, конечно, значительно упрощает задачу, и сейчас существуют эффективные методы ее решения. Однако точный вид этого самосогласованного поля неизвестен. В частности, существует несколько подходов для описания обменно-корреляционных эффектов в кристаллах. В данной работе использовались два приближения для обменно-корреляционного потенциала - приближение локальной спиновой плотности и обобщенное градиентное приближение.

Описаны практические методы решения одночастичного уравнения Шредингера - линейный метод присоединенных плоских волн (ЛППВ) и линейный метод МТ-орбиталей (ЛМТО). Оба эти метода отличаются высокой эффективностью: расчет зонной структуры этими методами требует сравнительно небольших затрат машинного времени. С другой стороны, точность этих методов близка к точности нелинейных методов, таких как ГТПВ.

Третья глава посвящена исследованию электронных свойств разбавленных магнитных полупроводников Оа^Мп*!^, Оа^МПхАв и Ое,.хМпх. Для этого измерялись рентгеновские К-спектры поглощения Мп. Результаты этих измерений сопоставлялись с результатами зонных расчетов.

К-спектры поглощения Мп в Оа^Мп^ (х=0,003-Ю,057) обусловлены переходами ^-электронов Мп на пустые состояния валентной зоны (рис. 1). Форма этих спектров не зависит от концентрации атомов Мп. Это означает, что атомы Мп имеют одинаковые локальное атомное окружение и валентность во всех образцах.

Для интерпретации этих спектров была рассчитана электронная структура (х=0,0625) (рис. 2). Согласно этому расчету, 3¿/-состояния Мп расположены глубоко в запрещенной зоне.

и;

5:

х .

ш

X <

ш о о. з:

о. О х

1.0

о с

X

ш

1*0,5 з; е в со о

0,0

1 1 ' 1 < 1 ' ■■■

-

/ / ^/^2.0%,

- /м ч//^0^

Г* \У ) 1,1,

, 1 1

6530 6540 6550 6560 ЭНЕРГИЯ (ЭВ)

6570

Рис. 1. Пороговые части рентгеновских К-спектров поглощения Мп в СаьдМп^Ч со структурой вюртцита. Концентрация л: атомов Мп различных образцах составляет от 0,003 до 0,057 (указана на рисунке).

Эти состояния расщеплены обменным взаимодействием: 3 ¿/-состояния электронов со спином «вниз» расположены выше, чем 3¿/-состояния электронов со спином «вверх». Кроме того, 3¿/-электроны находятся в поле четырех атомов К, расположенных вокруг атома Мп в вершинах правильного тетраэдра. Это кристаллическое поле дополнительно расщепляет 3¿/-состояния Мп на двукратно вырожденную е- и трехкратно вырожденную г2-зоны, причем е-зона по энергии располагается ниже ?2-зоны. Уровень Ферми проходит через /2-зону со спином «вверх», разделяя ее на пустую и заполненную части в соотношении 1:2 (рис. 2а). Таким образом, атомы Мп в Оа].хМпхЫ имеют четыре ¿/-электрона и валентность 3.

В тетраэдрическом поле лигандов (четырех атомов 14) 4р-состояния Мп приобретают симметрию /2 и гибридизуются с 3¿/-состояниями Мп в Г2-зонах со

спином «вверх» и «вниз». Из рис. 26 видно, что имеется высокая плотность пустых /^-состояний Мп в Г2-зонах. Следовательно, эти две зоны должны проявляться в К-спектрах поглощения, поскольку дипольное правило отбора позволяет интенсивные переходы ^-электронов на пустые состояния р-симметрии.

Для того чтобы сравнить вычисленную и реальную зонные структуры, был рассчитан рентгеновский К-спектр поглощения Мп в (5а1.хМпхЫ (х=0,0625). Этот спектр был размыт функцией Лоренца, нормирован и сопоставлен с экспериментальным К-спектром поглощения Мп в (За^Мп,^ (х=0,057) (рис. 3).

В рассчитанном спектре линия А2 соответствует переходам 1 Б-электронов в ¿2-зону со спином «вверх», а линия А3 - в ?2-зону со спином «вниз». В экспериментальном К-спектре поглощения Мп эти линии также присутствуют.

В К-спектрах Мп3+ наблюдается линия поглощения А2, поскольку ь-зона со спином «вверх» заполнена частично, и переходы ^-электронов в эту зону возможны. В кристаллах, где атомы Мп имеют конфигурацию Ъ<£ (валентность 2), ^-зона со спином «вверх» полностью заполнена, и в К-спектрах Мп2+ линия А2 должна отсутствовать. Действительно, в К-спектрах Мп2+ в ОаМпАз и ZnMnTe наблюдается только одна линия - А3 (рис. 4). Таким образом можно определять валентность атомов Мп в полупроводниках. В ваМяМ атомы Мп имеют валентность 3.

Предложенная интерпретация структуры рентгеновских К-спектров поглощения Мп позволяет также оценить однородность распределения атомов Мп в подрешетке Оа. в ОаМпК Эта информация необходима при изучении магнитных свойств, которые сильно зависят от расстояния между атомами Мп в решетке полупроводника. Ширина Зй?-зон Мп зависит от расстояния между соседними атомами Мп: когда атомы Мп расположены далеко друг от друга (на расстоянии в несколько параметров решетки), их 3^-зоны очень узкие.

При сближении атомов Мп их З^-орбитали начинают взаимодействовать, и Зб?-зоны становятся широкими. Если атомы Мп расположены на минимальном расстоянии друг от друга в подрешетке Оа, то /2-зона со спином «вниз» становится очень широкой, и в К-спектрах поглощения Мп линии А2 и Аз уже разрешить нельзя.

-8 -6 -4 -2 0 2 4 6

ЭНЕРГИЯ (эВ)

Рис.2, (а) Полная и парциальные плотности состояний в Са^Мп^Ч (х=0,0625). Показаны состояния со спином «вверх» (верхняя часть) и спином «вниз» (нижняя часть каждого рисунка). Полная плотность показана сплошной линией, 3</-состояния Мп - серой областью, 2р-состояния N - штриховой линией, (б) Плотность 4р-состояний Мп в Са!.ЛМп^ (дг=0,0625). Уровень Ферми показан вертикальной линией вблизи 0 эВ.

к

X

X

о Е о с

1,5

§ >5

л х

I

£ О о.

1,0

0,5

0,0

:—■г.....I ' 1........1 _ о эксперимент ■ 1 1 в\ я/\/\;

-расчет / ЛЬ,

• л/А Л' 635 6540 6545

-ЛАз и /

^ V

1

6530

6570

6540 6550 6560 -1.

ЭНЕРГИЯ (эВ)

Рис. 3. Рассчитанный К-спектр поглощения Мп в Са^дМпдЛУ (х=0,0625, сплошная линия) в сравнении с экспериментальным спектром (х=0,057, квадраты). На рисунке-вставке показана пороговая структура.

о:

2 0,0 т-^ I_I_I_I_I____

о 6530 6540 6550 6560 6570 Х ЭНЕРГИЯ (эВ)

Рис. 4. Экспериментальные К-спектры поглощения Мп в (снизу вверх): Са^Мп^Ч (и-типа, дс=0,057), Са^Мп^Ав (р-типа, х=0,08), 2п1_хМплТе^ (р-типа, л=0,038).

В спектрах всех исследуемых образцов линии А2 и А3 хорошо различимы, поэтому атомы Мп в них распределены однородно (рис. 1).

Особенности электронной структуры GaMnN могут быть определены из оптических спектров поглощения. Как было упомянуто выше, высокая плотность пустых /^-состояний Мп имеется в ?2-зоне со спином «вверх». Поэтому в оптических спектрах GaMnN должна наблюдаться интенсивная линия поглощения, соответствующая переходам электронов со спином «вверх» из е-зоны в ?2"30НУ и разрешенная дипольным правилом отбора. В экспериментальных оптических спектрах GaMnN действительно наблюдается линия поглощения вблизи 1,4 эВ. Наличие этой линии поглощения в оптических спектрах означает, что ?2-зона частично пуста, и атомы Мп имеют валентность 3. С помощью оптических спектров можно также оценить однородность распределения атомов Мп в Gai.xMnxN. Расчет показывает, что в случае минимального расстояния между атомами Мп в подрешетке Ga упомянутая линия поглощения смещается к 1,6 эВ.

Рассчитана зонная структура Gaj.xMnxAs (х=0,125) и Gei_xMnx (х=0,125). В соответствии с этим расчетом, в обоих полупроводниках 3^-состояния Мп со спином «вверх» расположены глубоко в валентной зоне и практически полностью заполнены. Количество 3¿/-электронов, находящихся в МТ (muffin т!п)-сфере Мп, составляет 4,9 и 5,0 для GaMnAs и GeMn соответственно. Из этого следует, что атомы Мп в обоих материалах имеют электронную конфигурацию 3 с? и валентность 2. Согласно предложенной интерпретации рентгеновских спектров поглощения, в К-спектре Мп в GaMnAs и GeMn должна наблюдаться только одна линия поглощения А3.

Четвертая глава посвящена исследованию магнитных свойств GaMnN, GaMnAs и GeMn. Рассмотрены различные виды обменного взаимодействия, которые обуславливают упорядочение спиновых моментов атомов переходных металлов в разбавленных магнитных полупроводниках. В этих материалах магнитные атомы расположены на значительных расстояниях друг от друга, и их прямое обменное взаимодействие, по-видимому, не может быть ответственно за наблюдаемый высокотемпературный ферромагнетизм. Экспериментально было установлено, что определяющую роль в появлении

ферромагнитного порядка играют свободные носители заряда. Так, экспериментальное значение температуры Кюри для полупроводника ОаМпАв р-типа существенно зависит от концентрации свободных дырок. С увеличением этой концентрации температура Кюри повышается [8].

Количественно магнитные свойства РМП могут быть описаны с помощью полуэмпирической модели Зинера [2]. Расчеты, выполненные с использованием этой модели, показали, что полупроводники Оа^Мп^ (х=0,05), Оа1.хМпхАз (х=0,05) и Ое].хМпх (х=0,05) должны иметь температуры Кюри 410К, 120К и 75К соответственно. Эти значения были получены в предположении, что атомы Мп во всех полупроводниках имеют валентность 2. Такое предположение оправдано только для ОаМпАв и веМп. В ваМпЫ атомы Мп имеют валентность 3 и не выполняют роль акцепторной примеси. Следовательно, в ваМпЫ отсутствует главный механизм ферромагнитного упорядочения — высокая концентрация дырок. Экспериментальные исследования показывают, что ОаМпИ обладает парамагнитными свойствами даже при Т=2К [4]. Максимальные значения температуры Кюри для ваМпАя [8] и веМп [9], полученные в эксперименте, составляют 173К и 285К соответственно. В случае ОеМп необходимо еще убедиться, что наблюдаемый ферромагнетизм не связан с наличием кластеров.

Температуру Кюри полупроводника можно оценить, используя результаты зонного расчета. Преимущество этого метода состоит в том, что для проведения расчета не требуется знать экспериментальные параметры полупроводника, такие как валентность атомов, коэффициент Д характеризующий обменное взаимодействие между атомами Мп и дырками, и др. Достаточно знать только кристаллическую структуру материала. В данной главе предложен метод, позволяющий оценивать температуру Кюри полупроводников с магнитной примесью. Суть этого метода в следующем. Сначала вычисляется полная энергия кристалла в ферромагнитном (ЕРМ) и антиферромагнитном (£арм) состояниях. Разность этих энергий характеризует силу обменных взаимодействий между магнитными атомами и может быть выражена через обменный интеграл / (учитывается взаимодействие только с ближайшими соседями):

елрм - - 32/52, где 5 - спин магнитного атома, С другой стороны, температура Кюри пропорциональна обменному интегралу J. Например, в приближении среднего поля для объемноцентрированной решетки имеем:

1г Т -16^ + 1> Г

КВ'С - ^ ■

Таким образом можно связать температуру Кюри и рассчитанную разность энергий £рм - £аш- Расчет, выполненный с использованием этих формул, дает завышенное значение Тс- Это связано с тем, что обменно-корреляционный потенциал, используемый при расчете ЕРМ и £дрм, подбирался для точного описания зонной структуры, но не магнитных свойств. Для корректировки потенциала был введен постоянный коэффициент, на который умножалась разность £рм Значение этого коэффициента было определено из расчета

для железа. Магнитные свойства железа сейчас хорошо известны. Отнормированная таким образом формула была использована для расчета Тс ОаМпЫ, ОаМпАв и (ЗеМп.

Для Оа].хМпхЫ (х=0,0625) расчет с помощью предложенной модели дает Тс=50К. Этот результат согласуется с наблюдаемым парамагнетизмом даже при Т=2К [4]. Для Gai.xMnx.As (х=0,0625) рассчитанное значение Тс составляет 180К, которое по порядку величины согласуется с экспериментальным значением 140К для ва^МпхАв (х=0,06) [10]. Согласно выполненному расчету, полупроводник Ое^хМпх (х=0,03125) должен быть антиферромагаитным при низких температурах, что также подтверждается экспериментом [9]. При высоких температурах возбуждаются свободные дырки, и полупроводник веМп может переходить в ферромагнитное состояние.

ВЫВОДЫ

Таким образом, в настоящей работе исследованы электронные и магнитные свойства ОаМпЫ, ОаМпАэ и веМп. Для этого были проведены как экспериментальные, так и теоретические исследования: измерены

рентгеновские спектры поглощения и выполнены расчеты зонной структуры

полупроводников. Среди полученных результатов можно отметить следующие.

1. Измерены рентгеновские К-спектры поглощения Мп в эпитаксиальных пленках Оа|.хМпхЫ со структурой вюртцита и высокой концентрацией атомов Мп (х=0,003-Ю,057). К-спектры различных образцов имеют одинаковую форму. Из этого следует, что локальная кристаллическая структура вокруг атомов Мп не зависит от его концентрации в Са1_хМпхМ.

2. Выполнены расчеты рентгеновских К-спектров поглощения Мп в Са^хМИхИ методом сверхъячеек. Впервые предложена интерпретация структуры рентгеновских К-спектров поглощения Мп в Са].хМпхЫ, основанная на зонных расчетах и позволяющая связать рентгеновские спектры поглощения с особенностями электронной структуры кристалла Оа].хМпхН.

3. Предложен метод определения валентности Мп по структуре пороговых линий рентгеновских К-спектров поглощения Мп в разбавленных магнитных полупроводниках: в К-спектре поглощения Мп3+ присутствуют две линии А2 и А3, а в К-спектре поглощения Мп2+ - только одна линия А3. Показано, что атомы Мп в Оа,_хМпхМ имеют валентность 3.

4. Согласно выполненным расчетам зонной структуры Са1.хМпхАз и Ое1_хМпх, атомы Мп имеют валентность 2 в обоих полупроводниках. В соответствии с предложенным в п. 3 методом определения валентности Мп, в рентгеновских К-спектрах поглощения Мп в Ое].хМпх должна присутствовать одна линия А3.

5. Согласно выполненному расчету, однородность распределения атомов Мп в ва^хМпхК можно оценить по структуре пороговых линий рентгеновских К-спектров поглощения Мп: если атомы Мп находятся на минимальном расстоянии друг от друга в подрешетке ва, то линии поглощения А2 и А3 нельзя разрешить. В К-спектрах исследуемых образцов Оа1_хМпхК линии поглощения А2 и А3 хорошо различимы, и атомы Мп распределены однородно.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. А. Титов, D. Ferrand, J. Cibert, "Измерение толщины эпитаксиальной пленки с помощью отражательной характеристики", «Научная сессия МИФИ-2003», Москва// Сборник научных трудов, том 1, с. 97 (2003).

2. Е. Kulatov, Н. Mariette, J. Cibert, A. Titov, Н. Nakayama, Yu. Uspenskii, "Electronic, optical spectra and the distribution of Mn impurities in GaN and group-IV semiconductors" // Proceedings of International Conference on Crystal Growth ICCG14, p. 12 (2004).

3. S. Marcet, E. Bellet, X. Biquard, C. Bougerol, J. Cibert, D. Ferrand, R. Giraud, D. Halley, E. Kulatov, S. Kuroda, H. Mariette, A. Titov, "Properties of Gai.xMnxN epilayers grown by molecular beam epitaxy", Proceedings of International Conference on the Physics of Semiconductors, Flagstaff, USA, July 26-30 // American Institute of Physics, p. 365 (2004).

4. A. Titov, X. Biquard, D. Halley, S. Kuroda, E. Bellet-Amalric, H. Mariette, J. Cibert, E. Kulatov, and Yu. A. Uspenskii, "X-ray Absorption Near-Edge Structure of Mn in GaMnN", Moscow International Symposium on Magnetism, June 25-30 // Books of Abstracts, p. 305 (2005).

5. Yu. Uspenskii, E. Kulatov, A. Titov, H. Mariette, J. Cibert, K. Motizuki, H. Nakayama, H. Ohta, "Effect of 3d-transition metal atoms distribution on exchange couplings and optical spectra in the dilute magnetic semiconductors of II-VI, III-V and IV groups", Moscow International Symposium on Magnetism, June 25-30 // Boob of Abstracts, p. 303 (2005).

6. E. Kulatov, H. Mariette, J. Cibert, A. Titov, H. Nakayama, Yu. Uspenskii, "Electronic, optical spectra and the distribution of Mn impurities in GaN and group-IV semiconductors" // Journal of Crystal Growth 275, e2239-e2243 (2005).

7. A. Titov, X. Biquard, D. Halley, S. Kuroda, E. Bellet-Amalric, H. Mariette, J. Cibert, A. E. Merad, G. Merad, M. B. Kanoun, E. Kulatov, and Yu. A. Uspenskii, "X-ray Absorption Near-Edge Structure and Valence state of Mn in (Ga,Mn)N" // Physical Review В 72, 115209 (2005).

8. Yu. Uspenskii, E. Kulatov, A. Titov, H. Mariette, J. Cibert, K. Motizuki, H. Nakayama, H. Ohta, "Effect of 3d-transition metal atoms distribution on exchange couplings and optical spectra in the dilute magnetic semiconductors of II-VI, III-V and IV groups" // Journal of Magnetism and Magnetic Materials, vol. 300, issue 1, p. 140-143 (2006).

9. A. Titov, E. Kulatov, Yu. A. Uspenskii. X. Biquard, D. Halley, S. Kuroda, E. Bellet-Amalric, H. Mariette, and J. Cibert, "Pre-Edge Features in X-ray Absorption Structure of Mn in GaMnN, GaMnAs and GeMn" // Journal of Magnetism and Magnetic Materials, vol. 300, issue 1, p. 144-147 (2006).

10. А.А. Титов, Э.Т. Кулатов, Ю.А. Успенский, Г. Бикар, Д. Алей, Ш. Курода, Э. Бэле-Амальрик, А. Мариет, Ж. Сибер, "Моделирование рентгеновских спектров поглощения разбавленных магнитных полупроводников GaN:Mn, GaAs:Mn и Ge:Mn" // Журнал Физического института им. П.Н. Лебедева РАН "Краткие сообщения по физике", № 4, с. 10-18 (2006).

Цитируемая литература:

[1] В. А. Иванов, Т. Г. Аминов, В. М. Новоторцев, В. Т. Калинников, "Спинтроника и спинтронные материалы" // Известия Академии наук. Серия химическая, №11, с. 2255 (2004).

[2] Т. Dietl, Н. Ohno, F. Matsukura, J. Cibert, D. Ferrand, "Zener Model Description of Ferromagnetism in Zinc-Blende Magnetic Semiconductors" // Science, vol. 287, p. 1019 (2000).

[3] H. Hon, S. Sonoda, T. Sasaki, Y. Yamamoto, S. Shimizu, K. Suga, and K. Kindo, "High-Tc ferromagnetism in diluted magnetic semiconducting GaN:Mn films" // Physica В 324, p. 142 (2002).

|4J R. Giraud, S. Kuroda, S. Marcet, E. Bellet-Amalric, X. Biquard, B. Barbara, D. Fruchart, D.Ferrand, J. Cibert, and H.Mariette, "Structural and magnetic properties of a Gao^Mno.oisN" // Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 272-276, el557 (2004).

[5] A. Wolos, M. Palczewska, M. Zajac, J. Gosk, M. Kaminska, A. Twardowski, M. Bockowski, I. Grzegory, and S. Porowski, "Optical and magnetic properties of Mn in bulk GaN" // Physical Review B 69,115210 (2004).

[6] T. Graf, M. Gjukic, M. S. Brandt, M. Stutzmann, and O. Ambacher, "The Mn3+'2+ acceptor level in group III nitrides" // Applied Physics Letters 81, 5159 (2002).

[7] H. Ohno, "Making Nonmagnetic Semiconductors Ferromagnetic" // Science, vol. 281, p. 951 (1998).

[8] T. Jungwirth, K. Y. Wang, J. Maäek, K. W. Edmonds, J. König, J. Sinova, M. Polini, N. A. Goncharuk, A. H. MacDonald, M. Sawicki, A. W. Rushforth, R. P. Campion, L. X. Zhao, C. T. Foxon, and B. L. Gallagher, "Prospects for high temperature ferromagnetism in (Ga,Mn)As semiconductors" // Physical Review B 72, 165204 (2005).

[9] Cho, S. Choi, S. Ch. Hong, Y. Kim, J. B. Kettcrson, B.-J. Kim, Y. C. Kim, J.-H. Jung, "Ferromagnetism in Mn-doped Ge" // Physical Review B 66, 033303 (2002).

[10] S. Hilbert and W. Nolting, "Magnetism in (HI,Mn)-V diluted magnetic semiconductors: Effective Heisenberg model", Physical Review B 71, 113204 (2005).

к исполнению 13/04/2006 Исполнено 14/04/2006

Заказ № 275 Тираж 100 экз

ООО «11-й ФОРМАТ» ИНН 7726330900 Москва, Варшавское ш . 36 (495) 975-78-56 (495) 747-64-70 www autoreferat.ru

Ô073

Введение.

Глава 1. Экспериментальные методы исследования РМП.

1.1 Изготовление образцов GaMnN.

1.2 Рентгеновская спектроскопия.

1.3 Измерение рентгеновских спектров поглощения.

1.4 Структура рентгеновских спектров поглощения.

Выводы по главе 1.

Глава 2. Методы расчета электронной структуры кристаллов.

2.1 Функционал электронной плотности.

2.2 Метод присоединенных плоских волн (ППВ).

2.3 Линейный метод присоединенных плоских волн (ЛППВ).

2.4 Линейный метод МТ-орбиталей (ЛМТО).

Глава 3. Электронные свойства GaMnN, GaMnAs и GeMn.

3.1 Кристаллическая структура GaN.

3.2 Рентгеновские спектры поглощения GaMnN.

3.3 Зонная структура GaMnN.

3.3.1 GaMnN со структурой цинковой обманки.

3.3.2 GaMnN со структурой вюртцита.

3.4 Моделирование рентгеновских спектров поглощения GaMnN.

3.5 Моделирование оптических спектров поглощения GaMnN.

3.6 Транспортные свойства GaMnN.

3.7 Распределение атомов Мп в GaMnN.

3.8 Электронные свойства GaMnAs.

3.9 Электронные свойства GeMn.

Выводы по главе 3.

Глава 4. Магнитные свойства РМП.

4.1 Ферромагнетизм в РМП.

4.2 Косвенные обменные взаимодействия.

4.2.1 Сверхобмен.

4.2.2 Модель Зинера.

4.2.3 Другие модели обменного взаимодействия.

4.3 Оценка Тс из «первых принципов».

4.4 Магнитные свойства GaMnN, GaMnAs и GeMn.

4.4.1 GaMnN.

4.4.2 GaMnAs.

4.4.3 GeMn.

Выводы по главе 4.

Мы используем заряд и спин электронов в современной информационной технологии. Интегральные схемы, предназначенные для обработки информации, основаны на использовании заряда электронов. Для хранения информации используется магнитная запись, т.е. спин электронов в ферромагнитных материалах. Естественно тогда попытаться использовать заряд и спин одновременно для повышения функциональных возможностей электронных компонентов. В таком случае можно было бы совместить возможности обработки и записи информации в одном элементе.

В связи с развитием этого направления возникла новая бурно развивающаяся область электроники - спинтроника, цель которой - объединить электрические, магнитные и оптические явления для создания принципиально новых электронных компонентов [1]. Одним из таких компонентов, в котором используется и заряд и спин электрона, является датчик, действие которого основано на явлении гигантского магнитосопротивлемия. Он представляет собой пленку из нескольких чередующихся ферромагнитных слоев. Сопротивление этой пленки зависит от ориентации намагниченности в соседних слоях: если в соседних слоях намагниченность имеет одинаковое направление, то пленка имеет низкое сопротивление. В противном случае сопротивление значительно увеличивается [2]. Сегодня этот датчик успешно применяется в жестких дисках для чтения и записи информации.

Спиновый транзистор - это другой интересный элемент, который в будущем может стать основой электронных приборов. Он имеет структуру обычного биполярного транзистора, в котором эмиттер и коллектор имеют ферромагнитные свойства, а база -парамагнитные. Теоретически показано, что направление тока база-коллектор должно зависеть от взаимного направления намагниченностей эмиттера и коллектора [2].

Другой вид транзистора - полевой транзистор со спиновой поляризацией - основан на использовании спин-орбитального взаимодействия. Структура этого транзистора такая же, как у традиционного полевого транзистора, причем сток и исток обладают ферромагнитными свойствами. Пусть намагниченности стока и истока направлены вдоль канала транзистора. Направление спинов электронов, движущихся по каналу, можно изменить электрическим полем (используется спин-орбитальное взаимодействие). Из истока инжектируются электроны, спин которых направлен вдоль канала транзистора. Если на затвор подать напряжение, то направление спинов электронов изменится. Эмиттер будет принимать преимущественно те электроны, у которых спин направлен вдоль канала. Таким образом, сопротивление сток-исток можно менять с помощью напряжения на затворе [2].

К настоящему моменту предложено множество других элементов, основанных на тех или иных явлениях: спиновый диод, спиновый вентиль на основе органического полупроводника, люминесцентный транзистор со спиновым вентилем, спиновый фильтр с квантовой точкой и т.д. [3]. Но практическая реализация этих элементов сдерживается отсутствием материалов, обладающих одновременно полупроводниковыми и ферромагнитными свойствами при комнатной температуре.

Полупроводники, которые используются в современной информационной технологии (Si, GaAs), не являются ферромагнитными, и необходимо использовать слишком сильное магнитное поле для получения необходимой разницы в энергиях между двумя направлениями спина. С другой стороны, кристаллическая структура ферромагнитных металлов сильно отличается от структуры используемых сегодня полупроводников, что не позволяет совмещать эти материалы.

Одновременно ферромагнитными и полупроводниковыми свойствами обладают концентрированные магнитные полупроводники (EuSe, EuO, CdCr2S4, CdCr2Se4). В этом типе полупроводников обменные взаимодействия между электронами проводимости и электронами, локализованными в магнитных ионах, приводят к появлению оптических и электрических свойств, которые сильно меняются в магнитном поле. К сожалению, кристаллическая структура этих полупроводников несовместима со структурой Si и GaAs. Более того, изготавливать такие кристаллы очень трудно: для получения одного маленького кристалла требуется несколько недель подготовки и выращивания [4].

Для того чтобы использовать полупроводники в микроэлектронике, мы меняем их электрические свойства, внедряя примеси различных типов. Таким же образом можно менять и магнитные свойства полупроводников, внедряя магнитные примеси. Магнитные полупроводпики такого типа называются разбавленными магнитными полупроводниками (РМП). В течение долгого времени все внимание концентрировалось на полупроводниках II-VI (ZnTe, ZnSe), поскольку валентность катионов в этих полупроводниках совпадает с валентностью хорошо изученных магнитных ионов (например, Мп). К сожалению, есть трудности в получении слоев этих полупроводников р- и л-типов. Более того, антиферромагнитные взаимодействия между соседними атомами Мп в этих полупроводниках значительны и приводят к парамагнитным свойствам. Внедрением акцепторных примесей недавно были получены ферромагнитные свойства в ZnMnTe при очень низких температурах [5].

Другой путь, совместимый с современной микроэлектроникой, - сделать используемые сегодня полупроводники магнитными, вводя высокую концентрацию магнитных ионов. Важное практическое значение могли бы иметь РМП на основе кремния. Однако образцы SiMn, полученные различными методами, неоднородны и имеют инородные включения, такие как SisMns [3J.

Данная работа посвящена исследованию электронных и магнитных свойств трех перспективных разбавленных магнитных полупроводников: Ga[.xMnxN, Gai.xMnxAs и Gei.xMnx.

Разбавленный магнитный полупроводник GaMnN является очень интересным объектом для исследования, поскольку, согласно расчетам, он может быть ферромагнитным при комнатной температуре [6]. Экспериментальные работы, проведенные для исследования магнитных свойств GaMnN, дали противоречивые результаты. Одними научными группами в этом материале были обнаружены ферромагнитные свойства при высоких температурах [7,8]. В других группах образцы GaMnN оставались парамагнитными даже при низких температурах [9]. Противоречивые заключения были сделаны и по поводу валентности Мп в GaMnN. В кристаллах GaMnN и-типа валентность Мп, определенная методом электронного парамагнитного резонанса [10], оказалась равной 2. В аналогичных образцах, но с дополнительно внедренными атомами Mg (акцептор в GaN), по результатам магнитооптических измерений была найдена валентность марганца 3 [11]. Концентрация Мп в этих образцах Gai^Mn^N [И] очень мала (дг~0,01%), поэтому на валентность Мп могли повлиять инородные примеси с небольшой концентрацией. Различные валентности Мп (от 2 до 4) были использованы для объяснения оптических спектров слоев GaMnN с более высокими концентрациями Мп [12,13]. Кроме того, были выращены эпитаксиальные слои GaMnN с дырочной проводимостью [8,14]. В этих слоях Мп может быть акцептором, что подразумевает валентность 2. Очевидно, что необходимы дополнительные исследования для достоверного определения электронных и магнитных свойств GaMnN.

Полупроводник GaMnAs в настоящее время активно изучается. Долгое время не удавалось получить слои GaMnAs с достаточной концентрацией Мп из-за низкого предела растворимости этого элемента в GaAs. Однако использование молекулярно-лучевой эпитаксии с неравновесными условиями позволило получить слой с 5,3% марганца и температурой перехода в ферромагнитное состояние 110К [4]. Недавно отжигом образцов GaMnAs удалость повысить эту температуру до 173К [15]. Интересно было бы оценить перспективы получения ферромагнетизма в этом полупроводнике при комнатной температуре. Кроме того, известные свойства GaMnAs можно использовать при исследовании свойств близкого по структуре полупроводника GaMnN.

Также перспективным является и полупроводник GeMn. Экспериментальные исследования показали, что температура перехода в ферромагнитное состояние для этого полупроводника очень близка к комнатной температуре [16]. Но требуются дополнительные экспериментальные и теоретические исследования, чтобы определить природу этого ферромагнетизма. В данной работе электронные и магнитные свойства GeMn изучались с помощью расчетов из «первых принципов».

В первой главе диссертационной работы описаны структура образцов GaMnN и способ их изготовления, а также экспериментальные методы исследования электронных свойств кристаллов.

Во второй главе описаны методы расчета электронных свойств кристаллов из «первых принципов»: функционал электронной плотности, метод присоединенных плоских волн, линейный метод МТ-орбиталей.

В третьей главе рассмотрены электронные свойства полупроводников GaMnN, GaMnAs и GeMn. Особое внимание уделено сравнению экспериментальных данных с результатами расчетов из «первых принципов», построению связи между зонной структурой и экспериментально наблюдаемыми величинами.

В четвертой главе исследованы магнитные свойства полупроводников GaMnN, GaMnAs и GeMn: рассмотрены механизмы, ответственные за ферромагнетизм в этих полупроводниках; сделаны оценки из «первых принципов» для температуры Кюри.

Выводы по главе 4

GaMnN

Исследованы магнитные свойства GaMnN. Разбавленный магнитный полупроводник GaMnN со структурой вюртцита обладает парамагнитными свойствами даже при очень низких температурах. Теоретически исследованы магнитные свойства GaMnN со структурой цинковой обманки. Предложенная модель из «первых принципов» позволяет оценивать температуру Кюри для различных разбавленных магнитных полупроводников. Согласно этой модели, температура Кюри для Gai^Mni^N (jc=0,06) со структурой цинковой обманки составляет 50К.

Внедрение большего количества атомов Мп (х>0,06) не позволит значительно повысить температуру Кюри. Но внедрение в GaMnN дополнительных донорных или акцепторных примесей может привести к появлению новых механизмов обменного взаимодействия и повышению Тс.

GaMnAs

Исследованы теоретически магнитные свойства GaMnAs. Этот разбавленный магнитный полупроводник обладает ферромагнитными свойствами при температуре 170К. Значение температуры Кюри определяется концентрацией дырок в GaMnAs. Таким образом, ферромагнитное упорядочение в GaMnAs напрямую связано с наличием дырок. Модель Зинера хорошо объясняет наблюдаемую зависимость температуры Кюри от концентрации свободных дырок. Расчет с использованием этой модели показывает, что 7с=300К может быть достигнута в Gai^Mni^As при х=0,1. Выполнена оценка температуры Кюри с помощью модели из «первых принципов». Согласно этому расчету, Гс=180К для Gai^Mni^As (jc=0,063). Экспериментальное значение Тс составляет 140К (х=0,06).

GeMn

Исследованы теоретически магнитные свойства GeMn. При низких температурах GeMn с однородным распределением атомов Мп является аптиферромагнетиком, что подтверждается экспериментами и расчетами из «первых принципов». При повышении температуры возникает ферромагнитное упорядочение. Экспериментально определенная температура Кюри для GeMn составляет 285К. Тем не менее, необходимы дополнительные исследования для определения природы этого ферромагнетизма.

Заключение

В данной работе были исследованы электронные и магнитные свойства разбавленных магнитных полупроводников GaMnN, GaMnAs и GeMn. Предыдущие экспериментальные работы показали, что эти полупроводники обладают ферромагнитными свойствами при очень высоких температурах [7,16,46]. Этот факт позволяет рассматривать их как наиболее перспективные материалы для будущего применения в спинтронике при условии, что этот ферромагнетизм не обусловлен инородными ферромагнитными включениями. Для выяснения природы ферромагнетизма в этих полупроводниках и были исследованы их электронные и магнитные свойства.

С этой целью были выращены монокристаллические пленки Ga^M^N со структурой вюртцита и концентрацией атомов Мп х~0,06 методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Кристаллическая структура пленок была исследована методом рентгеновской дифракции. Было выяснено, что пленки GaMnN являются монокристаллическими и не содержат другие фазы, такие как Mn4N или GaMnjN. Исследования методом рентгеновской спектроскопии показали, что атомы Мп замещают атомы Ga в пленках GaMnN [22]. Выполнены расчеты зонной структуры и рентгеновских спектров поглощения для кристаллов GaMnN. Результатом этих расчетов стала интерпретация пороговой структуры рентгеновских /С-спектров поглощения Мп в GaMnN: в рентгеновских ^-спектрах поглощения ионов Мп2+ присутствует только одна пороговая линия поглощения, в то время как в /С-спектрах поглощения Мп3+ - две пороговые линии поглощения [61]. Эта интерпретация позволяет построить соответствие между экспериментальными рентгеновскими спектрами поглощения и электронными свойствами реальных кристаллов. В частности, с использованием этой интерпретации было экспериментально доказано, что валентность атомов Мп в GaMnN со структурой вюртцита равна 3 [21]. Этот вывод также подтверждается анализом оптических спектров поглощения исследуемых образцов [39,41]. Кроме того, с помощью этой интерпретации удалось выяснить, что атомы Мп однородно распределены в подрешетке Ga в GaMnN. Исследованы магнитные свойства GaMnN. Разбавленный магнитный полупроводник GaMnN со структурой вюртцита обладает парамагнитными свойствами даже при очень низких температурах (вплоть до 2К) [9]. Теоретически исследованы магнитные свойства GaMnN со структурой цинковой обманки. Предложенная модель из «первых принципов» позволяет оценивать температуру Кюри для различных разбавленных магнитных полупроводников. Согласно этой модели, температура Кюри для Gai.jMni. jN (jc—0,06) со структурой цинковой обманки должна составлять 50К. Внедрение большего количества атомов Мп (д>0,06) не позволит значительно повысить температуру Кюри. Тем не менее, внедрение в GaMnN дополнительных донорных или акцепторных примесей может привести к появлению новых механизмов обменного взаимодействия и к повышению Тс.

Рассчитана зонная структура разбавленного магнитного полупроводника GaMnAs. Вычисленное количество З^-электронов в МТ-сфере атома Мп составляет 4,90. Это количество соответствует электронной конфигурации d5 атомов Мп (валентности 2). Экспериментальные исследования показывают, что эпитаксиальные слои GaMnAs обладают металлической проводимостью р-типа. Таким образом, атомы Мп в GaMnAs выполняют роль акцепторной примеси и имеют валентность 2. Исследованы магнитные свойства GaMnAs. Этот разбавленный магнитный полупроводник обладает ферромагнитными свойствами [44] вплоть до температуры 173К [15]. Значение температуры Кюри определяется концентрацией дырок в GaMnAs. Таким образом, ферромагнитное упорядочение в GaMnAs напрямую связано с наличием дырок. Модель Зинера хорошо объясняет наблюдаемую зависимость температуры Кюри от концентрации свободных дырок. Расчет с использованием этой модели показывает, что Гс=300К может быть достигнута в Gai.jMni.jAs при х=0,1. Выполнена оценка температуры Кюри с помощью предложенной модели из «первых принципов». Согласно этому расчету, 7с=180К для Gai.jMni.jAs (х=0,063). Экспериментальное значение Тс несколько ниже и составляет 140К (х=0,06).

Рассчитана зонная структура разбавленного магнитного полупроводника GeMn. Согласно этому расчету, количество З^-электронов в МТ-сфере атома Мп в GeMn равно 5,01е, что соответствует валентности 2 атомов Мп. Экспериментальные исследования показывают, что кристаллы GeMn обладают проводимостью р-типа. Таким образом, Мп является акцептором в GeMn. Из расчета также следует, что в рентгеновских /С-спектрах поглощения Мп в должна наблюдаться только одна пороговая линия [61,62]. Тем не менее, необходимы дополнительные экспериментальные исследования для окончательного подтверждения данного вывода. Изучены магнитные свойства GeMn. При низких температурах GeMn с однородным распределением атомов Мп является антиферромагнетиком, что подтверждается экспериментами [16] и расчетами из «первых принципов» [52]. При повышении температуры возникает ферромагнитное упорядочение. Экспериментально определенная температура Кюри для GeMn составляет 285К [16]. Тем пе менее, необходимы дополнительные исследования для определения природы этого ферромагнетизма.

1. F. Matsukura, H. Ohno, Т. Dietl, "1.I-V Ferromagnetic Semiconductors", Handbook of Magnetic Materials, vol. 14, ed. K.H.J. Buschow (Elsevier, Amsterdam, 2002).

2. G. A. Prinz, "Spin-Polarized Transport", Physics Today, April, p. 58 (1995).

3. В. А. Иванов, Т. Г. Аминов, В. М. Новоторцев, В. Т. Калинников, "Спинтроника и спинтрониые материалы", Известия Академии наук. Серия химическая, №11 (2004).

4. Н. Ohno, "Making Nonmagnetic Semiconductors Ferromagnetic", Science, vol. 281 (1998).

5. D. Ferrand, J. Cibert, A. Wasiela, C. Bourgognon, S. Tatarenko, G. Fishman, T. Andrearczyk, J. Jaroszynski, S. Kolesnik, T. Dietl, B. Barbara, D. Dufeu, "Carrier-induced ferromagnetism in p-Zni.xMnxTe", Physical Review B, vol. 63, 085201 (2001).

6. T. Dietl, H. Ohno, F. Matsukura, J. Cibert, D. Ferrand, "Zener Model Description of Ferromagnetism in Zinc-Blende Magnetic Semiconductors", Science 287, 1019 (2000).

7. H. Hori, S. Sonoda, T. Sasaki, Y. Yamamoto, S. Shimizu, K. Suga, and K. Kindo, "High-Tc ferromagnetism in diluted magnetic semiconducting GaN:Mn films", Physica В 324, 142 (2002).

8. V. A. Chitta, J. A. H. Coaquira, J. R. L. Fernandez, C. A. Duarte, J. R. Leite, D. Schikora, D. J. As, K. Lischka, and E. Abramof, "Room temperature ferromagnetism in cubic GaN epilayers implanted with Mn+ ions", Applied Physics Letters 85, 3777 (2004).

9. A. Wolos, M. Palczewska, M. Zajac, J. Gosk, M. Kaminska, A. Twardowski, M. Bockowski, I. Grzegory, and S. Porowski, "Optical and magnetic properties of Mn in bulk GaN", Physical Review В 69, 115210 (2004).

10. A. Wolos, A. Wysmolek, M. Kaminska, A. Twardowski, M. Bockowski, I. Grzegory, S. Porowski, and M. Potemski, "Neutral Mn acceptor in bulk GaN in high magnetic fields", Physical Review В 70, 245202 (2004).

11. Т. Graf, M. Gjukic, M. S. Brandt, M. Stutzmann, and O. Ambacher, "The Mn3+/2+ acceptor level in group III nitrides", Applied Physics Letters 81, 5159 (2002).

12. B. Han, R. Y. Korotkov, B. W. Wessels, and M. P. Ulmer, "Optical properties of Mn4+ ions in GaN:Mn codoped with Mg acceptors", Applied Physics Letters 84, 5320 (2004).

13. S. V. Novikov, K. W. Edmonds, A. D. Giddings, K. Y. Wang, C. R. Staddon, R. P. Campion, B. L. Gallagher, and С. T. Foxon, "P-type conductivity in cubic GaMnN layers grown by molecular beam epitaxy", Semiconductor Science and Technology 19, L13 (2004).

14. S. Cho, S. Choi, S. Ch. Hong, Y. Kim, J. B. Ketterson, B.-J. Kim, Y. C. Kim, J.-H. Jung, "Ferromagnetism in Mn-doped Ge", Physical Review В 66, 033303 (2002).

15. S. Kuroda, E. Bellet-Amalric, R. Giraud, S. Marcet, J. Cibert, and H. Mariette, "Strong influence of Ga/N flux ratio on Mn incorporation into Gai.xMnxN epilayers grown by plasma-assisted molecular beam epitaxy", Applied Physics Letters 83, 4580 (2003).

16. Березин А. С., Мочалкина О. P., "Технология и конструирование интегральных микросхем": Учеб. пособие для вузов/Под ред. И. П. Степаненко. М.: Радио и связь, 1983.

17. S. С. Jain, М. Willander, J. Narayan, R. Van Overstraeten, "Ill-nitrides: Growth, characterization, and properties", Journal of Applied Physics 87, 965 (2000).

18. C. Adelmann, J. Brault, D. Jalabert, P. Gentile, H. Mariette, Guido Mula, and B. Daudin, "Dynamically stable gallium surface coverages during plasma-assisted molecular-beam epitaxy of (0001) GaN", Journal of Applied Physics 91, 9638 (2002).

19. X. Biquard, O. Proux, J. Cibert, D. Ferrand, H. Mariette, R. Giraud, and B. Barbara, "Local Structure and Valence State of Mn in Gai.xMnxN Epilayers", Journal of Superconductivity 16, 127 (2003).

20. Э. 3. Курмаев, В. M. Черкашенко, JI. Д. Финкельштейн, "Рентгеновские спектры поглощения твердых тел", М.: Наука, 1988.

21. R. Prinz and D. Koningsberger, editors, "X-ray absorption: principles, applications techniques of EXAFS, SEXAFS and XANES", J. Wiley and Sons, New York, 1988.

22. Немошкалепко В. В., Антонов В. Н., "Методы вычислительной физики в теории твердого тела. Зонная теория металлов", Киев: Наук, думка, 1985.

23. P. Blaha, К. Schwarz, G. К. H. Madsen, D. Kvasnicka, and J. Luitz, WIEN2k, "An Augmented Plane WaveLocal Orbitals Program for Calculating Crystal Properties", Karlheinz Schwarz, Techn. Universitat Wien, Austria, 2001, ISBN 3-9501031-1-2.

24. О. K. Andersen and O. Jepsen, "Explicit, First-Principles Tight-Binding Theory", Physical Review Letters 53, 2571 (1984).

25. S. Cottenier, Density Functional Theory and the family of (L)APW-methods: a step-by-step introduction (Instituut voor Kern- en Stralingsfysica, K.U.Leuven, Belgium), 2002, ISBN 90-807215-1-4 (to be found at http://www.wien2k.at/reg user/textbooks).

26. Ч. Киттель, "Введение в физику твердого тела", Перевод с четвертого американского издания А. А. Гусева и А. В. Пахнева под общей редакцией А. А. Гусева. Учебное руководство, изд. "Наука", М., 1978.

27. I. Vurgaftman, J. R. Meyer, L. R. Ram-Mohan, "Band parameters for III-V compound semiconductors and their alloys", Journal of Applied Physics 89, 5815 (2001).

28. L. Kronik, M. Jain, and J. R. Chelikowsky, "Electronic structure and spin polarization of MnxGaixN", Physical Review В 66, 041203 (2002).

29. E. Kulatov, H. Nakayama, H. Mariette, H. Ohta, and Yu. A. Uspenskii, "Electronic structure, magnetic ordering, and optical properties of GaN and GaAs doped with Mn", Physical Review В 66, 045203 (2002).

30. Z. S. Popovic, S. Satpathy, and W. C. Mitchel, "Electronic structure of substitutional versus interstitial manganese in GaN", Physical Review В 70, 161308 (2004).

31. Э. Т. Кулатов, частное сообщение.

32. Y. Joly, "X-ray absorption near-edge structure calculations beyond the muffin-tin approximation", Physical Review В 63, 125120 (2001).

33. Т. Uozumi, К. Okada, A. Kotani, О. Durmeyer, J. P. Kappler, E. Beaurepaire, and J. C. Parlebas, "Experimental and Theoretical Investigation of the Pre-Peaks at the Ti K-edge Absorption Spectra in Ti02", Europhysics Letters 18, 85 (1992).

34. Сайт www.semiconductors.co.uk

35. E. Kulatov, Y. Uspenskii, H. Mariette, J. Cibert, D. Ferrand, H. Nakayama, and H. Ohta, "Ab Initio Study of Magnetism in III-V- and II-VI-Based Diluted Magnetic Semiconductors", Journal of Superconductivity, 16, 123 (2003).

36. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., "Теоретическая физика. Т. VIII. Электродинамика сплошных сред", Учеб. пособ. для вузов в 10 т. 4-е изд., стереот. - М.: ФИЗМАТЛИТ, 2001.

37. Е. Kulatov, Н. Mariette, J. Cibert, A. Titov, Н. Nakayama, Yu. Uspenskii, "Electronic, optical spectra andthe distribution of Mn impurities in GaN and group-IV semiconductors", Journal of Crystal Growth 275, e2239 (2005).

38. D. C. Look, R. J. Molnar, "Degenerate layer at GaN/sapphire interface: Influence on Hall-effect measurements", Applied Physics Letters 70, 3377 (1997).

39. I. P. Smorchkova, E Haus, B. Heying, P. Kozodoy, P. Fini, J. P. Ibbetson, S. Keller, S. P.

40. DenBaars, J. S. Speck, and U. K. Mishra, "Mg doping of GaN layers grown by plasma-assisted molecular-beam epitaxy", Applied Physics Letters 76, 718 (2000).

41. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, Journal of Magnetism and Magnetic Materials, vol. 300, issue 1, p. 140 (2006).

42. R. Shioda, K. Ando, T. Hayashi, and M. Tanaka, "Local structures of III-V diluted magnetic semiconductors Gai.xMnxAs studied using extended x-ray-absorption fine structure", Physical Review В 58, 1100 (1998).

43. Yu. Uspenskii, E. Kulatov, H. Mariette, H. Nakayama, H. Ohta, "Ab initio study of the magnetism in GaAs, GaN, ZnO, and ZnTe-based diluted magnetic semiconductors", Journal of Magnetism and Magnetic Materials 258-259, 248 (2003).

44. С. Крупичка, "Физика ферритов и родственных им магнитных окислов. Том 1.", пер. с немецкого под ред. А. С. Пахомова, изд. «Мир»-М., 1976.

45. С. Zener, "Interaction Between the d Shells in the Transition Metals", Physical Review 81,440(1951).

46. C. Zener, "Interaction Between the d Shells in the Transition Metals. II. Ferromagnetic Compounds of Manganese with Perovskite Structure", Physical Review 82, 403 (1951).

47. J. Kudrnovsky, I. Turek, V. Drchal, F. Maca, P. Weinberger, and P. Bruno, "Exchange interactions in III-V and group-IV diluted magnetic semiconductors", Physical Review 69, 115208 (2004).

48. Y.-J. Zhao, T. Shishidou, and A. J. Freeman, "Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida-like Ferromagnetism in MnxGei.x", Physical Review Letters 90, 047204 (2003).

49. К. Sato, P. H. Dederics and H. Katayama-Yoshida, "Curie temperatures of III-V diluted magnetic semiconductors calculated from the first principles", Europhysics Letters 61, 403 (2003).

50. S. Hilbert and W. Nolting, "Magnetism in (III,Mn)-V diluted magnetic semiconductors: Effective Heisenberg model", Physical Review В 71, 113204 (2005).

51. G. S. Rushbrooke and P. J. Wood, "On the Curie points and high temperature susceptibilities of Heisenberg model ferromagnetics", Molecular Physics 1, 257 (1958).

52. Y. D. Park, A. T. Hanbicki, S. C. Erwin, C. S. Hellberg, J. M. Sullivan, J. E. Mattson, T. F. Ambrose, A. Wilson, G. Spanos, В. T. Jonker, "A Group-IV Ferromagnetic Semiconductor: MnxGei.x", Science 295, 651 (2002).

53. M. E. Oveberg, C. R. Abernathy, S. J. Pearton, N. A. Theodoropoulou, К. T. McCarthy, A. F. Hebard, "Indication of ferromagnetism in molecular-beam-epitaxy-derived N-type GaMnN", Applied Physics Letters 79, 1312 (2001).

54. M. L. Reed, N. A. El-Masry, H. H. Stadelmaier, M. K. Ritums, M. J. Reed, C. A. Parker, J. C. Roberts, S. M. Bedair, "Room temperature ferromagnetic properties of (Ga,Mn)N'\ Applied Physics Letters 79, 3473 (2001).

55. G. Bouzerar, T. Ziman and J. Kudrnovsky, "Calculating the Curie temperature reliably in diluted III-V ferromagnetic semiconductors", Europhysics Letters 69, 812 (2005).

56. К. M. Yu, W. Walukiewicz, T. Wojtowicz, I. Kuryliszyn, X. Liu, Y. Sasaki, and J. K. Furdina, "Effect of the location of Mn sites in ferromagnetic Gaj.xMnxAs on its Curie temperature", Physical Review В 65, 201303(R) (2002).

57. Работа была выполнена при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований, Отделения физических наук РАН, Европейского союза (грант FENIKS), посольства Франции в Москве.