ПОЛУМАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ

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-обо лочках (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 П. п. ( 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 П. п. при x < 0,07 и Se при x< 0,06), так и П. п. 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 П. п. (изменять х )позволяет плавно перестраивать электронную структуру от бесщелевого инверсного спектра до обычного > 0).

Энергетический спектр зонных носителей заряда. Специфич. свойства П. п. 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 П. п. вблизи краёв разрешённых зон можно получить, добавив к гамильтониану, записанному в приближении В отсутствие магн. поля и энергетич. спектр П. п. 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 Ландау уровнями (орбитальное квантование энергии носителей) удовлетворяют условию

- циклотронная частота).

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 Ландау в магн. поле. Напр., могут наступить вырождение и даже инверсия спиновых подуровней, относящихся к разным уровням Ландау. 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 темп-ры 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).

Магнитные свойства П. п. существенно отличаются от свойств магнитных полупроводников. Они зависят от концентрации магн. ионов ( х )и темп-ры ( Т). На фазовой диаграмме х - Т есть 3 области: парамагнитная, т. н. область спинового стекла и антиферромагнитная (рис. 4). В парамагн. области, к-рая соответствует малым c или высоким Т, намагниченность I описывается т. н. ф-цией Бриллюэна В(у):

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 П. п. наблюдается переход в фазу спинового стекла (напр., в при c>0,17; рис. 4). В бесщелевых П. п. область 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.

Локализованные состояния. Как и обычные полупроводники, П. п. могут быть легированы как донорами, так и акцепторами. Энергии локализованных примесных состояний в П. п. 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), темп-ры ( Т )и магн. поля ( Н). В узкощелевых и бесщелевых П. п. зависимость энергии ионизации мелких примесей от Н связана также со спецификой квантования зонных состояний (см. выше). Т. о., в П. п. энергия ионизации примесей, а следовательно, и кинетич. явления значительно сильнее зависят от Н и Т, чем в обычных полупроводниках.

Кинетические явления. Наиб. ярким проявлением роли обменного взаимодействия электронов с локализов. магн. нонами является гигантское отрицат. магнетосопротивлениенаблюдаемое в узкоще-

левых П. п. jo-типа (r уменьшается на 5-7 порядков в полях Н4-5 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 ф-ции акцепторных состояний в магн. поле из-за специфики квантования валентной зоны П. п. и разрушения состояний связанного магн. полярона. Др. особенность кинетич. явлений в П. п.- немонотонная зависимость амплитуды осцилляции Шубнико-ва - де Хааза от Н и Т, обусловленная разл. вкладом обменного взаимодействия в энергию разных спиновых подуровней Ландау (см. Квантовые осцилляции в магнитном поле).

Оптические свойства. Специфика энергетич. спектра свободных и локализов. состояний носителей заряда в П. п. приводит к особенностям оптич. и магн.-оптич. явлений. В П. п. 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.

Лит.: Ляпилин И. И., Цидильковский И. М., Узкощелевые полумагнитные полупроводники, "УФН", 1985, т. 146, с. 35; Brandt N. В., Mosehchalkov V. V., Semimagnetic semiconductors, "Adv. Phys.", 1984, v. 33, № 3, p. 193; Башкин E. П., Спиновые волны и квантовые коллективные явления в больцмановских газах, "УФН", 1986, т. 148, в. 3, с. 433. Г. М. Миньков, И. М. Цидильковский.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.