Полумагнитные полупроводники (разбавленные магнитные полупроводники) - полупроводниковые тв. растворы, в к-рых осн. диамагн.
кристаллич. решётка содержит нек-рое кол-во парамагн. примесных атомов. Концентрация
последних не слишком велика, так что диполь-дипольное взаимодействие между их
магн. моментами М мало. При этом расстояние между примесными атомами
значительно больше постоянной решётки а, и они, в нек-ром приближении,
подобны атомам идеального газа с магн. восприимчивостью 
подчиняющимся Кюри закону .В роли магн. примесных атомов могут выступать
атомы переходных элементов, лантаноидов и актиноидов, имеющие
нескомпенсиров. электронный спин на 
или
d-оболочках (см. Парамагнетик ).Обменные эффекты при взаимодействии
электронов проводимости или дырок с магн. примесными атомами приводят к возможности
магн. фазовых превращений.
Наиб. изучены соединения типа 
и 
(где 
- Cd,
Zn, Hg; 
- Sn,
Pb, Се; 
- S, Se, Те; М - Мn, Fe, Eu), имеющие структуру ZnS, вюрцита
и NaCl. Магн. ионы в этих полумагнитных полупроводниках (М)не создают состояний в запрещённой
зоне полупроводника (рис. 1) (или вблизи точки вырождения зоны
проводимости и валентной зоны у бесщелевых полупроводников), однако отличие
их потенциала от потенциала замещённых ими ионов приводит к изменению электронного
спектра [ширины запрещённой зоны (щели), эфф. массы носителей заряда т]. Наиб.
исследованы
как бесщелевые полумагнитные полупроводники 
при x < 0,07 и 
Se при x< 0,06), так и полумагнитные полупроводники с
узкой и широкой запрещёнными зонами 
при c > 0,07,
Рис. 2. Зависимость ширины запрещённой зоны 
(в
мэВ) у
(вверху)
и у бесщелевого полупроводника 
(внизу) от содержания.
Зависимости 
от Т и c для тв. растворов полупроводников 
хорошо
описываются эмпирич. ф-лами (рис. 2):
Возможность варьировать в широких пределах состав полумагнитных полупроводников
(изменять х)позволяет плавно перестраивать электронную структуру
от бесщелевого инверсного спектра до обычного 
>
0).
Специфические свойства полумагнитных полупроводников обусловлены обменным взаимодействием зонных носителей
заряда с электронами магн. ионов. Гамильтониан этого взаимодействия
где
-
спиновые операторы зонных носителей и локализов.
магн. моментов, 
-
интеграл обменного взаимодействия зонных носителей с электронами магн.
ионов (r - пространств. координата); суммирование ведётся по всем узлам
занятым магн.
ионами. Т. к. зонные носители взаимодействуют с большим числом локализов. магн.
моментов, то
можно
заменить его термодинамич. средним 
а суммирование по 
-
суммированием по всем узлам, умножив сумму в (1) на долю узлов, занятых магн.
ионами. При этом энергетич. спектр носителей в полумагнитных полупроводниках вблизи краёв разрешённых
зон 
можно получить,
добавив к гамильтониану, записанному в
приближении
В отсутствие магн. поля 
и энергетич. спектр полумагнитных полупроводников аналогичен спектру соответствующего обычного полупроводника.
В магн. поле энергия обменного взаимодействия 
что приводит к перестройке энергетич. спектра носителей заряда. В полупроводниках
с достаточно широкой запрещённой зоной энергетич. интервалы между соседними
квантовыми уровнями
(орбитальное квантование энергии носителей) удовлетворяют условию
Тогда можно пренебречь орбитальным квантованием
носителей, и обменное взаимодействие приводит лишь к аномально большому спиновому
расщеплению зонных состояний. В узкощелевых и бесщелевых полупроводниках 
перестройка спектра значительно сложнее. Возникают особенности квантования в магн. поле. Напр., могут наступить вырождение и даже инверсия спиновых подуровней,
относящихся к разным квантовым уровням. Особенно сильно обменное взаимодействие
сказывается на положении низшего электронного
и высшего валентного
уровней, к-рые при увеличении Я могут перекрыться. К такому же эффекту приводит
увеличение содержания Мh при фиксированных Я и температуры Т. Так,
бесщелевой полупроводник
при
включении магн. поля становится полуметаллом (происходит перекрытие зоны
проводимости и валентной зоны), а при дальнейшем увеличении Я в нек-ром поле
он
превращается в обычный полупроводник со щелью (рис. 3).
Рис. 3. Зависимость положения верхнего уровня
валентной зоны
и
нижнего уровня зоны проводимости 
от
магнитного поля в бесщелевом полупроводнике
Здесь
-
феноменология, параметры, учитывающие отличие I от намагниченности идеального
парамагнетика, к-рое обусловлено взаимодействием (обычно антиферромагнитным)
соседних магн. ионов или более сложных комплексов.
При низких темп-pax и значит. x в полумагнитных полупроводниках
наблюдается переход в фазу спинового стекла (напр., в
при
c >0,17; рис. 4). В бесщелевых полумагнитных полупроводниках
спинового стекла может, по-видимому, существовать и при малых х. что
связано с косвенным обменным взаимодействием магн. ионов через электроны
проводимости. Антиферромагн. фаза обнаружена лишь в
при х > 0,6.
Рис. 4. Фазовая (Т - х)диаграмма магнитного
состояния 
P
- парамагнитная фаза, S - область спинового стекла.
Как и обычные полупроводники, полумагнитные полупроводники могут быть легированы как донорами, так и акцепторами.
Энергии локализованных примесных состояний в полумагнитных полупроводниках
определяются не только кулоновским
взаимодействием с потенциалом поля примесного центра, но и обменным взаимодействием
с локализованными магнитными моментами, расположенными внутри боровского радиуса
примесного центра. Такое локализов. состояние наз. связанным магнитным поляроном.
Вклад обменного взаимодействия в энергию локализов. состояния зависит от концентрации
магн. ионов (х), температуры (Т)и магн. поля (Н). В узкощелевых
и бесщелевых полумагнитных полупроводниках зависимость энергии ионизации мелких примесей от Н связана
также со спецификой квантования зонных состояний (см. выше). Т. о., в
полумагнитных полупроводниках энергия ионизации примесей, а следовательно, и кинетич. явления значительно
сильнее зависят от Н и Т, чем в обычных полупроводниках.
Наиболее ярким проявлением роли обменного взаимодействия электронов с локализов. магн. нонами является
гигантское отрицат. магнетосопротивление 
наблюдаемое
в узкоще левых полумагнитных полупроводниках jo-типа (r уменьшается на 5-7
порядков в полях Н
4-5
Тл). Уменьшение r в магн. поле в ряде случаев сопровождается фазовым переходом
полупроводник - металл (см. Переход металл - диэлектрик). Этот
переход обусловлен уменьшением энергии ионизации акцепторных примесей и ростом
радиуса волновой функции акцепторных состояний в магн. поле из-за специфики квантования
валентной зоны полумагнитного полупроводника и разрушения состояний связанного магн. полярона. Др. особенность
кинетич. явлений в полумагнитных полупроводниках - немонотонная зависимость амплитуды осцилляции Шубнико-ва
- де Хааза от Н и Т, обусловленная разл. вкладом обменного взаимодействия
в энергию разных спиновых подуровней (см. Квантовые осцилляции в
магнитном поле).
Специфика энергетич. спектра свободных и локализов. состояний носителей заряда в
полумагнитных полупроводниках приводит к
особенностям оптич. и магн--оптич. явлений. В полумагнитных полупроводниках
наблюдаются гигантский Фарадея
эффект при энергиях фотонов, близких к энергии края фундам. поглощения (в
Верде
постоянная достигает 36000 град/см-Тл),
сильная зависимость от магн. поля стоксовского сдвига в спектрах комбинационного
рассеяния света и расщепления линий поглощения свободных и связанных экситонов.
М. Миньков, И. М. Цидильковский
|
|
 |
- 