（材料物理与化学专业论文）fege纳米多层膜的结构、磁性质和输运特性.pdf

天津大学硕士学位论文 中文摘要 随着自旋电子学的发展，人们发现金属( f e 、c o 、n i 、m n 等) 和半导体( s i 、g a a s 、 g e 等) 的复合体系具有许多有趣的性质，如面内各向异性、增强的霍尔系数、低温 下负的电阻温度系数等，因此，相关研究越来越受到人们的关注。f e 、g e 的复合 体系的霍尔灵敏度可以达到8 2v a t ，在霍尔传感器方面有着很大的应用前景，但 这种霍尔效应增强的机制还不十分清楚。 本论文采用磁控溅射交替沉积的方法法制备了f e g e 多层膜和f e g e 间断 膜，并对多层膜进行了退火处理，对样品的微观结构、磁性质、电阻率、磁电阻 和霍尔电阻等进行了系统研究。 结构分析表明，f e g e 多层膜是由多晶态的f e 和非晶态的g e 构成的周期性 调制结构。室温下，f e g e 多层膜显示了单轴磁各向异性，最大单轴磁各向异性 常数凰= 2 2 7 1 0 3j m 3 。室温下，所有的f e g e 多层膜的电阻温度系数为正值， 但低温下，由于弱局域效应，电阻温度系数发生了从正到负的转变。在f e g e 多 层膜中观察到了反常霍尔效应，而且霍尔灵敏度舶不随温度变化，最大霍尔系数 足= 1 。8 1 0 1f l m t ，比块体f e 的霍尔系数大3 个量级。 随着f e 的含量的增加，f e g e 间断膜中的f e 逐渐晶化，而g e 始终是非晶态。 磁性测量表明f e g e 间断膜存在着f e 颗粒之间的反铁磁耦合，最高饱和磁化强 度为1 4 0 0e m u c c 。当f e 的含量小于0 6 时，样品表现为隧穿导电，当f e 的含量 增大时，样品转变为金属导电。电阻测量发现，随着f e 含量的增加，饱和霍尔 电阻随温度的变化减小，最大霍尔系数尼= 9 6 1 0 一d m t 。 f e g e 多层膜经过退火处理后，f e 、g e 发生合金化，磁性降低，样品仍表现 为金属导电，但反常霍尔效应消失，而且随温度的升高，霍尔系数发生从负到正 的转变。 关键词：f e g e 多层膜、f e g e 间断膜、周期性结构、电阻率、霍尔效应 天津大学硕士学位论文 a b s t r a c t w i t ht h ed e v e l o p m e n to f s p i n t r o n i c s ，t h ec o m p o s i t es y s t e m so fm a g n e t i cm e t a l ( f e ， c o ，n i ，m n ，e t c ) a n ds e m i c o n d u c t o r ( s i ，g a a s ，g e ，e t c ) ，w h i c hw e r ep a i dal o to f a t t e n t i o n s ，p r e s e n ta t t r a c t i n gp r o p e r t i e s ，s u c ha si n - p l a n ea n i s o t r o p y , t h ee n h a n c e dh a l l c o e f f i c i e n t , n e g a t i v et e m p e r a t u r ec o e f f i c i e n to fr e s i s t i v i t ye t c t h eh a l ls e n s i t i v i t yo f l e - g ec o m p o s i t es y s t e m sc a nr e a c h8 2v | 蛆i n d i c a t i n ga p r o m i s i n ga p p l i c a t i o ni nh a l l d e t e c t o r s ，b u tt h em e c h a n i s mf o rt h ee n h a n c e m e n ti ss t i l lu n d e rd i s c u s s i o n i nl i t e r a t u r e ， t h er e s e a r c ho nf e g ec o m p o s i t es y s t e m sf o c u s e dm a i n l yo nt h ec o u p l i n gb e t w e e nt h e m a g n e t i cm e t a l s ，a n dm o r es t u d i e so nt h e i rt r a n s p o r tp r o p e r t i e sa r en e e d e d f e g e m u l t i l a y e r sa n df e g ed i s c o n t i n u o u sm u l t i l a y e r sw e r ef a b r i c a t e db y m a g n e t r o ns p u t t e r i n g s t r u c t u r e ，c o m p o s i t i o na n dp r o p e r t i e ss u c ha sm a g n e t i c p r o p e r t i e s ，r e s i s t i v i t y , m a g n e t o r e s i s t i v i t ya 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 s t r u c t u r ec h a r a c t e r i z a t i o ni n d i c a t e sap e r i o d i cm o d u l a t e ds t r u c t u r ew i t ha l t e m a t e l y d e p o s i t e dp o l y c r y s t a l l i n ef ea n da m o r p h o u sg el a y e r so ff e g em u l t i l a y e r s t h e r o o m t e m p e r a t u r em a g n e t i cm e a s u r e m e n tr e v e a l st h eu n i a x i a lm a g n e t i ca n i s o t r o p yo f f e g em u l t i l a y e r sw i t ht h eu n i a x i a la n i s o t r o p y 岛- - 2 2 7 10 3j m 3 t h et e m p e r a t u r e c o e f f i c i e n to fr e s i s t i v i t yo fa l lt h ef i l m si sp o s i t i v ea tr o o mt e m p e r a t u r eb u tt u r n st ob e n e g a t i v ea tl o wt e m p e r a t u r e sd u et ot h ew e a kl o c a l i z a t i o ne f f e c t t h ef e g em u l t i l a y e r s s h o wa n o m a l o u sh a l le f f e c ta n dt h eh a l l s e n s i t i v i t yk zi si n d e p e n d e n to ft h e t e m p e r a t u r e w h e nt h ep e r i o dai s5 2n m , t h ea n o m a l o u sh a l lc o e f f i c i e n tr jr e a c h e si t s l a r g e s tv a l u eo f1 8 10 叫f 2 m t , w h i c hi st h r e eo r d e r so fm a g n i t u d el a r g e rt h a nt h a to f b u 墩f em a t e r i a l w i t ht h ei n c r e a s eo ff ec o n t e n t ，t h ef ei nf e g ed i s c o n t i n u o u sm u l t i l a y e r sh a sa t r e n dt ob ec r y s t a l l i n ea n dg ei sa m o r p h o u s m a g n e t i cm e a s u r e m e n ti n d i c a t e st h e a n t i f e r r o m a g n e t i cc o u p l i n g b e t w e e nf e p a r t i c l e s a n dt h em a x i m u ms a t u r a t e d m a g n e t i z a t i o nr e a c h e s1 4 0 0e m u c c a 饥m n e l i n gc o n d u c t i v em e c h a n i s mi sr e v e a l e d w h e nt h ec o n t e n to f f ei si o w e rt h a n0 6 ，b u tam e t a l l i cc o n d u c t i v em e c h a n i s m p r e s e n t s a tl a r g ef ec o n t e n t s t h et e m p e r a t u r ei n d u c e dc h a n g eo ft h es a t u r a t e dh a l lr e s i s t a n c e b e c o m e ss m a l lw i t ht h ei n c r e a s eo f f ec o n t e n t ，a n dt h el a r g e s th a l lo e f f i c i e n t 咫r e a c h e s 9 6 1 0 8f 2 m t 一一 天津大学硕士学位论文 a f t e rb e i n ga n n e a l e d , t h ef ei nt h ef e g em u l t i l a y e r sa l l o y sw i t hg ea n dt h e s a t u r a t e d m a g n e t i z a t i o nr e d u c e s t h et r a n s p o r tp r o p e r t i e sa r em e t a l l i c ，a n dt h e a n o m a l o u sh a l le f f e c td i s a p p e a r s w i t ht h ei n c r e a s eo ft e m p e r a t u r e ，t h es i g no ft h eh a l l c o e f f i c i e n tc h a n g e sf r o mn e g a t i v et op o s i t i v e k e y w o r d s ：f e g em u l t i l a y e r s ，f e g ed i s c o n t i n u o u sm u l t i l a y e r s ，p e r i o d i cs t r u c t u r e ， r e s i s t i v i t y ，h a l le f f e c t 一一 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，也不包含为获得苤鲞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已在论文中作了 明确的说明并表示了谢意。 学位论文作者签名：刘篮7 7 鼍b签字日期：加口1 年6 月f 1 日 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解丕盗盘堂有关保留、使用学位论文的规定。特 授权苤鲞盘鲎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：刘豇伟 导师签名： 签字日期：勘驴7 年6 月日 幻汤 签字同期：。乙叩年衫月，r 第一章前言 1 1 研究背景 1 1 1 自旋电子学 第一章前言 早在1 9 世纪末，英国科学家汤姆逊发现电子之后，人们就知道电子有一个重 要特性，就是每一个电子都携带一定的电量，即基本电荷。到2 0 世纪2 0 年代中期， 量子力学诞生又告诉人们，电子除携带电荷之外还有另一个重要属性，就是自旋。 电子的自旋角动量有两个数值，即士2 ，其中正负号分别表示“自旋向上”和“自 旋向下”，2 x h 是量子物理中的普朗克常数。自旋传输与电荷传输的主要区别是自 旋传输是不守恒的，具体地说，通常电子在输运过程中由于碰撞而导致自旋磁矩 在空间的取向混乱，因此在宏观输运性质中仅需要考虑电子具有电荷就足够了。 自从1 9 8 8 年f e c r 磁性多层膜中的巨磁电阻效应( g i a n tm a g n e t o - r e s i s t a n c e ， g m r ) 发现以来【l 】，在非均匀磁性体系( 多层膜，颗粒薄膜，隧道结等) 中陆续发现 了许多新颖的物理现象，如遂穿型磁电刚2 ，一 ( t u n n e lm a g n e t o r e s i s t a n c e ，t m r ) 和巨 霍尔效应等。通过对磁性金属颗粒薄膜系统中的巨磁电阻效应、霍尔效应和反常 霍尔效应的研究，人们逐渐认识到电子的自旋特性在其输运过程中起着十分重要 的作用，这一发现极大拓展了传统的电子学研究领域，并形成了一门新兴的交叉 学科一自旋电子学。 自旋电子学的主要目的是研究系统中自旋之问以及自旋和周围环境的相互作 用以及如何把自旋应用到自旋电子器件当中去。自旋电子学需要解决以下问题：( 1 ) 自旋的极化问题或者说自旋的来源；( 2 ) 自旋的扩散长度；( 3 ) ! t l 何把自旋引入到系 统中去，也就是自旋注入的问题。我们知道对一般的金属、半导体或绝缘体而言， 费米能级( f e r m il e v e l ) 附近自旋向上和向下电子密度是相同的，而对于铁磁金属而 言，费米能级附近自旋电子的密度是不同的，自旋是极化的，如图l l 所示。我 们用p = 【t ( 纠m ( e f ) i n i ( e f ) + n i 饵力】来表示自旋极化率，n c ( e f ) 、m ( 剐分别代 表费米能级处自旋向上和自旋向下的电子的密度。由于铁磁金属自旋是极化的， 很自然地，铁磁金属就成为系统自旋注入的来源。磁性金属的自旋扩散长度约为 几十纳米，而半导体中自旋扩散长度可以达到微米【5 】，在现有的工艺条件下，我们 完全可以实现自旋极化传输，但是，仍需解决自旋的注入问题。目前，自旋注入 第一章前言 e ii 辽 e i 辽 n ( e 、l 图1 - 1 正常金属和铁磁金属费米能级附近的态密度【4 】 主要集中在铁磁金属和半导体之间，但是由于铁磁金属和半导体电阻率的不匹配， 自旋在铁磁金属和半导体的界面处大部分发生自旋反转，造成自旋注入率的降低。 目前，解决自旋注入效率的问题的工作主要集中在以下方面：( 1 ) 在磁性金属和半 导体的界面处引入隧穿势垒以解决电导率的失配问题】；把磁性金属元素掺入半 导体的晶格当中，形成稀磁半导体【7 ，8 1 。 1 1 2 纳米磁性多层膜 纳米磁性多层膜材料是在合适的基片中交替沉积纳米磁性层、纳米非磁性层 而构成的。磁性多层膜的主要参数包括：磁性层的厚度、非磁性层的厚度和多层 膜的周期。磁性层的厚度会影响磁性层的晶粒尺寸、磁畴分布、界面粗糙度等， 从而影响磁性层之间的相互作用：非磁性层的厚度可以影响磁性层之间的耦合方 式( 如：铁磁耦合、反铁磁耦合等) 、界面粗糙度、电子输运等；一般随着周期的增 加，多层膜的周期结构会更好，但周期的增加也会影响界面粗糙度。 一2 一 第一章前言 1 磁性多层膜的制备 ( 1 ) 常用的制备方法 磁性多层膜的结构参数包括：( 1 ) 磁性层的厚度，一般为几纳米到几十纳米： ( 2 ) 非磁性层的厚度，应小于自旋的扩散长度，一般为几纳米；( 3 ) 磁性层和非磁性 层交替的周期性结构。要想实现周期性的调制结构就必须精确控制磁性层和非磁 性层的单层厚度，这也就对成膜速率提出了要求，过高的成膜速率必然影响多层 膜的成膜质量。目前常用的制备方法包括蒸镀( e v a p o r a t i o n ) 法和溅射( s p u t t e r i n g ) 法。 蒸镀法一般包括热蒸镀法( t h e r m a le v a p o r a t i o n ) 、电子束蒸镀法( e - g u ne v a p o r a t i o n ) 和分子束外延法( m o l e c u l a rb e a me p i t a x y ) ；溅射法一般包括直流溅射( d cs p u t t e r i n g ) 法和射频溅射法( r fs p u t t e r i n g ) 。与其它几种方法相比，分子束外延的方法在以下 的几个方面有更大的优势：( 1 ) 低的成膜速率；( 2 ) 低的成膜温度；( 3 ) 在线监控；( 4 ) 高的成膜质量，这些优势都使得分子束外延成为制备高质量多层膜常用的方法。 但是其他的方法，如溅射等方法，也有着独特的优势，用溅射方法生长的磁性单 层膜一般是多晶膜，由于晶界的影响，这就使得多层膜的磁性和电性更丰富，并 且层与层之间的粗糙度对系统的性质也会产生显著的影响。 ( 2 ) 基底的影响 影响多层膜微观结构的因素一般包括：( 1 ) 基底的影响；( 2 ) 成长条件的影响。 基底的选择对成膜的质量有很大的影响。在磁性多层膜的制备过程中，我们常用 到玻璃基底、单晶s i 基底、单晶g e 基底以及g a a s 基底等。玻璃基底生长的磁性 多层膜一般都是多晶膜，而单晶s i 、g e 和g a a s 基底则可以进行外延生长出单晶 膜。对于基底的选择主要考虑晶格常数的匹配问题和热膨胀系数的问题，晶格常 数失配必然会导致膜中大量的结构缺陷，而热膨胀系数失配会在膜中产生内应力， 致使膜变形。g a a s 的晶格常数为5 6 5 3a ，f e 的晶格常数为2 8 6 6a ，晶格常数的 失配率为1 4 ，k r e b s t 9 1 、b e n s c h 1 0 】都在g a a s 基底上成功外延生长了f e 单晶薄膜。 c a n t o n i j 贝0 研究了f e 在g e 基底以及g e s i 基底上的外延生长，g e 的晶格常数为 5 6 6a ，与f e 晶格常数的失配度为1 3 ；s i 的晶格常数为5 4 3a ，与f e 的晶格 常数的失配度为5 5 ，这样的话，在g e 基底上可以外延生长高质量的单晶f e 膜； 而对于g e s i 基底而言，通过调节s i 的含量可以调节g e s i 基底与f e 晶格常数的 失配，虽然g e s i 基底不能生长很好的外延f e 膜，但是由于晶格畸变，在局部会 一3 一 第一章前言 形成与f e 更好的晶格常数匹配，使得局部的成膜质量更高。另外，基底的平整度 的成膜质量也有很大的影响，对于平整度较差的基底，随着多层膜的生长，多层 膜的每一层都会受到基底的间接的影响，这样会造成多层膜界面粗糙度的增加。 ( 3 ) 沉积条件的影响 沉积条件的影响包括：( 1 ) 成膜速率，( 2 ) 基底温度，( 3 ) 背底真空度，( 4 ) 退火。 要想精确控制多层膜的单层厚度，获得更好的成膜质量，成膜速率是很关键的因 素，过高的成膜速率阻止了基底上原子的扩散，使得薄膜倾向于形成岛状膜，这 也就增加了界面的粗糙度。一般磁控溅射的速率可以控制在几十a r a i n ，如s i n g h 1 2 】 用磁控溅射法制备的f e g e 多层膜的成膜速率为3 0a m i n ；而分子束外延则可以 控制在几a m i n ，z a k e r i 1 3 j 以约1a r a i n 的成膜速率在g a a s 上外延了f e 膜。 在薄膜的生长过程中，基底的温度对沉积原子在基片上的附着以及在其上移 动等都有很大影响，是决定薄膜结构的重要条件。一般来说，基底温度越高，则 吸附原子的动能也越大，跨越表面势垒的几率增多，一般高温沉积的薄膜易形成 粗大的岛状组织。而在低温时，形成核的数目增加，这将有利于形成晶粒小而连 续的薄膜组织，此外，低温会阻碍界面处原子的相互扩散，有利于形成更好的界 面结构，因此，低温更适于制备高质量的多层膜。k a n o 1 4 j 研究了不同的基底温度 ( 2 0 1 0 5o c ) 下生长的c o c u 多层膜，发现较低的基底温度生长的c o c u 多层膜有 更大的磁电阻，这也反映出了基底温度对多层膜结构的影响，从而影响了其传输 性质。 对于分子束外延的方法来说，高的背底真空度含有更少量的杂质气体，这样 蒸镀出来的原子或原子团几乎不受杂质气体的影响，按直线行进，这样生长的薄 膜具有低的粗糙度；对于溅射的方法来说，在溅射压强( 高真空度) 较低时，溅射气 体( 一般为心气) 具有更高的能量，溅射出来的原子和原子团与基底的结合力更强， 更倾向于形成晶粒小的连续薄膜，也就具有更小的粗糙度。f u l l e r t o n 1 5 】在不同的溅 射压强下制备了f e c r 多层膜，从小角度x 射线衍射得出，4m t o r r 的溅射压强下 比1 2m t o r r 的溅射压强下生长的多层膜具有更好的周期性调制结构。 另外，在一定的温度范围内进行退火可以消除薄膜内的缺陷，减小界面的粗 糙度，获得质量更好的多层膜，更高的退火温度会破坏多层膜的结构，使其退化 成颗粒膜或者是形成合金，多层膜的高温退火也是我们制备颗粒膜的一种方法。 4 第一章前言 a l b i n i t l 6 1 研究了退火效应对c o c u 多层膜的影响，发现在4 0 0o c 以下，退火效应 提高了c o c u 的界面质量。 2 磁性多层膜的磁电阻效应 任何材料，只要费米能级( f e r m il e v e l ) 附近白旋向上和向下的电子密度不同， 自旋极化传输就会发生。自旋向上和向下电子的能态密度的不一致是铁磁性金属 磁矩产生的根源。图1 - 2 ( a ) 给出了几种不同类型材料的自旋极化率，可以看出磁性 金属费米能级附近自旋向上和自旋向下电子的态密度是不同的；图1 - 2 ( b ) 给出了 磁性隧道结( m a g n e t i ct u n n e lj u n c t i o n ，m t j ) 的结构图。两个磁性电极被一层很薄的 绝缘层分离，通过此绝缘层实现自旋极化隧穿。自旋向上的电子只能隧穿到自旋 向上的空态，当两个磁电极的磁矩呈现反平行状态时，自旋隧穿是不会发生的， 此时器件呈现高电阻状态，如图1 - 2 ( b ) 所示。如果外加磁场足够大，使两个磁电 极的磁矩呈现平行结构，则自旋隧穿发生，器件呈现低阻状态。这种与外加磁场 有关的电阻称为磁电阻( m a g n e t o r e s i s t a n c e ，m r ) 。 s i g np 科w 妇剐帅npf r o m lp n ( 咐n i ( e d 1 蝴。a t l o w t n , f ( e p ) + n l f 翰 j 厂。 一 ，- r 暇r l 露o 4 1 , p：o幻5 ，a t r r e e f。、 。0少辽 。、 t ) t )一 _ l 。 一 n f e 】 f m - - - 。n e ) n ( e ( j ) c o 蝴h l a l f m e l z d z ： ( i i )( i i i ) t e ， tp e ，牟二糨， 圆叵盈 图1 2 ( a ) 电子自旋的能态密度，( i ) 正常金属，( i i ) 磁性金属，( i i i ) 半金属，( b ) 被薄层绝 缘体分开的两磁性电极之间的自旋隧穿【1 7 】 一5 一 第一章前言 1 9 8 6 年德国科学家帆l b e r g 小组【1 8 】有一重要的发现，就是在f e c 仉? e 超晶格中 首先观察到两个f e 层之间通过c r 层产生的反铁磁耦合，这为巨磁电阻效应的发现 打下了基础。随后，1 9 8 8 年法国科学家f e r t d , 组在f e c r 周期性多层膜中，观察到当 施加外磁场时，其电阻值下降，当外加场达n 2t 时，电阻值达到饱和，并且变化 率高达5 0 ，f e r t 1j 把这种电阻随外加磁场的巨大变化称为巨磁电阻效应( 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 ) 。产生巨磁电阻效应的必要条件可归结为以下几点：( 1 ) 相邻磁层磁矩的相对取向能在外磁场作用下发生改变；( 2 ) 每一单层厚度要远小于 传导电子的平均自由程；( 3 ) 自旋取向不同的两种电子( 向上或向下) 在磁性原子上的 散射差别很大。相邻铁磁层间的反铁磁耦合是巨磁电阻效应产生的原因，不加场 时，薄膜处于高阻状态，当外场达到一定程度时( 饱和场) ，相邻磁矩同向排列，电 阻值也减小到最低程度并达到饱和。那么，非磁性层的厚度对耦合有什么影响呢? p a r k i n 1 9 1 首先研究了f e c r 多层膜的饱和场、磁电阻等随c r 层厚度的变化，并发现 饱和场、磁电阻等随c r 层的增加振荡变化。另外，在c o c r 、c o r u 多层膜中观察 到了同样的现象，之后，在c o c u 多层膜中【2 0 】，楔型结构f e m o f e 2 1 】中都发现了这 种铁磁层同过非磁层的振荡耦合，这也说明了这种振荡耦合的普遍性。但是，如 果非磁性层是绝缘体或半导体的话，这种振荡耦合还会存在吗? 实验证明，若非 磁性层是绝缘体或半导体的话，只会存在铁磁耦合或反铁磁耦合随非磁性层厚度 单调的变化，并不出现振荡耦合。鉴于这种振荡耦合具有一定的普遍性，自然会 有很多理论对其进行解释。1 9 9 5 年，b r u n o 2 2 】从理论上对铁磁层通过金属的振荡耦 合和铁磁层通过绝缘体的非振荡耦合进行了理论解释。b r u n o 认为铁磁层之间的交 换耦合常数 e 2 岫，其中，七为电子的波矢，d 代表非磁性层的厚度，2 0 对应于铁 磁耦合，j o 对应于反铁磁耦合，并且，对于金属而言，七为实数，而对于绝缘体 而言，后为虚数。因此，若非磁性层是金属，则为振荡耦合，反之为非振荡耦合。 3 磁性多层膜的霍尔效应 ( 1 ) 铁磁材料中的反常霍尔效应 铁磁材料的霍尔效应通常由两部分构成，既正比于外磁场b 的正常部分和正比 于材料磁化强度蚴反常部分( 称之为反常霍尔效应) ，后者通常比前者大一个数量 级，但是人们对这一现象的理解仍然是不充分的。甚至铁材料本身，以前的理论 6 第一章前言 工作也没有成功地解释其反常霍尔电导率的大小。在大多数研究中均认为反常霍 尔效应是由外秉散射机制如杂质散射等机制引起的。 1 8 7 9 年，美国物理学家h a l l 发现了正常霍尔效应，它与外加磁感应强度b 成 正比；随后，1 8 8 1 年，h a l l 在铁磁性材料中发现了与磁化强度成正比的反常霍尔 效应，并且为它是磁性材料所特有的。这样，对于铁磁性材料而言，霍尔效应就 可以经验的表示为【2 3 1 p 斜= r o b + rs 4 9 m ， 其中第一项代表洛仑兹力作用于载流子上引起的正常霍尔效应，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。1 8 9 3 1 9 5 0 年，人们对反常霍尔效应进行了大量的研究。 1 9 5 4 年，k a r p l u s 和l u t t i n g e r t 2 4 l 首先从理论上对反常霍尔效应进行了研究。他们以 一个没有缺陷的铁磁材料为研究对象，考虑了自旋极化的载流子的自旋轨道耦合， 解释了铁磁材料的反常霍尔效应。但是，s m i t 认为在一个完整的周期结构中，凡 应该为零。1 9 5 8 年，s m i t t 2 5 】提出了斜散射机锘1 ( s k e ws c a t t e r i n g ) 。s m i t 考虑了磁性 杂质的自旋与载流子之问的自旋轨道相互作用，得出了反常霍尔电阻率肪与纵向 电阻率触成正比的关系。虽然，这在一定程度上与实验结果相吻合，但是多数 的实验结果更倾向p w 与肠的平方成正比。1 9 7 0 年，b e r g e r l 2 6 提出了侧跳机制( s i d e j u m p ) 。载流子遇到磁性杂质时，由于磁性杂质的自旋轨道耦合作用，载流子被 散射，相对于原来的传输方向有一个横向的位移，这一机制得出了踟与触的平 方成正比的关系。实际中，斜散射机制和侧跳机制往往同时存在。因此，反常霍 尔电阻率可以表示为 户驯= a p 。+ 助三 ( 1 _ 2 ) 一般情况下，在温度较低、电阻率较小的情况下斜散射机制起主要作用；而在温 度较高、杂质浓度较高、电阻率较大时，侧跳机制起主要作用。斜散射和侧跳机 制如图l - 3 所示。 一1 一 第一章前言 图1 - 3 ( a ) 斜散射机制，( b ) 侧跳机制2 6 】 ( 2 ) 纳米磁性多层膜中的反常霍尔效应 f e r t 1 j 首先在f e c r 多层膜中发现了巨磁电阻效应，随后，在颗粒薄膜系统中 陆续发现了巨磁电阻效应、隧穿磁电阻效应；巨霍尔效应是p a r k h o m o v z 7 】首先在 n i s i 0 2 颗粒薄膜系统中发现的，多层膜中是否也存在着巨霍尔效应，颗粒薄膜 中霍尔效应的定标定律r ，印2 ( 0 ) 对多层膜是否适用引起了人们广泛的关注。 颗粒薄膜系统可以看成由多个多层膜的子系统而构成的，而多层膜在不连续 的状况下( 可以通过退火实现) 亦可看成颗粒膜，因此，这两个典型的非均匀体系 的各种性质之间必然存在着联系。多层膜与颗粒膜系统的显著不同在于多层膜中 在满足一定的条件时，层与层之间存在着层间耦合，不同的耦合状态会影响载流 子的传输情况，从而影响系统的输运性质。多层膜系统中影响系统传输性质的主 要参数包括层间耦合、界面散射和界面粗糙度等。层间耦合是指相邻的两个铁磁 层之间磁化强度嘲相对取向不同，并产生相互作用。根据m o r t 的双电流模型【2 8 】， 当上下两层磁化方向相同时，系统处于铁磁耦合状态，整个膜呈现低阻状态，当 上下两层磁化方向相反时，系统处于反铁磁耦合状态，整个膜处于高阻状态，因 此，随着外加磁场的增强，上下两层若经过从反平行状态到平行状态的话，电流、 电阻、霍尔电阻等都会经过动态的变化。k h a t u a 2 9 , 3 0 】探讨t f e c r 多层膜中巨霍尔 效应与巨磁电阻效应的联系，发现当考虑的电阻率为加磁场时的电阻率的情况 一8 一 第一章前言 下，标度定律r ，叩2 ) 成立，其中p ( b ) 为磁感应强度b 对应的电阻率；而如果向以 往那样考虑咫与p ( o ) 的关系时，定标定律r ，叩2 ( o ) 不再成立，其中，p ( 0 ) 是零场条 件下的电阻率，可以看出，层间耦合可以改变纵向电阻的大小，从而影响系统的 反常霍尔效应。 两种不同的材料在多层膜的界面处要相互扩散；而且对于大多数材料，界面 处还会形成合金；同时界面的粗糙度又会影响材料的相互扩散及层间耦合，所以 多层膜复杂的界面将对系统的电输运性质有着重要的影响。要研究界面对系统的 影响，首先要改变界面，可以通过调节溅射时的压强、改变溅射功率、改变层厚 及退火等方法来改变界面的粗糙度从而改变界面的情况。f u l l e r t o n ”j 通过增加溅 射压强和改变层厚的方法来增加界面的粗糙度，研究了不同界面粗糙度的情况下 f e c r 多层膜的巨磁电阻，发现适当的增加粗糙度可以提高磁电阻。k o r e n i v s k i 【3 l j 在f e c r 多层膜中发现，低粗糙度的情况下，尺。叩2 ，而高粗糙度的情况下，r ，叩2 ， 这说明界面粗糙度的适当提高可以增强反常霍尔效应，同时，大的界面粗糙度的 情况下，界面的贡献增加，定标定律r s v p 2 不再成立。 人们对多层膜中的定标定律进行了广泛的研究。s o n g 3 2 】研究f e c r 发现了 r ，叩2 一；t s u i 3 3 1 在c o - c u 超品格中发现尺，印2 ：k o r e n i v s k i t 3 1 1 在f e c r 多层膜中发现 r ；印2 ；k h a t u a l 2 9 , 3 0 1 研究f e c r 多层膜中发现若考虑加场时的电阻率与霍尔电阻率 的关系的话，总可以得出r 。叩2 ) ；而若向以往那样考虑零场时的电阻率和霍尔 电阻率的关系时，足与p ( 0 ) 不存在确定的关系。 1 1 3 纳米磁性颗粒膜 1 颗粒膜的结构 颗粒薄膜一般是由纳米尺度的金属颗粒( f e 、c o 、n i 、f e 3 0 4 等) 均匀分布于 绝缘体( s i 0 2 、a 1 2 0 3 等) 或半导体( g e 、s i ) 等母体中构成的复合材料【3 4 ，3 5 】。按金属 体积百分比石的不同，颗粒薄膜系统分为三个不同的结构区域：( 1 ) 金属区，金属 体积比x 较大，金属颗粒问互相接触并在母体介质中形成连续的导电通道：( 2 ) 介电区，与金属区相反，孤立的金属颗粒分散于母体( 绝缘体或半导体) 连续介质 中，其金属体积比x 较小；( 3 ) 过渡区，该区域是金属区与母体区发生转变的区域， 随x 的减小，绝缘体( 半导体) 颗粒逐渐连接在一起，系统中形成了金属和绝缘体( 半 导体) 成份交织在一起的迷津结构( 1 a b y r i n t hs t r u c t u r e ) ，这一现象称为逾渗 一9 一 第一章前言 ( p e r c o l a t i o n ) ，这时的金属体积比称为逾渗闽值k 。勘代表着颗粒薄膜系统由金属 区域到绝缘体( 半导体) 区域微观结构的变化，是颗粒薄膜系统的重要参数。在量 子力学里，我们还会遇到量子逾渗阈值而。 2 经典逾渗阈值坼与量子逾渗阈值而 量子力学中，我们用波函数来描述系统的状态，波函数遵从波的叠加原理， 因而存在一系列与相位相联系的现象，这和经典描述有着本质的区别。宏观系统 由大量微观粒子构成，宏观测量中与相位相联系的量子特性由于统计特性而被掩 盖。但是，当宏观系统的尺度减小到到一定程度时，量子特性将显示出来。 我们先来看一下什么是相位相干长度。载流子在传输时，会受到弹性散射和 非弹性散射，其中，弹性散射只改变载流子的动量，散射前后波函数的相位有确 定的关系，也就是说，弹性散射是有相位记忆的；非弹性散射改变载流子的能量， 从而改变了波函数的频率，也就带来了相位的无规变化，即非弹性散射是无相位 记忆的。这样，我们从非弹性散射的平均距离定义相位相干长度l 击。也就是说， 在上西范围内，波函数的相位是有记忆的。 下面我们来看经典逾渗阈值与量子逾渗阈值的区别【3 6 】。在经典的金属一 绝缘体体系中，载流子被认为是点电荷。金属所占的体积分数为工，当x x c 时，体系呈金属性质；当x 在k 附近时，体系呈迷津结构，这是体系达到经典逾渗。而对于量子逾渗的情况， 当温度较低时，相位相干长度l 艚大，考虑到载流子的波动性，这时得出的逾渗 阈值为量子逾渗阈值而。一般，而要大于x 。，这样的话，当x c x x 口时，高温时， 体系为金属特性，当温度降低到一定程度使脯足量子干涉的条件时，体系将呈 现非金属特性。如果我们定义体系的微观结构的尺寸为上o ，那么当l c l o 时，体 系由经典逾渗理论占主导地位；当l p l o 时，体系的量子干涉效应就不能被忽略 了，这时体系的微观结构将影响体系的性质。 3 颗粒膜的制备 相对于磁性多层膜而言，磁性颗粒膜的制备要求相对较低。常用热蒸镀或溅 射共沉积的方法来得到颗粒膜。影响颗粒膜结构的参数主要包括：( 1 ) 磁性金属的 体积比x e ；( 2 ) 磁性金属的颗粒尺寸；( 3 ) 颗粒的界面；( 4 ) 薄膜的厚度。通过控制磁 性金属和母体材料的溅射功率可以调节金属的体积比庇；通过调节溅射速率、退 一l o 第一章前言 火等方法可以调节颗粒的尺寸；颗粒膜中存在着大量的颗粒与颗粒的界面，对于 多晶的颗粒，颗粒的内部还存在着晶界，这也是颗粒膜区别于多层膜的主要方面， 也使得颗粒膜系统更加复杂，界面和颗粒的形状和大小有关，通过退火可以改善 界面的结构；磁性颗粒膜中，磁性金属一般处于多晶态，而非金属的母体一般处 于非晶态，但是只有达到一定的膜厚，磁性金属才能形成晶态，另外，膜厚对颗 粒的尺寸、形状和晶界都有影响。 4 颗粒膜的磁电阻 多层膜的巨磁阻效应来源于自旋相关的电子散射，而从本质上讲，颗粒膜与 多层膜没有多大区别，从多层膜的巨磁电阻效应延伸到颗粒膜，有其内在必然性。 电子在颗粒膜中输运时，将受到磁性颗粒与自旋相关的散射，该散射源于磁性颗 粒的体散射以及磁性颗粒的表面( 界面) 散射。颗粒膜中巨磁电阻效应主要来源于界 面散射，它与颗粒直径成反比，或者说与颗粒的比表面积成正比关系。除了颗粒 尺寸外，巨磁电阻效应还与颗粒形态相关，对颗粒膜进行退火处理可以进一步影 响其巨磁电阻效应。 随着多层膜g m r 效应研究的进展，1 9 9 2 年，b e r k o w i t z 3 7 】在c o - c u 颗粒膜中发 现了类似于多层膜的巨磁电阻，而且发现磁电阻的大小与c o 颗粒的直径成反比关 系；与此同时，x i o n g 3 8 】在c g 颗粒膜系统中也发现了巨磁电阻效应，并且发现 随着退火温度的增加，巨磁电阻效应减小。之后，对颗粒膜巨磁电阻效应的研究 也主要集中在以c u 、a g 为基，以f e 、c o 、n i 等磁性元素掺杂的颗粒膜系统。目前， 普遍认为导致g m r 效应的机制源于输运电子在颗粒内部和界面的自旋相关散射。 自旋极化的电子流在输运过程中，如果电子自旋方向与局域磁化矢量平行，则电 子受到的散射小，平均自由程长，相应电阻率较低，反之，则电阻率较高。因此， 极化的电子流在磁场中传导时，就导致了g m r 效应。 随着人们对颗粒膜的磁电阻效应研究的深入，人们发现不止金属一金属构成 的颗粒膜有巨磁电阻效应，人们在金属一绝缘体颗粒膜中，在逾渗阈值以下，也 发现了这种磁电阻巨大增强的效应，由于金属一绝缘体颗粒膜的导电机制是热激 发或者隧穿的导电机制，这也使得金属一绝缘体巨磁电阻效应的有着自己独特的 产生机制，人们把这种巨磁电阻效应成为隧穿磁电阻( t u n n e l i n gm a g n e t o r e s i s t a n c e ， t m r ) 。在1 9 9 5 年，f u j i m o r i 研究d 、组【3 9 】首次报道了c 系统中室温下的隧穿 磁电阻效应，磁电阻值约为8 。此后不久，m i l n e r | 4 0 】在n i ( c o 卜s i - o 系统中也发 第一章前言 ( a ) b m i l l t q、， 弋商 r =j j - 。 ( b ) e ， 寂 t e j( e ) e i n ( e ) n 1 e )e ) f e ， e ) 图l - 4 铁磁层绝缘层铁磁层( f i f ) i 隧道结中的电子隧穿示意图：( a ) 平行和( b ) 反平行方向 的、铁磁金属内的具有d 态自旋分解密度关联的磁矩，其自旋交换劈裂为a 【。在两个铁磁区 域内的箭头是由多数自旋能带决定的。虚线表示自旋守恒隧穿【4 2 】 现了隧穿磁电阻效应。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效应，如果所有铁磁颗粒的磁矩向上平行排列，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。 目前对于颗粒膜中的t m r 效应，可以用j u l l i s r e 模型来解释【4 1 1 。j u l l i & e 描述了 一种模型用来表达如图1 _ 4 中所示的两个分别具有平行( t t ) 和反平行的( t 【) 磁矩的 铁磁区域的电导的变化。在一个f i f 的磁性隧道结( m t j ) 中关联的隧穿磁阻( t m r ) 被定义为 t m r = 筹= 警亍警g ， c 与， r 十十r 十十+ l 。、 r t t 、r t i 、g t t 、g t l ( f f 另l j 代表铁磁层f 1 、f 2 平行和反平行时系统的电阻和电导。在 j u l l i s r e 模型中，假设不存在着自旋反转，由( 1 3 ) 式可以得到 州n 器， c ， 一1 2 第一章前言 其中，p l 、b 分别代表铁磁性层f 1 、f 2 的自旋极化率，从式( 1 _ 4 ) 可以看出t