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西南人学硕士学位论文摘要 c o a 1 2 0 3 磁性颗粒膜的电磁性质研究 凝聚态物理专业硕士研究生：郝身芬 指导教师：陈鹏教授 摘要 颗粒膜中颗粒的大小以及颗粒之间的距离对其输运特性有重要的影响，通过改变颗粒的大小和 颗粒间距，可以得到不同的物理现象，因此研究颗粒分布对g m r 的影响对我们更深的了解g m r 有重 要的意义。虽然近几年来对f m i 型颗粒膜的巨磁电阻效应已经有了较多的研究，但是由于样品的 制作通常都采用共蒸发、共溅射或反应溅射的方法，使样品中粒径的分布较宽，这给分析粒径对 g m r 的影响造成了很大的困难。 我们用磁控交替溅射c o 和a 1 2 0 3 超薄薄膜的方法制作了c o - a 1 2 0 3 颗粒膜，每一层的名义上厚度 ( 即通过溅射速率和溅射时间计算出的厚度) 不超过1 姗，由于c o 和a 1 2 0 3 表面能的差异可以得到粒 径分布相对较窄的周期性的颗粒膜，可以认为这是一种自组织生长的颗粒膜。这种粒径分布相对单 一的颗粒膜对研究粒径对输运特性包括磁电阻的影响有重要的意义。据我们所知，目前还没有人用 这种方法来研究c o a 1 2 0 3 颗粒膜的巨磁电阻效应。我们对这种粒径分布均匀的颗粒膜进行了从低温 到室温的输运特性特别是巨磁电阻效应做了研究，内容包括如下几个方面： ( 1 ) 利用自组织生长的原理通过交替溅射的办法制备了一系列的c o a 1 2 0 3 颗粒膜，并用高分 辨透射电镜分析样品的结构。 ( 2 ) 研究了一系列样品的巨磁电阻与其室温下电阻率的关系，发现当样品电阻率在4 1 0 5 7 幸1 0 5 l l q c m 时巨磁电阻最大，在5 7 0 0g s 下最大达到室温下5 2 ，1 3 k 时9 4 。 ( 3 ) 分析了样品的导电机制，与其他共溅射的颗粒膜的l n p 。c t “不同，我们的样品遵循涨落 隧穿机制对于尺寸均匀的隧道结网络的简化模型。 ( 4 ) 研究了样品的磁性质，遵循朗之万函数，具有超顺磁性。 ( 5 ) 研究了样品从1 3 k 到室温的磁电阻效应，发现g m r 与温度成线形关系，这与样品特殊的 微结构有关。 关键词：巨磁电阻颗粒膜粒径分布温度 西南人学硕士学位论文 a b s t r a c t s n j d i e so nt h ee l e c t r i c a ln a n l r ea n d m a g n e t i s m i nc o a 1 2 0 3m a g n e t i cg r a r n j l a rt h i n f i l m s m 勾o r ：c o n d e n s e dm a t t e rp h y s i c s a u t h o r ：s h e n f e nh a o ( s 2 0 0 5 0 9 9 1 ) s u p e r y i s o r ：p r o p e n gc h e n a bs t r a c t t h ec l u s t e rs i z ea n dd i s 仃i b u t i o ni se s s e n t i a l f o ru n d e r s t a n d i n gt h e 舰n s p o r tp r o p e r t yi nm 楚皿e t i c g 啪u l a rt h i n 矗l m s b u tl i t t l ei sk n o w nu n t 订n o wa b o u tt h a tb e c a u s eo ft h el a c ko fw e l l - d e f i n e ds a m p l e s t h eg r a n u l a rf i l m su s u a l l ya r ep r e p a r e db yc o - s p u t t e r i n go rc o - e v a p o r a t i o no ft h em e t a l l i ca n di n s u l a t i n g c o m p o n e n to n t oas u b s t r a t eo rb y t h er e a c t i v es p u t t e r i n go fm e t a l l i cc o m p o n e n t s g r a n u l a rs y s t e m s p r e p a r e db yt h et t l e t h o dg i v e na b 0 v eh a v eab r o a dd i s t r i b u t i o ni nc l u s t e rs i z ea n dd i s 伽1 c eb e t w e e nc l u s t e r s i sr a n d o m t h e r e f o r e ，i ti sd i m c u l tt 0s t u d yt h ei n n u e n c eo fc l u s t e rs i z eo np h y s i c a lp r o p e r t i e so ft h e s e s y s t e m s i nt h i sp a p e r ，w eu s es e q u e n t i a ld e p o s i t i o nm e t h o dt of a b r i c a t e 黟a n u l a rf i l m s ，w h i c hi sa tt h eo r i g i no f t h ea l m o s ts e l f _ o r g a n i z e dg r 0 州h t h en o m i n a l t h i c l m e s so fe v e 巧l a y e ri sn om o r et h a nln m t h el a r g e d i f f e r e n c eb e 铆e e nt h es u 如c ee n e r g i e so fc oa n da 1 2 0 3l e a d st oat 1 1 r e e - d i m e n s i o n a lg r 0 叭ho fc o g 姗u l e s i nc o n t r a s tw i t ht h ec o - d e p o s i t i o n ，t h es 锄p l e sm a d eb yt h es e q u e n t i a ld e p o s i t i o nm e t h o dh a v e w e l l d i s t r i b u t e da n da l m o s tm o n o d i s p e r s en a n o p a n i c l e si nas o l i dm a t r i x ，w h i c hi si m p o r t a n tf o rs t u d y i n g t h ei n f i u e n c eo fc l u s t e rs i z ea n dd i s t r i b u t i o no ng 肋曰a sf a ra sw el ( n o w ，t h e r ei sn or e p o r ta b o u tt h e g m ri nc o a 1 2 0 3g 啪u l a rf i l m sp r e p a r e db yt h i sm e t h o d w ed i s p l a yr e s u l t so fa ne x t e n s i v es t u d yo f c o n d u c t i o nm e c h a n i s ma n dt h et e m p e r a t u r ed e p e n d e n c eo fm a g n e t o r e s i s t a n c ei ns u c hm o n o d i s p e r s e g r a n u l a rf i l m sf o rt e m p e r a t u r e13 3 0 0 k t h em a i n l yw o r k s a n dr e s u l t sa r el i s t e da sf o l l o w i n g ： ( 1 ) as e r i e so fc o a 1 2 0 3g r a n u l a rf i l m sw e r em a d eb ys e q u e n t i a ld e p o s i t i o nm e t h o db a s e do n s e l f o r g a n i z e dg m 、v t h ，a n dt h em i c r o s t r u c t u r ew a ss t u d i e db yt e m ( 2 ) t h er e l a i i o no fg m ra n dr e s i s t i v i t ya tr o o mt e m p e r a t u r ew a ss t u d i e da n di ti sf o u n dt h a tt h e ( 孙织 t a k e sam a x i m u mo f5 2 a tr o o mt e m p e r a t u r ea n d9 4 a tl3ka n d5 7 0 0g sw h e nt h er e s i s t i v i t y o fs 锄p l ei s4 幸10 5 7 j i10 5 u q c m i i 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及取 得的研究成果。据我所知，除了文中特别加以标注和致谢的地方外，论文 中不包含其他人已经发表或撰写过的研究成果，也不包含为获得西南大学 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谢意。 学位论文作者：前身蒡 签字日期： 姚年纩月以日 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解西南大学有关保留、使用学位论文的规定， 有权保留并向国家有关部门或机构送交论文的复印件和磁盘，允许论文被 查阅和借阅。本人授权西南大学研究生院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，可以采用影印、缩印或扫描等复制手段保存、 汇编学位论文。 ( 保密的学位论文在解密后适用本授权书，本论文：口不保密，口保 密期限至年月止) 。 学位论文作者签名：导师签名： 签字日期：翮年矿月膨日签字日期： 学位论文作者毕业后去向： 工作单位： 通讯地址： 电话： 邮编： 矿月加日 西南大学硕十学位论文第一章综述 第一章综述 1 1 研究背景 1 1 1 前言 电子是电荷与自旋的统一载体。将研究对象限制在纳米尺度，并开发和利用其独特的物理特性 是当代凝聚态物理的发展趋势之一。在电子学领域，目前的工程技术已经达到可以大批量制备实用 性纳米尺度薄膜的水平。这就为以往利用电子是电荷载体的传统电子学提供了一个利用电子的自旋 特性、实现更新换代的良好机遇。这一思想基于电子学材料的纳米尺度与电子自旋扩散长度和平均 自由程相当，具有自旋属性的电子在传导过程中，表现出独特的物理效应的实验结果。九十年代中 后期，通过对磁性系统中巨磁电阻的研究，逐渐将电子的自旋特性引入了电输运过程，拓展了 传统的电子学研究领域，形成了一门新兴的交叉学科一自旋电子学( s p i n t r o n i c ) n 。1 引。目前基础研 究和工程技术的证据证明，有效地利用电子自旋效应的特性，必将使电子学器件的功能得到巨大的 改善和提高。据此，人们普遍认为，最近十几年来在凝聚态物理领域的基础研究中发现的巨磁电阻 ( g i a n tm a g n e t o r e s i s t a n c e ，g m r ) 3 、隧穿磁电阻( t u n n e l i n gm a g l l e t o r e s i s t a n c e ，t m r ) 【6 】、超大磁 电阻效应( 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 ) 、反常霍尔效应、巨霍尔效应1 和自旋转移8 9 1 等 物理效应，将使自旋电子学成为纳米科学中最先实现实际应用的课题之一。 纳米结构磁性颗粒薄膜独特的微结构和输运性质如巨磁电阻效应、反常霍尔效应和巨霍尔效 应、磁隧穿效应等由于在计算机和信息领域的广泛和潜在的应用前景越来越受到人们的极大关注， 成为近十年来国际的前沿学术领域。 纳米结构磁性颗粒膜是纳米尺度磁性颗粒镶嵌于金属或非金属基质中所构成的一类单层复合 薄膜。原则上，颗粒膜中的颗粒成分与基质材料是互不同溶的，因而区别于合金、化合物，属于非 均匀相组成的材料体系，其物理和化学性质可人工剪裁，设有a 、b 二组元，二者互不固溶，当a 组份远小于b 时，a 将以微颗粒的形式嵌于b 组成的薄膜中，反之亦然n 。a 、b 分别可以是合 金、绝缘体、半导体、超导体，共计有十种可能的组合，每一种组合又可以衍生出众多类型的颗粒 膜，从而形成丰富多彩的研究内涵。 现实世界中周期性排列的晶体材料只是物质世界的很小部分，而无序系统则普遍存在。所 以对无序系统包括颗粒系统的研究具有极其重要的理论意义和实用价值。颗粒薄膜属于典型的 人_ t 结构功能材料，可以通过在制各过程中控制颗粒火小、形态、金属体积比等参数，为该体 系增加额外的自由度，使其表现出不同于其他系统的非常丰富的电学、光学、磁学、机械和其 它物理性能。 磁性金属一绝缘体( m i ) 颗粒膜中铁磁颗粒的尺寸可由制备_ 丁艺，退火处理以及调节铁磁元素 的含量加以控制，铁磁元素的含量( 体积百分比) 可在o 1 0 0 之间变化。颗粒膜的物理性质诸如电导、 磁学、光学和机械性质具有基础研究和实际应用价值在m 一1 型磁性颗粒膜中，依赖磁性金属( 合金) l 西南大学硕士学位论文 第一章综述 的含量& ，) ，存在着三种明显的结构区域n 引，如图1 1 所示：( 1 ) 过渡区域( t r 觚s i t i o nr e g i o n ) 当铁磁 元素的含量达到某一特定值时，样品中磁性颗粒开始互相连接，形成颗粒和基质之间相互嵌套的 网络，这种结构称为逾渗结构，辅为逾渗阈值( p e r c o l a t i o nt h r e s h o l d ) ，一般情况下却约为5 0 左右 图 1 1 ( b ) 。在该区域中样品的电导介于绝缘体和金属之间：( 2 ) 分离区域或介电区域( i n s u l a t i n go r d i e l e c t r i cr e g i o n ) 该区域中x 向 图1 1 ( a ) ，相互分离的铁磁颗粒随机地嵌埋在绝缘基质中，其电性 呈绝缘体或介电性；( 3 ) 连通区域或金属区域( c o i l n e c t i n go rm e t a l l i cr e g i o n ) 该区域中x 户砀 图 1 1 ( c ) ，铁磁颗粒相互连接形成完整的网络，并且颗粒的尺寸显著增大，随x ，继续增加逐渐形成单 层磁性金属膜，电性呈金属性。 ， i - 一三膏0 - z y z p ( c ) 图1 1 由磁性金属体积百分比x 调制的三个结构区域：( a ) 分离区域或介电区域；( b ) 过渡区域：( c ) 连通区域或金属区域。图中黑色区域为磁性金属，白色区域为非磁绝缘体。 m i 型磁性颗粒膜除了在分离区域表现出巨磁电阻效应外，在过渡区域，由于样品中磁性颗粒 开始相互连接形成网络，电导介于绝缘体和金属之间，表现出一些异常的物理现象，样品的磁电阻、 霍尔效应、光磁光效应、磁热效应等常常呈现出异常的变化，是目前纳米材料研究的一个热点问题。 但是，金属绝缘体的颗粒膜在渗流区域的输运特性到目前还没有完全了解清楚。1 9 9 5 年， 2 西南大学硕士学位论文 第一章综述 应是各向同性的， 其垂直磁电阻( p e 印e n d i c u l a r ) 和纵向磁电阻( 1 0 n g j t u d i n a l ) 相同但在多层膜中。 由于退磁因子，它们略有不同。 颗粒膜与多层膜有不少相似之处，二者均属于二相或多相非均匀体系，所不同的是纳米微粒在 颗粒膜中呈混乱的统计分布，而多层膜中相分离具有人工周期结果，可以存在一定的空间取向关系。 从多层膜的巨磁电阻效应延伸到颗粒膜，有其必然性，二者没有本质的区别。电子在颗粒膜中输运 受到磁性颗粒与自旋相关的散射，从而产生巨磁电阻效应。通常就颗粒膜系统中的铁磁颗粒的磁矩 看作在空间呈混乱排列，加磁场后导致颗粒的磁矩趋向于沿磁场方向排列。传导电子的散射必然与 磁矩的取向有关。从微观的观点来看口l 删，散射的矩阵元取决于传导电子的自旋相对于杂质磁矩的 取向。对于任意取向的磁性颗粒膜来说，散射矩阵的平均值对于自旋向上和向下的电子是一样的。 当在外加磁场下颗粒的磁矩一致排列后，散射矩阵的平均值对于自旋向上和向下的电子的散射的大 小就不同了。由于电导率是自旋向上的电子和自旋向下的电子的电导率的并联，因此在外加磁场下 可得到某一种自旋通道的短路( s h o nc i r c u i t ) ，所以当颗粒膜中的磁矩在平行排列时的电阻率最小， 即出现负磁电阻效应。 5 磁性金属一绝缘体颗粒薄膜的t m r 效应 磁性金属一绝缘体颗粒膜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， j l g i t t l e m a n 等啪1 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。2 0 多年后，在1 9 9 5 年，h f m o r i 【4 0 1 研究小组首次报道了c o a 1 o 系统中室温下的 巨磁电阻效应，磁电阻值约为8 。此后不久，a m i l n e r 等【4 1 】在n i ( c o ) s i o 系统中也发现了这种巨大 磁电阻效应。 目前被普遍接受的观点是：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 的自旋相关隧穿( s p i n d e p e n d e n t t 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( 倾斜于) 单畴磁i 生颗粒的磁矩取向。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。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。 为了观察到显著的t m r 效应，金属一绝缘体颗粒薄膜系统必须满足以下条件： ( 1 ) 在绝缘基体中均匀分散的铁磁颗粒的体积百分比必须小于逾渗阈值，使纳米尺度的铁磁 颗粒之间相互分隔良好； ( 2 ) 相邻铁磁颗粒间的电阻足够大，使电子以隧道效应进行输运，换言之，隧穿电阻研应大 于一个电阻量子值r 尸耽锄5 8l q 。这就保证了一个铁磁颗粒上的额外电子的波函数是定域化的， 局限于铁磁颗粒内； ( 3 ) 由于铁磁颗粒尺寸仅为几个纳米，室温下，铁磁颗粒呈超顺磁状态，即其磁矩在空间是 随机取向的； ( 4 ) 外加磁场足够强( 一般高于lt ) ，可以任意一致取向铁磁颗粒。 6 西南大学硕十学位论文第一章综述 1 2 1 金属一绝缘体颗粒膜系统的电输运理论 在金属一绝缘体构成的颗粒薄膜系统中，随着金属体积比x 的变化，结构上可分为金属区域、过 度区域和绝缘体区域。由于杂质和缺陷等无序因素的存在，系统中的势场偏离了理想晶态固体中的 周期性。这种偏离( 或称为无规势) 导致系统对输运电子具有散射作用，使描述电子状态的布洛赫 函数的相位在电子经过平均自由程，的距离后失去相干性。而且固体中的能带结构也发生了变化从 而使颗粒系统的载流子行为与相应的金属材料情况下相比有很大差别，产生了不同的电阻率、磁电 阻率和霍尔效应等电输运性能。 本节以隧穿和跳跃模型为主，介绍处理颗粒膜系统过渡区域和绝缘体区域电输运的理论模型， 并简单讨论模型的适用范围。 1 简单的隧穿模型 从历史上看，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 6 3 1 于1 9 6 9 年提出的。在该模型 中，被热激发的电子在最近邻颗粒间通过隧穿机制传导电流，激活能相当于将电子放在中性颗粒上 所需的充电能( c h a r g i n ge n e r g y ) 。由该模型给出的隧穿电阻为： r = re x p 2 z s + 矿七r 】 ( 1 5 ) 其中r 是两颗粒间的有效电阻，岛为常数，s 为两最近邻颗粒间距，z 是隧穿常数( 通常数值约为 1 鹰，号定域化长度) ，矿是充电能，丁为温度，七是玻尔兹曼常数。假设颗粒为直径相等的球形，则 充电能v 的表达式为： y 兰2 p 2 j 研( 1 6 ) 式中，p 是电子电荷，d 为颗粒直径，为金属颗粒周围介质的有效介电常数。 ( 1 5 ) 、 ( 1 6 ) 式 的正确性在研究颗粒薄膜绝缘体区域的电阻率与温度的关系的实验中被首次验证【6 3 】。 但是，由于该模型将金属颗粒近似为直径相等的球形，而实际上大多数金属绝缘体颗粒薄膜 并不服从这种以最近邻颗粒间的电子隧穿为特征的简单温度关系。通常，金属绝缘体颗粒薄膜绝缘 体区域的电阻率符合如下关系1 5 ，“】： 尺= 胎x p 【z 刀” ( 卜7 ) 其中，硒、乃是常数，指数玎具有分数值，其典型值为，御5 。这种“分数型温度依赖关系”于1 9 6 7 年首次由m o t t f 6 5 】根据变程跳跃的概念提出。 2 、m 酣的变程跳跃模型 m 0 n 的变程跳跃模型的理论本质是，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导电通道，每一个通道由自身的跳跃距离函和自身的激活能表征。那么颗 粒i 和j 间的电阻由下式给出【6 5 】： 凡= re x p 2 z 西+ 七r 】 ( 卜8 ) 这里 8 西南大学硕+ 学位论文第一章综述 = 吉( i 杉i + l _ i + i k 一巧) l ( 1 9 ) 其中巧和乃为两个颗粒之间的充电能，整个系统的电阻被等效成由这些单个r ；，集合成的电阻网络。 将网络电阻微分，对跳跃长度和激活能取最小值，就可以得出最优结果。假设态密度均匀分布，通 过临界通路方法，得到三维情况下玎= 1 4 。这一关系常在非晶半导体中得到，而掺杂半导体和金属 颗粒膜中，刀值通常不等于1 4 。a b e l e s m l 认为萨1 2 是金属颗粒薄膜中的普遍规律。 3 、s h e n g 的颗粒间隧穿( 或充电) 模型 s h e n g 等通过考虑颗粒间系统电输运中的隧穿和热激活过程，首次得出了l o 妒r 1 尼的电阻率与 温度的关烈“，6 7 1 。在金属体积 b 不太高的绝缘体区域，输运电子在金属颗粒间可以通过隧穿过程产 生较弱的电流，当金属颗粒尺度较大时，这一隧穿电导率近似与e x p 2 ( 2 7 柏) ( 2 m ) 1 气) 成正比，其 中 为普朗克常数，所为电子有效质量，为有效势垒高度，s 为势垒宽度。这就是三明治结构的隧 道结的电导率表达式，即隧穿电导与温度无关。但是，在金属一绝缘体颗粒系统中还必须考虑的问 题是，金属颗粒的尺度仅为几个到几十纳米，从一个颗粒到另一颗粒的隧穿电子使参与隧穿的金属 颗粒电中性被破坏，增加了颗粒的库仑能。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一负带电颗粒 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，电导率为： 仃。：瓯p 2 趔7 2 7 ( 卜1 0 ) 其中印为常数，s 为隧道势垒宽度或金属颗粒间距，盯= ( 2 聊矽壳2 ) 2 ，m 是电子有效质量，矽是 势垒高度，壳是普朗克常数，七是波耳兹曼常数，堤绝对温度。假设颗粒是具有直径d 和静电能 群( o c j 细分布的球体，则给定成份( 以金属体积标识) 薄膜的为常数，的比值是由样品制备过 程决定的。同一金属含量的颗粒薄膜中，大的颗粒被厚的绝缘体包围，隧穿激活能量由下式确定： c = s 霹k ( 卜1 1 ) c 和k 仅依赖于x 。 假设隧穿过程仅发生在尺度几乎相等的相邻颗粒间，在温度为乃隧道势垒厚度为： = ( c 尼丁) 2 2 k ( 卜1 2 ) 时，电导率有一个最大值e x p 【一2 ( c 忌丁) 2 】。进一步假设网络的电导率“乃与温度关系由 决定，即 仃( 丁、) 芘p - 2 ( c 7 灯) ”2 ( 1 1 3 ) 从方程( 卜1 1 ) 和( 卜1 2 ) 得出，高温区的电导率主要来自被较薄的隧道势垒( 小s ) 分割的小颗粒 ( 大霹) 间的隧穿，而低温区则以被较厚的隧道势垒( 大s ) 分割的大颗粒( 小硭) 间的隧穿为 主。 以上的模型是对真实电导网络的近似，并且模型没有考虑非相同尺度的颗粒间的隧穿，即除 外其它电导对电导率的贡献。尽管如此，这一模型很好地解释了金属颗粒电阻率与温度关系的实验 数据，因此模型揭示了这一问题的基本物理本质。该理论的适用范围是低电场旧引。 需要说明的是，该模型曾受到s i m a n e k 的质疑【6 9 】，s h e n g 和k l 础e r m ，7 重新扩充了其内容( 以下 9 两南大学硕士学位论文 第一章综述 称为k s 模型) ，认为r ”的依赖关系不仅来源丁隧穿效应这一特殊的导电机制，而且是颗粒薄膜从高 温区域的最近邻跳跃( 肝= 1 ) 机制，到低温区域的m o t t 变程跳跃( 垆l 4 ) 机制转变过程中的中间温度区 域的电阻率特征【1 5 】，这一结论被文献 7 2 中金属颗粒薄膜实验证明。 在磁性金属一绝缘体颗粒薄膜中，当考虑输运电子的自旋极化率时，隧穿过程通常被处理为自 旋相关的弹性过程，即隧穿前后的电子自旋守恒。在这种情况下，颗粒间隧穿电导率与温度的关系 由下式给出7 3 4 列： 仃岛r = ( 1 + p 2 优2 ) e x p 【一( 丁) 】 ( 1 1 4 ) 其中p 为白旋极化率，m = 肋， 蠡是相对磁化强度，嘞是常数，与库仑充电能e c 和势垒厚度成比例。 4 、变程跳跃与隧穿模型 以上讨论说明，金属一绝缘体颗粒薄膜的电阻率与温度通常遵循如下关系： p = 扁e x p ( 死丁) 2 ( 卜1 5 ) 实验上，在几种不同的颗粒薄膜系统中都观察到了这一依赖关系。 除s h e n g 等的模型外，e f r o s 和s h k l o v s k i i ( 1 9 7 5 ) m 1 提出的模型也可以得出r 1 尼关系( 以下称为e s 模型) 。该模型在m o t t 的变程跳跃模型的基础上，考虑了电子间跃迁过程中的关联效应及库仑相互 作用，认为库仑排斥作用使费米能级处的态密度产生软( 小) 空隙，跳跃模型中直流电导率在低温时 符合公式( 卜1 6 ) ( 即r 2 规律) ，但在下式给出的温度死以上应该过渡为r 关系： 毛= p 4 ( o ) 口k 2 ( 卜1 6 ) 其中( d ) 是费米能级处的态密度，仅为波函数的衰减速率，尺为定域化长度。按照e n t i n w o h l m a n 等【7 7 1 的分析，这一依赖关系将出现在很高的温度，由于颗粒薄膜在高温区域的退火效应使其微观结构产 生不可逆的变化，因此实验上很难验证e s 理论的r “4 行为。 对文献报道的不同颗粒薄膜系统的实验数据的仔细分析表明，颗粒薄膜的电阻率经常偏离与温 度的r 1 尼关系m 1 。m c a l i s t e r 等7 2 1 重新研究了a u s i 0 2 颗粒薄膜在4 3 0 0k 的电阻率与温度关系，结果 表明在整个温度范围，电阻率与温度关系都不能拟合为单一的r m 或r 关系；低温时厂关系符合 得更好，但在高温时逐渐变为r 2 关系，这说明k s 模型在总体上比e s 模型给出更好的解释。 s h e n g 等怕7 1 注意到颗粒薄膜材料中变程跳跃和隧穿模型的异同点n 引，认为颗粒薄膜的隧穿模型 是载流子被热激发后在最近邻颗粒间的隧穿过程，而在跳跃模型中，载流子密度是常数，跳跃传导 过程中的路径取决于系统迁移率的优化。a b e l e s 嘲1 进一步指出，隧穿模型中不同颗粒间的充电能戽 的差值可类比为跳跃模型中定域化轨道能量间的能级差，但丘的绝对值在隧穿模型中很重要，而能 级间的能量差值6 在跳 x 西南火学硕士学位论文第一章综述 p p = 一( 卯4 七丁) 聊2 ( 日，丁) 一m 2 ( 0 ，丁) ( 1 2 4 ) 上式表明负磁电阻在超顺磁一铁磁相变温度而时最大，磁电阻峰在外加磁场越小时越明显。 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 锄i 等研究了不i 司尺度的磁性金属颗粒对m r 的贡献，认为颗粒 大小的分布对磁性颗粒系统中磁电阻起决定性作用，完善了磁性金属颗粒系统的磁电阻理论，并成 功解释了c 0 a 1 o 颗粒薄膜系统磁电阻与温度关系。 2 、磁隧道结中的隧穿电导和磁电阻 假设电子的自旋在隧穿过程中是守恒的，利用t e d r o w 和m e s e r v e y 等【8 5 8 8 1 的分析结果，j u l l i e r e 【8 9 l 提出了一个简单的f m i f m 隧穿模型，当a 、b 两个铁磁层中的磁化强度平行排列时，零结电压时 ( 即忽略非线性的i v 特性的极限情况下) 的结电导为 ( 斗t = 口 + ( 1 一) ( 1 一口8 ) 】 ( 1 2 5 ) 其中伉为常数，锄和的分别为磁化强度平行排列的两个铁磁层a 和b 中自旋向上的隧穿电子所占 的百分数。如果一个铁磁层，如b 的磁化强度反转，则多数和少数电子交换自旋取向，零结电压下 的结电导为 g t 上= 口【吼( 1 一口疗) + ( 1 一乃) a b 】 ( 1 2 6 ) 由式( 1 2 5 ) 和( 1 2 6 ) 有 g = g t t g t l = 口只b ( 1 2 7 ) 其中n 和如为两个铁磁层中参与隧穿的电子的自旋极化率，表示为 n = 2 鳓一l 尸_ 萨2 口矿l ( 卜2 8 ) 零结电压下电导的相对变化为 g g t t = 2 只尼( 1 + 只b ) ( 卜2 9 ) 因此，磁电阻为 欲辟个= 学= 掣= 2 只乓( 1 一只尼) ( 1 3 0 ) 。 风千吲 “o、“ 与此类似，m a e k a w a 和g a e r t 【叫利用费米面附近的态密度( d o s ) ，讨论了相对电导变化，得到 g g = 2 ( g 个t g 个j ，) ( q 个+ g t 山) = 2 只名 ( 1 3 1 ) 其中 g t = 0 p ：p ：+ p ! p ! 、) g t 个= ( 刀+ )( 1 也) g = ( q t + g t 上) 2 这里g 为平均电导；白旋极化率p a 、p b 定义为 只b = ( 一一日) ( 皿+ ) ( 卜3 3 ) 1 2 西南入学硕十学位论文第一章综述 0 ) 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 【4 0 1 提出磁性颗粒薄 g = g o 【1 + p 2 ( 等) 2 】e x p ( _ 2 厨) ( 1 枷) 其中卢( d t d 1 ) ( d t + d i ) 为自旋极化率，以俨t ，【) 为费米面附近具有向上和向下自旋的电子的 脚：严：一熹 4 t ， g ( o ) 1 上p 2 ，二竺、2 若尸值较小， 很为，口坳蚴2 ；若磁场足够强，磁矩一致排列， 侬为p 2 ( 1 + ，) 。式( 1 4 1 ) 很好地 h e l m a n 等【8 3 】和i n o u e 等【4 0 1 的模型给出了m r 与温度的关系，其中h e l m a n 等以s h e n g 等电阻率 p p = 一( 卯k r ) ( m t ) 2 ( 1 4 2 ) 卸风= 一p 2 ( m m ) 2 【l + p 2 ( m m ) 2 】 ( 1 4 3 ) 们把自旋相关隧穿过程中的这种距离叫做自旋扩散长度。在c 伊a 1 o 中【3 l 】，砌d 在逾渗阈值 1 4 西南大学硕士学位论文第一章综述 颗粒薄膜的磁电阻符合的比较好3 1 1 。 另外，磁电阻与温度关系在铁磁半金属材料中。吁有重要地位，下面以c 幻2 为例，简单阐述半 金属磁性颗粒系统的t m r 随温度下降的几种可能机制p 引。c o e y 等f s 4 t 嗍认为这种下降来自颗粒间 的界面层中存在的反铁磁相互作用或界面处的弱交换耦合的c r 3 + 离子受激发引起的自旋翻转。w a t t s 等【1 0 0 1 的研究说明c 内2 薄膜中存在自旋向上和向下的电子的两个输运通道，并表明自旋翻转散射对 温度的依赖关系对应于载流子迁移率和t m r 对温度的依赖关系。另外，热激发的自旋波1 0 1 1 使高温 自旋极化率被抑制，也有可能使m r 减小。l t o h 等1 0 2 1 提出的双交换模型表明自旋极化率p 随温度的 升高减小，他们的计算结果还显示，虽然m r 的减小比p 快得多，但高温时可能仍会较大。d a i 等 【9 8 】的非弹性跳跃模型认为，高温下m r 的减小主要由于自旋无关跳跃输运对电导率的贡献随温度的 升高迅速增加，从而抑制了对m r 有贡献的自旋相关输运。目前，关于t m r 随温度减小的机制仍 尚在探讨和研究中。 1 2 3 金属一绝缘体颗粒薄膜的逾渗理论 逾渗理论从经典的电阻网络模型出发，对金属绝缘体颗粒薄膜系统中的临界现象进行了定量分 析。b r o a d b e n t 和h 锄m e r s l e y 于1 9 5 7 年首次提出了逾渗的概念1 0 3 】。在金属绝缘体颗粒薄膜中，当 金属体积比x 增加到临界值，即金属绝缘体转变的逾渗阈值时，系统的体电导率盯产生急剧变 化，表现出对蝣l 挑i 的指数依赖关系。这些行为可以通过对随机电阻网络( r 锄d o mr e s i s t o r n e t 、 ，o r k ，刚乏n ) 的理论分析得出，在几十种基于r r n 的模型中，链接节点( 1 i n k s - n o d e s ) 模型【1 0 4 1 吲提 供了直观的物理图像和定量分析临界行为的手段。 图1 4 为l n b 模型的简图，其中一定比例的相同电阻构成的简单( 周期) 网络被随机放置。在这 样一个“稀释”网络中，电导率完全取决于逾渗结构中所谓的骨架一传导非零电流的电阻子集合。 骨架可看作节点和链接组成的不规则的超大网络：一个节点通过至少三个无关路径连接到边界或骨 架中的任意点，而一个链接是连接骨架两个相邻节点的部分。相邻节点的平均距离为逾渗相关长度 ( p e r c o l a t i o nc o r r e l a t o nl e n g m ) ，用毛表示，符合关系，其中v 的数值为( d 代表颗粒薄膜系统的维度) f 4 ，3 ( c x a c t ) d = 2 v = o 8 9 d = 3 l 1 2 ( e x a c t ) d 6 f 1 4 4 ) 一个链接的平均电导率为西“，一个连接通道中链接的平均数量n s c b 满足n s c b 1 触【1 0 7 l ， 链接的数目提供了一个连接通道中电导率的下限，因此2 1 。该图像得到网络的电导率( d 是维度) 为 盯兰g 孝孝d 一2 缸f + d 一2 ” ( 1 4 5 ) 上式表明盯和缸之间存在指数关系。实际上，通过详细分析和数值计算【1 0 8 川们，可以得出如下 临界行为 万= d i 卅一 ( 0 q i i ? 矿己 0 矽 样品厚度为， 图2 5 四端法测电阻示意图 西南大学硕士学位论文第三章c o a 1 。0 。颗粒膜的电磁性质研究 第三章c o a i2 0 3 颗粒膜的电磁性质研究 我们用磁控交替溅时c o 和a 1 2 0 3 超薄薄膜的方法制作了c o a 1 2 0 3 颗粒膜，每一层名义上的厚度 ( 即通过溅射速率和溅射时间计算出的厚度) 不超过1 n m ，由于c o 和a 1 2 0 3 表面能的差异可以得到粒 径分布相对较窄的周期性排列的颗粒膜，可以认为这是一种自组织生长的颗粒膜圳7 。这种粒径分 布均匀的颗粒膜对研究粒径对输运特性包括磁电阻的影响有重要的意义。我们对这种单一粒径分布 均匀的颗粒膜进行了从低温到室温的输运特性特别是巨磁电阻效应做了研究。据我们所知，目前还 没有人用这种方法来研究c o a 1 2 0 3 颗粒膜的巨磁电阻效应。本文着重对这种粒径分布均匀的颗粒膜 的导电机制和磁电阻的温度特性做一系统的研究。 3 1 样品的微结构 图3 1 是交替溅射法制备的c o a 1 2 0 3 颗粒膜平面内透射电镜的明场相，该样品溅射1 0 个周期( 一 层c o 加一层a 1 2 0 3 为一个周期) ，总厚度约l o n m ，未经剪薄处理，2 0 0 k v 。从图中可以看出，样品 中的c o 颗粒大小和分布比较均匀且近似成圆形。由于该t e m 图是样品的平面内图且样品未经剪薄处 理，所以观察不到c o 颗粒的周期性分布结构。 图3 1c o a i 。0 。颗粒膜的t 酬照片( 膜面内明场相) 3 2 磁电阻与样品电阻率的关系 如图3 2 是室温下不同成分的样品的g m r ( 5 7 0 0 g s ) 与零场下电阻率的关系，可见随着样品电 阻率的增人，磁电阻缓慢增大，电阻率在4 丰1 0 5 c m 左右时，磁电阻突然增大到最大5 2 ，然后又 随着电阻率的进一步增火而缓慢减小，这与f u i i m o r i 等人阳l 用反应溅射做的c o a l o 颗粒膜的结果相 吻合。当电阻率在1 0 4 衅c m 以下时，薄膜中c o 含量较多而导致颗粒相互连接，此时电流的形成不是 由电子在金属颗粒之间的隧穿而是直接在金属网络中的传导。随着c o 含量减少，电阻率逐渐增大， 在金属导电逐渐减弱而隧穿导电逐渐增强，当隧穿势垒宽度与电子的自旋扩散长度相当时，磁电阻 达到最人，随着电阻率的进一步增大，势垒宽度逐渐人于自旋扩散艮度，则电子在隧穿过程中将发 西南人学硕士学位论文第三章c oa l 。0 。颗粒膜的电磁性质研究 生自旋翻转，导致磁电阻又逐渐减小。 ，、 琴 叱 乏 9 a 妣m ) 图3 2 室温下g 胀( h = 5 7 0 0 g s ) 与样品零场下电阻率的关系 3 3 样品的电输运特性 对于f m i 型颗粒膜，当金属体积分数在逾渗阈值以上时，电阻率p 的温度系数为正，金属体积 分数在逾渗阈值附近时 p o c - l o g 丁 ( 3 1 ) 而在逾渗阈值以下时 p o ce x p ( 瓦r ) ” ( 3 2 ) 是电子在局域态间跳跃传输的表现。对大多数绝缘体或无定型材料，聆一般为1 4 n 2 8 1 1 ，即导电机 制属于变程跳跃模型；对于溅射而成的粒径分布较宽的颗粒膜系统，玎为l 2 呻6 7 - 2 2 - 1 2 屯1 驯，即简单隧 穿模型；而对于晶体型半导体系统，n 为l 。 为了进一步了解该样品的输运特性，我们做了其中五个样品( 在以下的讨论中，我们都以这五 个样品为代表) 的电阻率与温度的关系曲线，电阻率分别为：( a ) 1 3 0 幸1 0 4 衅c m 、( b ) 6 1 7 1 0 5 衅c m 、 ( c ) 6 8 8 宰1 0 5 啦c m 、( d ) 1 3 7 + 1 0 6 l q c m 和( e ) 8 8 4 奉1 0 6 p q c m ，d 、e 分别在图l 的峰值两侧，a e 电阻率 依次增大。如图2 所示，其中图3 3 ( a ) 是归一化电阻率与温度的对数曲线( 其中的插图是归一化电阻 率与温度的关系曲线) ，从图中可以看出，这五个样品电阻率的温度系数均为负数，电阻率最小的a 样品接近p o c 1 0 9 联系，由此可见，样品a 的金属体积分数略低于逾渗阈值，而其他四个样品对温度 的依赖性都比一l o g r 关系强得多，说明这四个样品也都在逾渗阈值以f ，也就是说g m r 的最人值出 现在金属体积分数低于逾渗闽值的样品中。另外，我们还测量了这五个样品的各向异性，发现所有 的样品在平面内均为各向同性，根据磁电阻效应在金属体积分数在逾渗阈值以上时是各向异性磁电 阻效应，而在逾渗闽值以下时是巨磁电阻效应，也可以推得我们所测的样品均在逾渗阈值以下。 与共溅射和反应溅射的颗粒膜不同的是，这种颗粒大小和分布比较均匀的颗粒膜的电导机制不 西南人学硕士学位论文第三章c o a 1 。0 ：，颗粒膜的电磁性质研究 符合p e x p ( 瓦丁) ”规律，而是遵循涨落隧穿机制。在较人的导电区域或较长的导电通道被小的 绝缘体分开的无序材料中，其导电机制可为涨落隧穿模型，在该模型中由于隧穿，热激发的电压涨 落对电导的温度特性起重要的作用。根据这一模型，对于尺寸均匀的隧道结网络，电阻率与温度的 关系可以简化为 f 卜吧毛p 【乃( 7 + 7 d ) 】( 3 - 3 ) 拟合结果表明该系列的样品符合公式