（材料物理与化学专业论文）多晶Felt3gtOlt4gt薄膜及其复合结构的微观结构、磁性质和输运特性.pdfVIP

中文摘要 隧道型磁电阻( t m r ) 来源于颗粒薄膜中的铁磁颗粒或者是隧道结中的铁磁性 电极间的自旋相关隧穿效应，并与隧穿电子的自旋极化率成正比，因此人们一直 在致力于寻找具有高自旋极化率的材料。半金属材料中的输运电子具有1 0 0 的自 旋极化率，是比较有希望在自旋电子学器件上得到应用的自旋注入材料。在几种 类型的半金属材料中，由于f c 3 0 4 具有高居里温度、低沉积温度以及可以超薄成 膜等优点，更成为近年来自旋电子学领域的研究热点之一。 本论文采用对向靶直流反应溅射法制备了多晶f e 3 0 4 薄膜、f e 3 0 v a i ( m o ) 双层 膜和z n 、m n 掺杂的f e 3 0 4 薄膜，对它们的微观结构、化学成份、电阻率、磁电 阻、磁学性能以及霍尔效应等进行了系统的研究。 在基底不加热的条件下，用对向靶反应溅射法在氩气和氧气的混合气氛中制 备了多晶f e 3 0 4 薄膜。结构分析发现薄膜中晶粒呈柱状生长，大小均匀。室温下 多晶f e 3 0 4 薄膜在5 0k o e 的磁场下磁化强度为2 9 6e m “c m 3 ，远远小于块体材料 的饱和磁化强度值( 4 7 1e m u c m 3 ) ，而且没有达到饱和。低温下，带场冷却的磁滞 回线有交换偏置现象，但当温度升高到2 0 0k 左右时交换偏置消失。在外场为9 0 k o e 的磁场下，薄膜的磁电阻仍然不饱和，在8 0k 达到一1 1 7 。随着温度的升高 磁电阻降低，室温时仍然能达到- 7 4 ，是日前已报道的较大的磁电阻值。在多晶 f e 3 0 4 薄膜中存在大量的反相边界( a p b ) 。由于a p b 的出现，薄膜中存在强反铁磁 耦合，导致薄膜的磁化强度降低、低温下出现交换偏置现象和比较显著的磁电阻 效应。研究发现多晶f e 3 0 4 薄膜中电子的的输运机制为相邻颗粒问的隧穿效应。 在f e 3 0 v a i ( m o ) 双层膜中同f e 3 0 4 多晶膜相比发现了磁性增大现象。对 f e 3 0 4 ( 3 0 0n m ) a 1 双层膜，3 0m n 厚的a l 衬层可以使磁化强度达到4 5 0e m u c m 3 ， 几乎接近块体值，而随着衬层厚度的增加，磁化强度基本稳定在该值附近。对 f e 3 0 d m o 双层膜，磁性增加的效果不如f e 3 0 v a l 双层膜显著，3 0n m 厚的m o 衬 层使双层膜中的磁化强度增加到4 2 2e m u c m 3 ，这是因为在f e 3 0 d l v l o 双层膜中出 现了反铁磁性的f q ( m 0 0 4 h 。对于双层膜来说，低温带场冷却磁滞回线的测量中 发现了交换偏置场的大小明显低于单层膜。通过对磁性增大的物理机制进行研究 发现，金属衬层显著抑制了薄膜沉积过程中结构缺陷和界面非晶层的形成，从而 使多晶f e 3 0 4 薄膜的饱和磁化强度增大。 用反应溅射法在多晶f e 3 0 4 薄膜中进行了第三种元素掺杂，通过常温磁滞回 线的测量发现掺杂使磁性减弱。在z n x f e 3 x 0 4 薄膜中，随着掺杂量在0 0 7 5 到0 1 9 之间逐渐升高，其室温磁化强度( 在 = - 5 0 k o e 的外场下) 从2 1 6e m ：1 1 ，c m 3 升高2 5 0 e m u c m 3 ；对于m n x f e 3 - x 0 4 薄膜来说，掺杂量从o 7 9 逐渐升高到1 5 l ，在同样的条 件下的室温磁化强度从2 4 0e m u c m 3 升高到2 8 7c m u c m 3 ，但是掺杂样品的磁化强 度仍然要低于未掺杂的样品的磁化强度。对于z n x f e 3 - x 0 4 和m n x f e 3 - x 0 4 多晶薄膜来 说，低温带场冷却磁滞回线的测量中都发现了存在交换偏置现象，原因是颗粒外 部存在自旋无序的磁结构。另外，对z n , f e 3 籼薄膜，磁电阻比未掺杂的f e 3 0 4 薄膜略有降低，但m n x f e 3 籼薄膜的磁电阻几乎为零，所以我们认为z n 。f e 3 籼 仍然是半金属，而m n x f e 3 x 0 4 已经丧失半金属特性。 关键词：半金属、多晶四氧化三铁薄膜、f e 3 0 4 a i ( m o ) 5 双层膜、交换偏置、磁电 阻、掺杂 n a b s t r a c t t h ee f f e c to f t m ri sb e l i e v e dt oo r i g i nf r o mt h ee l e c t o ns p i n - d e p e n d e n tt u n n e l i n g i ng r a n u l a rf i l m sa n dm a g n e t i ct u n n e lj u n c t i o n sa n dc o r r e l a t e sw i t ht h es p i np o l a r i z a t i o n o fe l e c t r o n s t h e r e f o r e ，t h em a t e r i a l sw i t hh i g hs p i np o l a r i z a t i o na r ee x p e c t e dt ob e e x p l o r e d t h eh a l f - m e t a l sw i t h1 0 0 s p i np o l a r i z a t i o nh a v eb e e nt h ep r o m i s i n gs p i n i n j e c t i o nm a t e r i a l sf o rs p i n t r o n i cd e v i c e s a m o n gt h eh a l f - m e t a l s ，t h ea d v a n t a g e so f m a g n e t i t e ( f e 3 0 4 ) i n c l u d i n gt h er e l a t i v e l yh i g hc u r i et e m p e r a t u r e ( z 8 5 8k ) ，l o w d e p o s i t i o nt e m p e r a t u r ea n du l t r a - t h i n n e s st e c h n i q u eh a v em a d ei taf o c u si nt h ef i e l do f s p i n t r o n i c sr e c e n t l y i nt h i s t h e s i s ，p o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l m s ，f e 3 0 4 a i ( m o ) b i l a y e r sa n dz n ( m n ) - d o p e df e 3 0 4 f i l m sw e r e p r e p a r e db yf a c i n g - t a r g e t r e a c t i v e s p u t t e r i n g m i c r o s t r u c t u r e ， m a g n e t i cp r o p e r t i e s a n d t r a n s p o r tp r o p e r t i e si n c l u d i n g m a g n e t o r e s i s t a n c ea n dh a l le f f e c tw e r es t u d i e ds y s t e m a t i c a l l y t h ep e l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l mw a sp r e p a r e di n0 2a n da rm i x e da t m o s p h e r eb y f a c i n g - t a r g e tr e a c t i v es p u t t e r i n gw i t h o u ts u b s t r a t eh e a t i n gd u r i n gt h ed e p o s i t i o n s t r u c l m ea n a l y s e sr e v e a lt h a tu n i f o r mf e 3 0 4 g r a i n s a r ew e l li s o l a t e db yg r a i n b o u n d a r i e sa n dg r o ww i t hc o l u m n a rs t r u c t u r e t h er o o m - t e m p e r a t u r em a g n e t i z a t i o no f t h ef e 3 0 4f i l m si s2 9 6e m u c m 3u n d e r5 0k o em a g n e t i cf i e l d s ，w h i c hi sm u c hl o w e r t h a nt h a to f t h eb u l kv a l u e ( 4 7 1e m u c m 3 ) a n dw a sn o ts a t u r a t e di ns u c ha h i g hm a g n e t i c f i e l d t h en e g a t i v em a g n e t o r e s i s t a n c eu pt o - 1 1 7 a t8 0ka n d - 7 4 a t3 0 0ku n d e r 9 0k o em a g n e t i cf i e l dp e r p e n d i c u l a rt ot h ef i l mp l a n ew e r eo b s e r v e da n dd i s c u s s e d t h e i n s a t u r a t i o nm a g n e t i z a t i o n , l o o ps h i f ta tl o wt e m p e r a t u r e sa n d l a r g e rm r s t e mf r o mt h e s 仃o n ga n t i f e r r o m a g n e t i cc o u p l i n gd u et ot h ep r e s e n c eo fl o t so fa p b s t h et r a n s p o r t m e c h a n s mi st u n n e l i n gi nt h ep o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l m s t h ef e 3 0 d a l ( m o ) b i l a y e r sw e r ef a b r i c a t e dw i t hf a c i n g - t a r g e tr e a c t i v es p u t t e r i n g s y s t e ma n dt h ee n h a n c e m e n to fm a g n e t i z a t i o ni nf e 3 0 d a l ( m o ) b i l a y e r sw a so b s e r v e d 1 1 1 em a g n e t i z a t i o nu n d e r5 0k o ef i e l d sb yi n s e r t i n g3 0 衄a i u li s4 5 0e m u c m 3 n e a r l yr e a c h i n gt h eb u l kv a l u eo f m a g n e t i t e ( 4 7 1e m u c m 3 ) a n dk e e p st h ev a l u ew i t ht h e i n c r e a s i n gt h i c k n e s so fa i u l t h em a g n e t i z a t i o no ft h eb i l a y e rw i t h3 0n n lm o - u li s i i i 4 2 2e m u c m w h i c hi ss m a l l e rt h a nt h a to f m cf e 3 0 d a lb i l a y e r sd u et ot h ep r e s e n c eo f a n t i f e r r o m a g n e t i cf e 2 ( m 0 0 4 ) 3 t h ee x c h a n g eb i a sf i e l do ft h eb i l a y e mi ss m a l l e rt h a n t h a to ff e 3 0 4m o n o l a y e r t h em e c h a n i s mo ft h em a g n e t i z a t i o ne n h a n c e m e n tc a nb e a s c r i b e dt os u p p r e s so f t h ed e f e c t sc 孤l s c db yt h ei l n “l u c 吐o no f t h em e t a l l i cu n d e r l a y e r t h ed o p i n go ft h i r de l e m e n t si np o l y e r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l m sw a sc a r r i e do u tb y f a c i n g - t a r g e tr e a c t i v es p u t t e r i n g a n di ty e a sf o u n dt h a tt h ed o p i n go ft l l i r de l e m e n t r e d u c e st h em a g n e t i z a t i o n f o rz n x f e 3 0 4f i l m s ，t h em a g n e t i z a t i o nu n d e r5 0k o e m a g n e t i cf i e l d si n c r e a s e sf r o m2 1 6t o2 5 0e m u e m 3w i t ht h ei n c r e a s i n gz nd o p i n gf r o m 0 0 7 5t o0 1 9 a n df o rt h em n ，f e 3 0 4f i l m s ，t h em a g n e t i z a t i o ni n c r e a s e sf r o m2 4 0t o 2 8 7e m u c m 3w i t ht h ei n c r e a s eo fm nd o p i n gf r o mo 7 9t o1 5 1 t h ee x c h a n g eb i a s p h e n o m e n o nw a sf o u n di nz n x f e 3 q 0 4a n dm n x f e 3 籼f i l m s ，w h i c hi sd u et ot h e p r e s e n c eo fs p i nd i s o r d e ra tt h e 鲥u f a c eo fg r a i n s t h em rd e c r e a s e sal i t t l ei n z n x f e 3 d 4f i l m sa n db e c o m e sz e r oi nm n x f e 3 z 0 4f i l m s w ec a nt h e ns u g g e s tt h a t z f 蝤c 3 籼i ss t i l lh a l f - m e t a l l i ca n dm n x f e 3 - x 0 4l o s e si t sh a l f - m e t a l l i t ya f t e rt h ed o p i n g k e yw o r d s ：h a l f - m e t a l ，p o l y e r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l m s ，f e 3 0 d a i ( m o ) b i l a y e r s ，t h e e x c h a n g eb i a sf i e l d ，m a g n e t o r e s i s t a n c e ，d o p i n g i v 独创性声明 本人声明所呈交的学位论文是本人在导师指导下进行的研究工作和取得的 研究成果，除了文中特别加以标注和致谢之处外，论文中不包含其他人已经发 表或撰写过的研究成果，也不包含为获得盘壅盘堂或其他教育机构的学位或 证书而使用过的材料。与我一同工作的同志对本研究所做的任何贡献均己在论 文中作了明确的说明并表示了谢意。 学位论文作者签名 冲後查、 签字日期：o 。年g 月j 日 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解鑫壅盘堂有关保留、使用学位论文的规定。特 授权基鎏太堂可以将学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索， 并采用影印、缩印或扫描等复制手段保存、汇编以供查阅和借阅。同意学校向 国家有关部门或机构送交论文的复印件和磁盘。 ( 保密的学位论文在解密后适用本授权说明) 学位论文作者签名 、耖膨杀 ! d 、- 导师签名 签字日期：o 莎年矛月夕日签字日期：口2 奇彩 同 第一章综述 1 1 研究现状 第一章综述 1 1 1 非均匀纳米磁性体系中的巨磁电阻 l 、磁性多层膜 自从1 9 8 8 年f e r t 等人【i 】在f e c r 多层膜中发现巨磁电阻( g i a n t m a g n e t o r e s i s t a n c e g m r ) 效应以来，在人工磁性纳米结构中，g m r 效应引起了科学工作者越来越大 的兴趣。g m r 效应的物理起源是电子自旋相关散射1 2 l 和电子自旋相关隧穿 3 , 4 1 。具 有g m r 效应的多层膜由铁磁( f m ) 层和非磁( n m ) 层组成，传导电子在f m 及n m 层中运动并在界面发生透射、反射和散射。退磁状态下，相邻铁磁层的磁化为反 铁磁排列，来源于层间的反铁磁耦合。各层磁化强度( 坛) 反平行时电阻最大，平行 时最小。在相同材料组成的多层膜系列中，具有反铁磁耦合的多层膜常出现高的 磁电阻。在f e c r 多层膜中，室温下m r 1 1 3 ，4 2k 时达4 2 7 ，因为其磁电阻 值巨大，故称为巨磁电阻( g m r ) 。g m r 效应的特点为( 1 ) 数值远较a m r 大( a m r 为各向异性磁电阻，它与技术磁化相对应，即从退磁状态到趋于磁性饱和的过程 相应的电阻变化，a m r 通常在百分之几以下) 。( 2 ) 数值通常为负。按传统定义， m r = ( 风一风) p o o 。上式中各 项的贡献是逐项减小的。m a r g u l i e s 等人【记j 7 - 5 9 发现，在外延膜中出现的反相晶界 ( a p b s a n t i p h a s eb o u n d a r i e s ) 导致f e 3 0 4 很难被饱和磁化，而且使饱和磁化强度降 低。反相晶界是薄膜在成核和生长过程中形成的本征结果。a p b s 使子晶格内部超 交换作用增强，而子晶格间超交换作用减弱，且诱使饱和场急剧增大 5 5 - 5 9 6 1 】，但 是在有些文献中并未发现a p b s 的存在的证据f 甄叫。在f e 3 0 4 外延膜中，有文献报 道电阻率随着膜厚的减小而增加，在2 5n m 以下已经观察不到v e r w e y 转变，作者 认为，磁畴的大小随着膜厚的增大而增大，而在膜很薄时，磁畴变的很小，抑制 了长程有序，从而也抑制了v e r w e y 转变的发生【6 2 1 。f e 3 0 4 外延膜还有个重要的性 质是各向异性。在o g a l e 等人【6 2 】的实验中，在相同条件下，分别在s r t i 0 3 1 0 0 和 “1 2 0 3 【1 l i 基底上外延生长了f e 3 0 4 薄膜。在这两个膜中，电阻随着温度r 变化， 而且都有v e r w e y 转变。在永办时，m r 随着温度的降低而急剧增加。在 1 0 0 方 向，1 8 0k t 3 0 0k 时，m r 随着温度的降低几乎不变化。t t v 时，f e 3 0 4 薄膜中 的输运过程为热激发行为，而在r n 后，输运过程很复杂，呈现出变程跳跃机制 ( v a r i a b l er a n g eh o p p i n g , m ) ，满足关系r = r 0e x p ( a 乃“【6 2 】，如图l o 所示。在 第l o 页 第一章综述 5 0 4 0 3 0 2 0 1 0 o 5 01 0 01 5 02 0 02 5 03 0 0 t e m p e r a t u r e ( k ) 图1 - 3 磁电阻随温度的变化曲线【6 习 外延f c ，0 4 薄膜中，加衬层后，面内各向异性消失了，电阻随着温度的下降而增加， 但是在1 5 0k 以下并未观察到v e r w e y 转变硎。 2 、多晶膜 在多晶膜中，m r 值和外延膜中类似，最大值出现在n 附近，但是数值很小， 在= 1 5 0 0 0 e 时，大约为2 - - - 3 。与外延膜相比较，多晶膜中m r 峰值稍小，即 与晶界有关的m r 很小【5 ”，这与锰基氧化物中低场磁电阻不同，在锰基氧化物中 m r 与晶界的关系很大【。c o e y 等f 6 5 1 也发现室温下多晶f e 3 0 4 薄膜的m r 为1 之 ( 在0 5t 磁场下) ，而且几乎与温度无关，单晶中无m r 效应。而g - r i n d i n 等【嗍 发现在在单晶f e 3 0 瑚0 4 ( 乒o 0 0 6 ) 中在n 处m r 出现一峰值，达到1 7 ，外场为 = 7 7t ，而在其他温度下m r 值很小。最近，p a r k 等【6 也对多晶f e 3 0 4 薄膜进行 研究，制备方法采用的是反应溅射法，多晶f c s 0 4 薄膜的输运性质可以用 p e x p ( 1 r ”2 ) 来描述，但是在制备的所有薄膜中都没有观察到v e r w e y 转变的存 在，作者认为薄膜中的磁电阻起源于颗粒间的电子相关隧穿。 在f e 3 0 4 薄膜的制各过程中经常会出现其它相，如t - f e 2 0 3 、a - f e 2 0 3 及f e o 第1 l 页 id(hdodx8l_ 第一章综述 等。对于多晶f e ，0 4 薄膜在加金属性衬层后其磁性以及输运性质都会发生很大的变 化【6 8 删。j i 柚【7 0 l 等发现直接沉积在s i ( 1 0 0 ) 基底上的f e 3 0 4 薄膜中含有f e 的杂相， 而在加入了c u 衬层以后f c 3 0 4 薄膜中的杂相消失了。衬层在薄膜的研究中使用很 广，尤其是金属衬层的使用口1 - 7 4 】。金属衬层在薄膜的生长过程中会改变薄膜的微 结构，进而会影响到薄膜的磁性和输运性质。另外，金属衬层的使用会促使薄膜 结晶，其原因尚在争论之中。大部分文献报道认为薄膜的微结构改善的原因是由 于晶格匹配【7 5 】；荷电电荷理论( t c c ) 认为在导体基底上更容易结剐7 ”舯，k o n d o 认为由于有效的离子轰击作用使金属基底上生长的薄膜的质量得到改善 7 9 , 8 0 l ，还 有人认为金属衬层的作用是金属诱导结晶 7 2 , 8 t 3 、掺杂f e 3 0 4 对于各种形式的f e 3 0 4 来说，磁电阻值一直不能满足人们的期望，自从c h e n “l 等人在具有a - f e ；2 0 3 晶界的z n 0 4 l f e 2 朋0 4 块体中发现巨大的室温磁电阻以来，更让 人们把研究磁电阻的兴趣转向掺杂的f e 3 0 4 。在z n 掺杂的f e 3 0 4 烧结块体中，人 们获得了室温低场磁电阻，在z n 的掺杂量为o 8 6 时，室温下的磁电阻达到7 ( 8 8 k o e ) t s 3 ，但是磁电阻未饱和。电输运特性符合l o g p - t - 啦关系。 在f e 3 0 4 掺杂的研究中，人们对于掺杂离子的占位问题没有一致的结论。关于 离子占位的信息大部分都是通过穆斯保尔谱的而获得的，有人认为所有的掺杂离 子都首先占据b 位i s 4 。也有很多人认为掺杂离子( 例如m n 和z n ) 的占位是首先 占据a 位f 8 ”。在掺杂量达到l 时，理论计算表明z n f e 2 0 4 为小带隙的绝缘体，而 m n f e = 2 0 4 则为载流子浓度低的半金属 9 6 1 。另一些文献报道m n f e 2 0 4 属于亚铁磁 绝缘体，而且离子占位很复杂，与样品的制备条件有关1 8 7 1 。 掺杂f e 3 0 4 的磁性取决于掺杂离子的种类，颗粒大小以及制备方法等等。离子 掺杂也可以改变f e 3 0 。的输运性质，这取决于掺杂离子的占位。如果掺杂离子占据 a 位，则不改变b 位上的导电通道，输运性质改变很少；反之，如果占据b 位的 话，则f e 2 + 和f 矿之间的跳跃通道因为f e 2 + 离子的减少而改变，所以电阻会大大增 加 鲫。 文献上关于锰、锌铁氧体的报道很多【睁们】，但是大部分都集中在块体和粉体 上面，其着眼点在于锰、锌铁氧体在高频或者是微波器件中的应用，虽然也有一 些关于膜的报道，但是制备方法不同，主要集中在射频溅射1 9 2 ，孔、激光脉冲沉积1 9 4 或者是电镀法 g s l ，而且主要的研究目的在于其结构和v e n v c y 转变9 3 一o o ，但是利 第1 2 页 第一章综述 用反应溅射制备掺杂的多晶f e 3 0 4 薄膜至今还没有见过类似的报道。 本文利用反应溅射制备了掺杂的多晶f e 3 0 4 薄膜，研究的目的在于掺杂对于多 晶f e 3 0 4 薄膜的磁性以及输运性质的影响等。 1 2 理论背景 1 2 1 非均匀磁性系统中磁电阻的分类 通过研究颗粒薄膜系统中的电输运现象，人们对磁电阻效应的认识不断深 入，按本征性能和非本征性能来分类，磁电阻效应可以分为本征磁电阻效应和非 坚地垫k 主她 c h “m m * k 衄瞄錾甜辆船 “域m 卅p “涮聃- r 阱 。6 一撕撕“a 一甄蕊美 删m _ n m m m 一 # 量i i v _ i 审m 埘，日埘吨粼 a 、* i _ - 枷m 下 却i - p “神耐i - 雠ij 哪d i o 龋 图l _ 4 磁电阻的分类l 第1 3 页 第一章综述 本征磁电阻效应两大类【1 0 ”，如图l - 4 所示。材料的本征性质指的是依赖于晶体 结构、成份，纯度等的性能，如晶体材料的本征性质指的是依赖于晶体结构、成 份、纯度等的性能，如磁晶各向异性常数；非本征性质指受介观或微观尺度影响 的性质，如矫顽力等。 第一种本征磁电阻是正磁电阻，在普通金属、半导体材料以及铁磁性金属中 都能观察到，它是由于载流子在磁场中受到洛仑兹力而使材料中的电阻发生小的 改变而产生，其大小与妒成正比，通常磁场的方向与电流的方向垂直。 第二种本征磁电阻称为各向异性磁电阻( a m r ) ，与原子电荷分布的轨道磁矩 有关，随磁场与电流的相对取向而改变符号，磁电阻的值往往小于1 ，薄膜材 料中磁化强度的改变容易产生各向异性磁电阻。 第三种本征磁电阻通常称为庞磁电阻( c o l o s s a lm a g n e t o r e s i s t a n c e ，c m r ) 。 c m r 往往是在铁磁性金属氧化物中产生，由于在居里点附近发生铁磁一顺磁相变， 伴随产生庞磁电阻效应。c m r 效应通常局限在很窄的温度范围( 居里点附近) ， 但是在某些非共线铁磁性结构的化合物中，这一效应可以扩展到很低的温度。 c o e y t l 0 2 】认为c m r 产生的原因是由于铁磁体在外加磁场中的取向程度增加，以及 这些氧化物中电子的定域化对直接的或通过带宽( 或极化子) 效应引起的磁无序 状态非常敏感而引起的。典型的c m r 效应是在l c m o 中被观察到，在大磁场下 其磁电阻为1 0 - 9 0 t ，这里磁电阻的定义是, x p p = 【风- p _ = r p o 。 第一种非本征磁电阻是磁性金属一非磁性金属多层膜或合金结构中的巨磁 电阻j o s ，在很小的磁场( 1 0m t ) 下，系统中就可以产生较大的负磁电阻，当 电流垂直于薄膜表面时( c p p ) ，磁电阻效应更大。这种非本征的磁电阻效应来自 自旋向上t 和向下j 的两个导电通道( 双通道模型) 的电导率差别，或自旋相关的 散射过程。要测量到显著的巨磁电阻效应，在系统的非磁性金属中，白旋扩散长 度必须不小于铁磁区域的间隔。 第二种非本征磁电阻是隧道结或金属( 包括半金属) 一绝缘体颗粒薄膜系统 中的隧穿型磁电阻 3 , t 0 6 , 1 0 。7 ，即t m r 。磁性金属一绝缘体颗粒系统中磁电阻效应 的研究可以追溯到上世纪7 0 年代初期，g i t t l e m a n 等【1 勰l 在用溅射法制备的n i - s i 0 2 颗粒膜中观察到了很小的磁电阻效应，并将它归因于自旋相关隧穿效应。这种巨 大的t m r 效应来源于被隧穿势垒分隔开的两个铁磁颗粒间的电子自旋相关隧穿 ( s p i n - d e p e n d e n tt u n n e l i n g ) 效应，与磁电阻成正比的散射几率决定于隧穿电子的自 旋是否平行于( 或倾斜于) 单畴磁性颗粒的磁矩取向。如果所有铁磁颗粒的磁矩 第1 4 页 第一章综述 向上平行排列，具有向上自旋的电子只会受到轻微的散射，而自旋向下的电子将 会受到强烈的散射。所以，当外磁场将所有铁磁颗粒的磁矩一致排列时，电阻最 小，出现负的磁电阻效应。因此，t m r 效应与磁性金属颗粒的自旋极化率成正 比。半金属材料的自旋极化率理论上可以达到1 0 0 ，所以对半金属材料的t m r 效应研究成为自旋电子学研究的热点。 1 2 2 非均匀磁性系统中的霍尔效应 霍尔系数是材料的基本物理参数之一，表征了材料的载流子类型和浓度。霍 尔系数( 用勘表示) 可近似表示为o cl e n ，其中矿是载流子的有效浓度，e 是载流子的电荷( 电子为负，空穴为正) 。普通非磁性金属的霍尔系数( 正或负) 的数值很小；例如，c u 的月d 约为一5 4 x 1 0 - 1 1 m 3 c ( 或一5 4 x 1 0 - 1 3 1 2 c m g ) 1 0 9 1 。 在磁性材料中，除有代表的正常霍尔效应外，还有由自旋一轨道相互作用引 起反常霍尔效应( e x t r a o r d i n a r yh a l le f f e c t ，e h e ) 【1 1 0 】，用反常霍尔系数船表示。 与此相对应，铁磁材料的霍尔电阻率p 。可以表示为上述两部分的叠加f l j l ，2 】： 氏= r o 旧+ 4 删( 1 一d ) 】+ r s 4 r , m ，( 1 _ 9 ) 其中第一项为洛仑兹力作用于载流子上引起的正常霍尔效应( d 是退磁因子) ， 与非磁性金属或半导体中的霍尔效应机制相同；第二项表示由磁性散射引起的反 常霍尔效应，是磁性材料特有的属性。反常霍尔电阻率与磁化强度m 成比例，通 常用户：= r s 4 榭表示。因此，磁性材料中的霍尔效应不仅与载流子浓度有关， 还与材料的磁性状态相关。磁性金属中的反常霍尔系数比正常霍尔系数高一个数 量级以上，并具有较强的温度依赖性，例如，f e 的约为2 3 1 0 - ”f 2 c m g ，r s 约为2 8 。7 2 x l o - 1 2qc m g m 】。 反常霍尔系数可解释为不对称散射( 或斜散射) ( s k e ws c a t t e r i n g ) l ”q 和反常速 度作用( 即侧跳) ( s i d ej u m p i n g ) l “4 _ “矾。两种理论模型都认为纵向的霍尔电流是 由自旋一轨道相互作用引起的。斜散射和侧跳机制对磁性材料中霍尔电阻率的贡 献可表示为 1 1 1 , 1 1 2 】 户0 = q 艮+ 6 _ 硅，( 1 一l o ) 其中风表示零磁场时材料的电阻率。 第1 5 页 第一章综述 1 2 3 非均匀磁性系统中的电输运理论 l 、简单隧穿模型 颗粒金属系统中第一个隧穿导电模型是n e u g e b a u e r “刀于1 9 6 9 年提出的，由 该模型得到的隧穿电阻为 r = r oe x p 2 z $ + v l k t ，( 1 1 1 ) 其中r 是两颗粒间的有效电阻，r o 为常数，s 为两最近邻颗粒间距，z 是隧穿常 数( 通常数值约为l 孝，善是定域化长度) ，矿是充电能，r 为温度，k 是玻尔兹 曼常数。该模型的正确性在研究颗粒薄膜在绝缘体区域的电阻率与温度的关系实 验中被首次验证引。但是由于该模型中把全部颗粒看成近似半径相等的原形颗 粒，所以大多数颗粒薄膜并不遵循这种简单的隧穿规律。通常颗粒薄膜系统中的 电阻符合公式( 1 - 8 ) 。 2 、变程跳跃模型 变程跳跃模型的本质是假设隧穿不仅存在于最近邻颗粒之间，而是可以发生 在所有颗粒之间( 并不要求都具有相同的大小) ，这样，在某一固定温度时，样 品两端存在一条由一系列电阻构成的最佳的导电通道。经过一系列计算得到 r = 风e x p i t o t 4 ，此即为公式( 1 8 ) 。m o t t 的变程跳跃模型中认为行为分数，通 常认为n = l 2 是金属颗粒薄膜中的普遍规律。 3 、颗粒问隧穿模型 s h e n g 1 1 9 1 2 0 等通过考虑颗粒系统电输运中的隧穿和热激活过程，首次得出了 l o g o t m 的电阻率与温度关系。s h e n g 等引入了热激活模型，即热激发使电子能 量增加以克服隧穿过程中的库仑能；这样，隧穿电阻率与温度的依赖关系取决于 产生一对正负带电颗粒所需的静电能霹。按照s h e n g 等的电导率模型，金属颗粒 被电导网络代替，其中的金属颗粒通过电导率c r i 相互接触 “p 2 ”田7 2 打， ( 1 1 2 ) 其中s 为隧穿势垒厚度或金属颗粒间距，j r = ( 2 m h 2 ) “2 ，埘是电子有效质量， 第1 6 页 第一章综述 是势垒高度，壳是普朗克常数，k 是波尔兹曼常数，r 是绝对温度。经过近似处理 最后得到 听“e 2 ( c ，( 1 - 1 3 ) 这种一。依赖关系不仅来源于特殊的导电机制，而且是介于高温区域的最近邻 跳跃( 萨1 ) 和低温区域m o r t 变程跳跃( n = l 4 ) 的中问的温度区域的衔接行为，这一结 论被颗粒金属薄膜实验证明。 4 、热涨落隧穿模型 该模型是为了解释掺杂石墨聚合物中的输运性质而提出的半经典模型1 2 0 , 1 2 1 1 。 这一半经典理论的出发点是，在电容为c 的隧穿边缘，电子势能的热涨落为 面( k t c ) “2 ，经过简单的近似处理，理论给出了电阻与温度的关系 r r oe x p e t i “r + 正) 】， ( 1 1 4 ) 其中乃和乃为常数。 式卜2 4 中的拟合参数乃和乃具有明确的物理意义，如果用z 代表隧穿常数， w 表示典型的隧穿距离，根据热涨落隧穿模型，有 五，疋：l r z w 2 ( 1 - 1 5 ) 若假设定域化长度1 z 一2 3a ( 或电子波函数从金属扩展到真空中的长度) ，可 以计算出相应的隧穿距离，得到系统的结构信息。该模型在多晶f e 3 0 4 薄膜中得 到很好的验证【1 2 2 l 。 5 、高阶非弹性跳跃模型 高阶非弹性跳跃模型包括了电子一声子相互作用的微观机制，通过计算输运 电子在两个或多个定域态( 脸2 ) 之间的非弹性跳跃，给出了指数型的电阻率与 温度的关系。该理论曾被用于研究、分析隧道结结构的漏电现象产生的与自旋无 关的电导斛1 2 3 1 。1 9 9 5 年，x u 等【1 2 4 系统地分析了电子在隧道势垒中穿过个定域 态“链”的高阶跳跃过程，证实了上述理论模型给出的指数型跳跃电导率6 h o p 的正 确性，即 第1 7 页 第一章综述 公式( 1 - 1 6 ) 中为跳跃阶数，y 为 印a c t 7 ， ，= 一 2 ，( + 1 ) 】， ( 1 - 1 6 ) ( 1 - 1 7 ) 而且是不连续的。 高阶跳跃模型也曾经用于c r 0 2 或c r 0 2 + c r 2 0 3 等冷压缩粉末样品电输运特性 研究中。在这种半金属系统中，颗粒边界起到势垒层的作用 1 2 5 】，因此，其输运 特性与金属一绝缘体颗粒薄膜类似。 1 2 4 非均匀磁- 陛系统中的磁电阻理论 本节给出非均匀系统中的磁电阻理论，包括非磁性薄膜中变程跳跃过程和塞 曼效应引起的磁电阻，以及磁性金属多层膜、自旋阀、颗粒膜等非均匀磁性系统 中的隧穿型磁电阻( t m r ) 。 1 、h e l m a n 和a b e l e s 的隧穿理论 h e l m a n 和a b e l e s 以s h e n g 等电阻率的模型为基础f 1 2 6 1 ，考虑隧穿电子的自旋 极化率尸，以及隧穿电子与磁性颗粒中自旋极化电子间的交换作用，计算了颗 粒薄膜系统中的磁电阻。按照h e l m a n 和a b c l c s 的观点，颗粒系统可以用电导网 络代替，其中的金属颗粒通过电导率盯相互接触即为公式( 1 - 1 2 ) ，假设铁磁性金 属一绝缘体颗粒系统中的电子自旋在隧穿过程中守恒，产生一对带电粒子需要附 加能量0 ，e 。是当颗粒磁矩不平行时出现的交换能，因此，铁磁金属颗粒薄膜 的电导率为 盯( 日，r ) 虻e - 2 格 ( 1 + p ) e 一( 霹+ 日) 7 2 + ( 1 一j p 弦一p 一乩) 7 2 打 2 ，( 1 1 8 ) 式中参数( 1 十p ) ，2 和( 1 - p ) 2 分别是自旋平行和反平行于颗粒l 的一个电子从颗粒 1 隧穿到颗粒2 的几率；e 0 是颗粒2 和颗粒l 中的电子问交换能的差值，日是外 加磁场。公式( 1 - 1 8 ) 表明，在颗粒2 和颗粒l 的磁矩不平行时，传输一个自旋平 行于颗粒l 的电子需要增加毛，的能量，而传输自旋反平行于颗粒1 的电子需要 较小的能量( 减小的数值为一五0 ) 。假设e 0 k t l 时，保留磁场能中的线性项， 第1 8 页 第一章综述 式( 1 - i s ) 变为 进一步得到磁电阻为 a ( h ，力= 仃( t x l 一，曰2 k r ) ， ( 1 1 9 ) a p ? = 【p ( 日，r ) 一p ( o ，t ) p ( o ，t ) = ( p 2 k t ) e m ( 日) 一e m ( 0 ) 】( 1 - 2 0 ) 把磁交换能可以表示为两相邻颗粒自旋相关函数 的形式 = ( j 2 ) ( 1 一 s 2 ) ，( i - 2 1 ) 其中自旋墨和受具有相同的大小，等于& j 为交换作用常数。将自旋相关函数 近似得到 s 2 兰研2 ( 日，r ) ，( 1 - 2 2 ) 其中m ( h ，n 是系统归一化的磁化强度，因此磁电阻为 a p l p = - ( j p 4 k t ) m 2 ( 日，n m 2 ( o ，r ) 】( 1 - 2 3 ) 该模型阐明了磁性金属颗粒系统磁电阻的产生机制，即自旋相关隧穿效应， 但是只考虑了相同尺度颗粒金属间的隧穿过程。m i t a n i 等【佗刀研究了不同尺度的 磁性金属颗粒对m r 的贡献，认为大颗粒之间分布的小颗粒对磁性颗粒系统中磁 电阻起决定性作用( 即高阶隧穿磁电阻) ，完善了磁性金属颗粒系统的磁电阻理 论，并成功解释了c o - a l o 颗粒薄膜系统磁电阻与温度关系。 2 、磁隧道结中的磁电阻理论 1 9 7 5 年，j u l l i e r e 9 提出了一个简单的f m 一卜f m 模型，指出其中的磁电阻效 应来自两个铁磁层中自旋向上电子( 多数) 和白旋向下电子( 少数) 态密度( d e n s i t y o fs t a t e s ，d o s ) 的不对称性。当外加磁场使磁化强度从平行态转动到反平行态，或 从反平行态转动到平行态时，磁电阻现象出现。得到磁电阻为 t m r = 2 只b ( 1 一只b ) ， ( 1 - 2 4 ) 其中只和岛为两个铁磁层中参与隧穿的电子的自旋极化率。( 参见第四页) 第1 9 页 第一章综述 3 、i n o u e 和m a e k a w a 的隧穿理论 铁磁金属一绝缘体颗粒系统可以看成是一系列相互连接的小“铁磁金属绝缘 体铁磁金属”( f m i f m ) - - - 明治型隧道结【”，当然对于多晶的薄膜也可以看作类似 的隧道结，这里多晶的晶界可以视为中间的绝缘势垒，所以，考虑到磁矩的相对 取向( 句和相邻金属颗粒间的距离的分布后，一些关于隧道结的理论可以直接应 用于金属颗粒系统。 i n o u e 和m a e k a w a 提出磁电阻可以表达为 m