ЖЭТФ, 2020, том 157, вып. 1, стр. 109-117

ПЕРЕХОД ПОЛУПРОВОДНИК-МЕТАЛЛ В МАГНИТНЫХ

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СОЕДИНЕНИЯХ

ПРИ ВЫСОКОМ ДАВЛЕНИИ

Р. К. Арсланов^a, Т. Р. Арслановa*, И. В. Федорченко^b, А. Л. Желудкевич^c

^a Институт физики им. Х. И. Амирханова Дагестанского научного центра Российской академии наук

367003, Махачкала, Россия

^b Институт общей и неорганической химии им. Н. С. Курнакова Российской академии наук

119991, Москва, Россия

^c Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению

220072, Минск, Беларусь

Поступила в редакцию 23 марта 2019 г.,

после переработки 4 июня 2019 г.

Принята к публикации 24 июня 2019 г.

В нанокомпозитных ферромагнитных соединениях Zn0.1Cd0.9GeAs2

10 % MnAs и

Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs с температурой Кюри TC

≈ 310-312 K исследованы магнитные,

транспортные и магнитотранспортные параметры при высоком давлении до

ГПа и комнатной

температуре. Поведения магнитных и электронных свойств под давлением указывают на наличие маг-

нитного превращения и перехода полупроводник-металл, наступающих при одном и том же давлении

P ≈ 3.5 ГПа. В диапазоне магнитных полей до H = 5 кЭ в обоих составах наблюдалось индуциро-

ванное высоким давлением магнитосопротивление. Из анализа экспериментальных данных следует,

что магнитосопротивление в области перехода полупроводник-металл может описываться стандартной

p-d-моделью, учитывающей обменное взаимодействие спинов носителей тока и магнитного момента,

локализованного на примесях Mn. В этой области обнаружено гигантское магнитосопротивление, дости-

гающее максимальной величины по сравнению с магнитосопротивлением при атмосферном давлении

(Δρxx/ρ0 < 1 %) для состава с 15 % кластеров MnAs. Основная причина возникновения усиленного

магнитосопротивления, а также магнитных и электронных фазовых превращений связывается со

структурным преобразованием матрицы под давлением.

DOI: 10.31857/S0044451020010137

нения в магнитных материалах существенно прева-

лирует над величиной для немагнитных соединений.

В последние годы перспективы изучения выражен-

1. ВВЕДЕНИЕ

ных магниторезистивных свойств (гигантское МС,

туннельное МС и т. д.) связывают с так называемы-

Известно, что под действием внешнего магнит-

ми гибридными структурами, в которых металли-

ного поля электрическое сопротивление большин-

ческие магнитные включения (нанокластеры) раз-

ства полупроводниковых и металлических соедине-

мещены в немагнитной матрице полупроводника [1].

ний может изменяться. Подобное явление известно,

Поскольку в подобных структурах имеются свобод-

как магнитосопротивление (МС), принцип которо-

ные носители зарядов, электронный транспорт, обу-

го лежит в основе современных магнитосенсорных

словленный взаимодействием их с нанокластерами,

устройств, в том числе датчиков считывания инфор-

носит спин-зависимый характер [2].

мации жестких дисков. В зависимости от знака МС

эффект может быть как положительным, так и от-

Необходимо отметить, что среди фундаменталь-

рицательным, а величина его относительного изме-

ных вкладов в происхождение МС немаловаж-

ную роль играют следующие: слабая локализация,

^* E-mail: arslanovt@gmail.com

электрон-электронное взаимодействие, спиновые и

109

Р. К. Арсланов, Т. Р. Арсланов, И. В. Федорченко, А. Л. Желудкевич

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

сверхпроводящие флуктуации, а также магнитные

является практически малоизученным направлени-

примеси [3]. В большинстве случаев появление низ-

ем. Как показано в работе [8], поведение фазово-

котемпературного отрицательного МС в магнитных

сегрегированных кластеров MnAs в матрице полу-

полупроводниках связывают со слабой локализаци-

проводника II-IV-V₂ имело нетривиальную поле-

ей [4] в результате расфазировки когерентного об-

вую зависимость при переходе из исходной структу-

ратного рассеяния. Тем не менее преобладающее в

ры халькопирита в разупорядоченную кубическую

магнитных структурах отрицательное МС не всегда

структуру типа ZnS.

является следствием слабой локализации, особенно

В данной работе мы исследовали магнитные,

при температурах, отличных от низких, при кото-

электронные и магнитотранспортные свойства на-

рых магнитные примеси или нанокластеры играют

нокомпозитных гибридов Zn0.1Cd0.9GeAs₂+ MnAs в

преимущественную роль в механизме рассеяния.

окрестности перехода полупроводник-металл при

Возникающее обменное взаимодействие между

высоком давлении. Общей особенностью этих мате-

носителями заряда и локальными магнитными мо-

риалов является наличие отрицательного и положи-

ментами атомов примеси реализует сильную связь

тельного МС, поведение которого тесно связано с

зонных и локализованных состояний, что сопровож-

совместным результатом индуцированного давлени-

дается гигантским положительным или отрицатель-

ем структурного, магнитного и электронного пере-

ным МС. Отрицательное МС, рассматриваемое в

ходов.

рамках теории спинового разупорядочения, пред-

полагает считать, что подавление термодинамиче-

ских флуктуаций локальной намагниченности под

2. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА И АНАЛИЗ

действием магнитного поля приводит к уменьше-

ОБРАЗЦОВ

нию рассеяния [5]. Следует заметить, что само по

себе наличие примесного уровня, образуемого 3d-

Измерения проводились на поликристалли-

примесями, может существенным образом внести

ческих образцах Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 10 % MnAs и

возмущение в плотность состояний на уровне Фер-

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs в аппарате высокого

ми. Так, в условиях p-d-гибридизации валентной зо-

давления типа

«тороид» при гидростатическом

ны спиновое расщепление приводит к формирова-

давлении P ≤ 7 ГПа в области комнатных темпе-

нию двух подзон с направлением спинов вверх и

ратур при подъеме и сбросе давления. Давление

вниз (major spin and minor spin), которые характе-

генерировалось с постоянной скоростью, соответ-

ризуются различными проводимостями и подвиж-

ствующей примерно 1 ГПа/ч при компрессии. В

ностями [6]. Увеличение рассеяния спин-зависимых

режиме декомпрессии скорость давления соответ-

носителей за счет изменений в локальном потенциа-

ствовала темпу естественной релаксации системы,

ле, связанном с эффектом Зеемана, может привести

сопоставимому с прямым ходом, с уменьшением

к положительному МС.

темпа примерно до 0.2 ГПа/ч ниже 1 ГПа. Аппарат

Спин-зависимый характер МС в разбавленных

помещался в соленоид с напряженностью H ≤ 5 кЭ.

магнитных полупроводниках [7, 8], гранулирован-

В качестве рабочей ячейки использовалась фто-

ных структурах [9, 10] и мультислоях [11] является

ропластовая капсула полезным объемом 80 мм³,

предметом широких исследований, в частности, при

которая имела

электровводов, что позволяло

высоких давлениях. Главным образом отмечается,

измерять одновременно под давлением удельное

что прикладываемое давление должно приводить к

сопротивление ρ, коэффициент Холла R_H и попе-

уменьшению МС из-за уменьшения обменного вза-

речное магнитосопротивление Δρ_xx/ρ₀, где ρ0 —

имодействия. Однако в некоторых магнитных со-

удельное сопротивление в отсутствие магнитного

единениях наблюдается противоположный эффект,

поля. Давление контролировалось по манганиново-

обусловленный индуцированным давлением усилен-

му манометру, отградуированному по нескольким

ного обменного взаимодействия, даже в парамаг-

реперным точкам Bi во всем диапазоне давлений.

нитной области [7, 12]. В связи с этим можно пола-

Более подробно методика и техника эксперимен-

гать, что возникающее отрицательное МС в усло-

та описаны в работе [13], а синтез образцов и

виях высокого давления имеет прямое отношение

технологические режимы их выращивания — в [14].

к спин-зависимому рассеянию на магнитных при-

Образцы для измерения транспортных и магни-

месях. С другой стороны, поведение МС в усло-

тотранспортных параметров ρ, R_H и Δρ_xx/ρ₀ шес-

вии индуцированных давлением фазовых превра-

тизондовым методом имели форму параллелепипе-

щений (электронных, структурных и магнитных)

да размерами 3 × 1 × 1 мм³. Контакты были из-

110

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Переход полупроводник-металл.. .

I, отн. ед.

готовлены пайкой с помощью свинцово-оловянного

припоя. Их линейность контролировалась по вольт-

9000

амперным характеристикам. Образцы для измере-

ния намагниченности имели форму цилиндра диа-

8000

метром d = 1 мм и высотой h = 3 мм. Намагничен-

ность M измерялась при атмосферном давлении в

7000

переменном магнитном поле с переменной частотой

ω = 700 Гц. Для измерения изотермической намаг-

6000

ниченности под давлением в нулевом магнитном по-

Спектр 1

ле использовался индукционный метод [8]. Абсолют-

5000

ная точность измерений намагниченности составля-

ла 5 %. Образец цилиндрической формы (длина 3.5-

4 мм, диаметр около 1.5 мм) помещался в две индук-

4000

10 мкм

тивно связанные катушки с максимальным числом

витков n = 10. Магнитное поле, создаваемое катуш-

3000

ками, не превышало 15 Э.

Качество

фазовый состав

образ-

2000

цов

Zn0.1Cd0.9GeAs₂

10 % MnAs

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs были изучены ме-

1000

тодами рентгеновской дифракции сканирующей

электронной микроскопии (CЭМ) и энергодиспер-

сионной рентгеновской спектроскопии (ЭДРС).

Согласно ЭДРС-анализу (спектр 1) микроповерхно-

сти образца (вставка к рис. 1а), элементный состав

Спектр 1

указывал на отсутствие каких-либо других элемен-

тов (рис. 1б). Согласно данным рентгенофазового

анализа (рис. 1a), для обоих составов наблюдалось

идентичное положение дифракционных пиков,

соответствующих наличию трех кристаллографи-

ческих фаз с их различным соотношением. На

фоне основной фазы халькопирита Zn0.1Cd0.9GeAs₂

(I42d) с параметрами решетки a

= 5.927Å и

= 11.212Å были идентифицированы две допол-

нительные фазы, соответствующие кубической

Mn Mn

ZnGeAs₂ (F -43m) с a = 5.74Å и гексагональной

(P 63/mmc) c a

= 3.716Å и c = 5.748Å фазам

MnAs. Содержание примесной кубической фазы

Е, кэВ

составляло 16 %. Следует отметить, что данная

Рис.

1. (В цвете онлайн) Данные характеризаци-

фаза выступает естественным образованием в ходе

онного анализа. a) Рентгеновские профили образца

получения материала матрицы — фазы халькопири-

Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 10 % MnAs; на рентгенограмме отме-

та Zn0.1Cd0.9GeAs₂. Расположение гексагональных

чены типичные пики, соответствующие гексагональной

кластеров MnAs в матрице полупроводника соот-

фазе MnAs. На вставке — СЭМ-изображение образца

ветствовало случайному распределению. Согласно

Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs, с поверхности которого ис-

данным СЭМ, средние размеры кластеров MnAs не

следованы ЭДРС-спектры. б) Результат исследования эле-

превышали 200 нм.

ментного состава образца

следований этих характеристик представлены на

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

рис. 2. Зависимость M(T ) указывает на наличие

ферромагнитных фазовых переходов при 310 К и

Температурные зависимости намагниченности,

312 K. Температура Кюри T_C определялась по точ-

M (T ), были измерены в магнитном поле H = 100 Э

ке перегиба кривой M(T ), т. е. там, где выполняет-

в диапазоне температур 270-350 К. Результаты ис-

ся условие ∂²M/∂T² → 0. Полученные значения T_C

111

Р. К. Арсланов, Т. Р. Арсланов, И. В. Федорченко, А. Л. Желудкевич

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

М.10 ,

А.м2кг .

остается постоянным. Для оценки мы использовали

2.0

значение χ_dia = -2 · 10-4 А · м²/кг · Э [17]. Из экс-

H= 100 Э

периментальной кривой определялись температура

150

Кюри - Вейсса Θ и постоянная Кюри C.

1.5

Рассчитанные кривые представлены вместе с

100

экспериментальными данными на рис. 2. Как по-

казано на вставке к рис. 2, магнитная восприимчи-

1.0

вость образцов хорошо описывается с помощью за-

кона Кюри - Вейсса.

0.5

Полученные значения C можно использовать

290

310

330

350

для расчета суммы магнитоактивных ионов Mn с

Т, К

помощью уравнения (1). В таблице приводятся все

рассчитанные параметры для исследованных образ-

290

300

310

320

330

340

350

цов. Следует отметить, что полученная величина y_m

Т, К

меньше предлагаемой величины y — общего содер-

Рис.

2. Расчетные температурные зависимости намаг-

жания Mn в образцах [18]. Причина столь замет-

ниченности для образцов: Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 10 % MnAs

ной разницы может быть следующая: во-первых, за-

(кривая 1) и Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs (кривая 2).

кон Кюри - Вейсса применим для области T > T_C ,

На вставке экспериментальные температурные зависимо-

где ионы Mn не выровнены вдоль направления по-

сти обратной магнитной восприимчивости χ-1 для этих

ля и их вклад в магнитную восприимчивость яв-

составов

ляется частичным. Во-вторых, большая доля ионов

приведены в таблице. Значения T_C не изменяются

Mn, присутствующих в материале, либо магнитно-

значительно с количеством ионов Mn в материале.

неактивна, либо находится в зарядовом состоянии

Тем не менее для образцов с низким и высоким со-

Mn⁺², отличном от высокоспинового состояния с

держанием Mn может наблюдаться небольшое уве-

полным магнитным моментом J = S = 5/2. Кро-

личение T_C из-за деформации кластеров MnAs. Так,

ме того, как следует из таблицы, близость значений

в работах [15,16] было сделано утверждение, что ос-

Θ и T_C указывает на отсутствиесильных магнитных

новной причиной изменения величины T_C является

неоднородностей в образцах.

изменение магнитных свойств кластеров MnAs.

Совокупность полученных результатов можно

Магнитная восприимчивость

объяснить следующим образом. Характерной осо-

χ = (∂M/∂H)∂T=const

бенностью композитов Zn0.1Cd0.9GeAs₂ +10 %MnAs

и Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs является наличие

может быть рассчитана с использованием данных

хаотически распределенных ионов Mn в матрице по-

намагниченности, выбранной при постоянной тем-

лупроводника, магнитные моменты которых сильно

пературе. Зависимость обратной магнитной воспри-

взаимодействуют с магнитными моментами подси-

имчивости (вставка к рис. 2) при температурах вы-

стемы дырок (в случае материалов p-типа). Боль-

ше T_C, т. е. в парамагнитной области, должна под-

шие значения констант магнитного обмена, свой-

чиняться закону Кюри - Вейсса:

ственные подобного рода магнитным полупроводни-

кам [19], обусловлены химической связью p- и d-ор-

χ=

+χ_dia,

(1)

T -Θ

биталей.

где C = N₀g²μ2BS(S+1)y_m/3k_B — постоянная Кюри,

Результаты измерения изотермической намагни-

χ_dia — диамагнитный вклад магнитной восприимчи-

ченности под давлением при T = 297 К представле-

вости решетки, N₀ — число ионов на грамм, g — g-

ны на рис. 3. Как следует из представленной зави-

фактор магнитного иона (g = 2 для Mn), S = 5/2 —

симости M(P), при давлении P > 3.2 ГПа наблюда-

спин-магнитный момент иона Mn, μ_B — магнетон

ется резкое уменьшение M, что является результа-

Бора, k_B — постоянная Больцмана, y_m — количество

том магнитного фазового перехода ферромагнетик-

магнитоактивных ионов Mn. На основе эксперимен-

парамагнетик, индуцируемого давлением. Как об-

тальных данных, полученных в диапазоне темпера-

суждалось в работах [8, 20], причина столь резко-

тур T

= 270-350 K согласно равенству (1) были

го уменьшения M может быть вызвана структурной

рассчитаны зависимости χ(T) в предположении, что

нестабильностью матрицы полупроводника, т. е. на-

диамагнитный вклад в магнитную восприимчивость

ступлением структурного перехода.

112

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Переход полупроводник-металл.. .

Таблица. Магнитные и транспортные параметры исследованных образцов при атмосферном давлении

C · 10-1,

R_H,

ρ,

Образцы

T_C, K

Θ, K

y_m y [16]

Ам²·K/кг

см³/Кл

Ом·см

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 10 %MnAs

310

3.5

308

4.73

2.98

0.065

0.1

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs

312

7.0

310

4.3

2.5

0.014

0.042

М.103, А. м2/кг

циент Холла возрастает до P

≈ 2 ГПа, а затем

2.0

резко убывает при P

> 3.5 ГПа (почти на по-

рядок). В области насыщения при P

> 5 ГПа

значения транспортных параметров составля-

ют: ρ(P )

≈ 0.5 Ом·см, μ_H(P)

≈ 2.3 см²/В·с

для Zn0.1Cd0.9GeAs₂

+ 10 %MnAs и ρ(P)

≈

1.5

≈

0.18

Ом·см, μ_H (P )

≈

1.7

см²/В·с для

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs.

Судя по столь заметным изменениям зависимос-

тей ρ(P) и R_H(P) (а именно, концентрации носите-

лей p = 1/eR_H , где R_H — эффективная величина),

1.0

в образцах реализуется переход полупроводник-

металл. При этом полевая зависимость холловского

сопротивления линейна в магнитных полях до 5 кЭ,

что указывает на отсутствие вклада аномального

эффекта Холла, а также на корректность определе-

ния концентраций носителей заряда. Следует отме-

0.5

тить, что причиной заметного изменения электрон-

ного транспорта является структурный переход, что

характерно для соединений халькопирита [21].

На рис.

приведены магнитополевые зави-

симости МС для Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 10 %MnAs и

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs, рассчитываемого как

P, ГПа

Δρ/ρ₀ = (ρ_H - ρ₀)/ρ₀, (ρ_H — удельное сопротивле-

ние в нулевом магнитном поле). Общей тенденцией

Рис.

Зависимости намагниченности от давле-

для обоих образцов является усиление отрицатель-

ния для Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 10 % MnAs (кривая 1) и

ного МС с увеличением прикладываемого давления

Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs (кривая 2) при T = 297 К

по сравнению с исходными значениями при атмо-

сферном давлении (Δρ_xx/ρ0 < 1%). В составе с

10 % MnAs присутствует слабый положительный

Наряду с магнитными превращениями под дав-

вклад при P = 1 ГПа и H > 3.5 кЭ, а в составе с

лением в поведении транспортных характеристик

15 % MnAs преобладает слабое положительное МС

также прослеживаются особенность в области вы-

при P = 0.7 ГПа.

соких давлений P > 3.2 ГПа. На рис. 4 приведены

барические зависимости удельного электросо-

В области перехода полупроводник-металл

противления ρ(P ), коэффициента Холла R_H (P ),

и выше поведение МС в обоих составах пред-

измеренного в поле 5 кЭ, и холловской подвиж-

ставляется своеобразным. Как наглядно следует

ности μ_H (P ) для Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 10 % MnAs

из барических зависимостей МС (рис. 6), в об-

и Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 %MnAs при комнатной

ласти перехода полупроводник-металл при P

температуре. В обоих образцах удельное сопро-

> 3.5 ГПа приложенное давление и увеличение

тивление возрастает и достигает максимума при

магнитного поля индуцируют как положитель-

P ≈ 2 ГПа, затем резко падает (больше чем на

ное, так и отрицательное МС. Поведение МС

порядок) при P

> 3.5 ГПа. При этом коэффи-

в области перехода полупроводник-металл в

113

ЖЭТФ, вып. 1

Р. К. Арсланов, Т. Р. Арсланов, И. В. Федорченко, А. Л. Желудкевич

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

, Ом . см

10¹

10⁰

R_H

10^-1

P, ГПа

Рис. 4. (В цвете онлайн) Зависимости от давления транспортных параметров, измеренные при комнатной температуре:

удельное электросопротивление ρ, коэффициент Холла RH , измеренный в магнитном поле 5 кЭ, и холловская подвиж-

ность μH для Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 10 % MnAs (а) и Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs (б)

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 10 %MnAs отличается от пове-

коне Хосла - Фишера [23]:

дения МС в Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 % MnAs. Следует

ρ_H - ρ₀

c²H²

отметить, что в области перехода полупроводник-

= -a² ln(1 + b²H²) +

(2)

ρ₀

1+d²H²

металл при P

> 3.5 ГПа МС отрицательно в

Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 %MnAs и заметно возрастает

Здесь фундаментальные параметры a и b связаны с

до максимальной величины около 74 % (рис. 5а и

природой обменного взаимодействия, в то время как

5б). Данный переход в обоих соединениях сопровож-

параметры c и d описывают двухзонный транспорт

дается металлизацией с концентрацией носителей

в спин-расщепленной валентной зоне [6]. Тем не ме-

соответственно p = 5.2 · 10¹⁸ см-3 и 2.0 · 10¹⁹ см³

нее использование данного выражения представля-

(рис. 4).

ется ограниченным, поскольку природа магнитного

Наличие магнитной примеси Mn предполагает,

рассеяния может быть обусловлена не только лока-

что процессы рассеяния в области комнатных тем-

лизованными моментами Mn в замещенной структу-

ператур связаны, главным образом, со спин-зави-

ре полупроводника, но и наличием кластеров MnAs.

симым транспортом, поскольку возможные вклады,

Анализ отрицательного МС с использованием урав-

такие как слабая локализация или флуктуации мик-

нения (2) для Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 15 % MnAs предпо-

роскопической проводимости, являются доминиру-

лагает, что механизмы рассеяния в области перехода

ющими при низких температурах [22].

полупроводник-металл относятся к природе обмен-

Таким образом, наблюдаемые отрицательное и

ного p-d-взаимодействия, возникающего между но-

положительное МС могут быть рассмотрены в рам-

сителями тока (дырками) и магнитным моментом,

ках модели, основанной на полуэмпирическом за-

локализованным на примеси Mn [24].

114

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Переход полупроводник-металл.. .

(

0.1

0.15

5.2 ГПа

4.2

0.10

–0.1

-0.2

0.05

-0.3

-0.4

-0.05

-0.5

4.3 ГПа

3.9

-0.6

3.7

-0.10

3.4

-0.7

2.8

-0.15

0.7

-0.8

-5

-4

-3 -2 -1

-5

-4

-3

-2

-1

H, кЭ

Рис. 5. (В цвете

онлайн) Зависимости МС от магнитного поля H при различных давлениях P и T

= 297 К для

Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 10 % MnAs (а) и Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs (б)

(

вместо предлагаемого поведения, пропорционально-

0.1

го H². Таким образом, можно говорить о наличии

иных вкладов в результирующий эффект, которые

0.1

преобладают вдали от области перехода полупро-

-0.1

водник-металл. Следует отметить, что преоблада-

-0.2

ющее положительное МС скорее не является ре-

зультатом чистой p-d-гибридизации валентной зо-

-0.3

ны [6, 23], но может также дополняться усилени-

-0.4

1 кЭ

ем электрон-электронного взаимодействия [3], кото-

-0.5

рое наиболее вероятно происходит при структурном

-0.1

1 кЭ

превращении.

-0.6

-0.7

Возникновение колоссального МС, описываемо-

го в работе [25], непосредственно в окрестности пере-

-0.2

-0.8

хода металл-полупроводник, было принято связы-

P, ГПа

вать с возникновением магнитных поляронов, фор-

при переходе в фер-

мирующихся в матрице EuB₆

Рис. 6. (В цвете онлайн) Зависимости МС от давле-

ромагнитную фазу [26, 27]. Если рассматривать на-

ния P в различных магнитных полях H при T

ши результаты, то признаки полярного механизма

297

К для Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 10 %MnAs (а) и

в Zn0.1Cd0.9GeAs₂+ MnAs не очевидны. В настоя-

Zn0.1Cd0.9GeAs2 + 15 % MnAs (б)

щей работе наблюдаемое усиленное отрицательное

МС тесно связано со структурным превращением,

которое вносит изменение в электронный транспорт

Ситуация, имеющая место в области низких дав-

и в магнитное состояние кластеров MnAs. Похожее

лений, представляется неоднозначной. В частности,

отрицательное МС, индуцированное давлением, на-

положительное МС при P ≈ 0.7 ГПа не поддает-

блюдалось в ряде полупроводников, легированных

ся корректному описанию с помощью правой час-

магнитными примесями (в частности, Mn). Напри-

ти уравнения (2), поскольку МС в области сла-

мер, в образцах CdGeAs₂ : Mn и CdGeP₂ : Mn в обла-

бых магнитных полей следует линейному закону

сти давлений до 5 ГПа и магнитных полях H ≤ 5 кЭ

115

Р. К. Арсланов, Т. Р. Арсланов, И. В. Федорченко, А. Л. Желудкевич

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

индуцировались положительное при P < 2 ГПа и

J. A. Peters, N. D. Parashar, N. Rangaraju, and

отрицательное при P > 2 ГПа МС, составляющие

B. W. Wessels, Phys. Rev. B 82, 205207 (2010).

соответственно около 0.7 % в CdGeP₂ :Mn и 1.5 % в

M. Csontos, T. Wojtowicz, X. Liu, M. Dobrowolska,

CdGeAs₂ : Mn [28-30].

B. Jankó, J. K. Furdyna, and G. Mihály, Phys. Rev.

Lett. 95, 227203 (2005).

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

T. R. Arslanov, L. Kilanski, S. López-Moreno,

A. Yu. Mollaev, R. K. Arslanov, I. V. Fedorchenko,

В заключение отметим, что в исследован-

T. Chatterji, S. F. Marenkin, and R. M. Emirov, J.

ных материалах Zn0.1Cd0.9GeAs₂ + 10 % MnAs и

Phys. D 49, 125007 (2016).

Zn0.1Cd0.9GeAs₂

+ 15 %MnAs с температурами

R. G. Dzhamamedov, T. R. Arslanov, A. Yu. Mollaev,

Кюри T_C ≈ 310-312 K имеет место изменение знака

and A. V. Kochura, J. Alloys Comp. 699,

1104

МС и отрицательный вклад в МС оказывается пре-

(2017).

обладающим в широком диапазоне давлений. Такое

10.

Y. D. Park, A. Wilson, A. T. Hanbicki, J. E. Mattson,

поведение является результатом индуцированных

T. Ambrose, G. Spanos, and B. T. Jonker, Appl.

давлением магнитного, структурного переходов

Phys. Lett. 78, 2739 (2001).

и перехода полупроводник-металл, которые при-

водят к заметному усилению МС в области этих

11.

K. Suenaga, S. Higashihara, M. Ohashi, G. Oomi,

M. Hedo, Y. Uwatoko, K. Saito, S. Mitani, and

фазовых превращений. В частности, магнитное

K. Takanashi, Phys. Rev. Lett. 98, 207202 (2007).

превращение ферромагнетик-парамагнетик припи-

сывается только кластерам MnAs при P > 3.2 ГПа,

12.

M. Csontos, G. Mihály, B. Jankó, T. Wojtowicz,

что является следствием структурного изменения

X. Liu, and J. K. Furdyna, Nature Mater. 4, 447

матрицы. В данной области давлений предполага-

(2005).

ется, что механизмы, ответственные за усиленное

13.

L. G. Khvostantsev, V. N. Slesarev, and V. V. Brazh-

МС, носят спин-зависимый характер рассеяния на

kin, High Press. Res. 24, 371 (2004).

магнитной примеси Mn в матрице полупроводника

14.

I. V. Fedorchenko, A. N. Aronov, L. Kilanski, V. Do-

Zn0.1Cd0.9GeAs₂.

mukhovski, A. Reszka, B. J. Kowalski, E. Lahderanta,

W. Dobrowolski, A. D. Izotov, and F. Marenkin, J.

Финансирование. Работа выполнена при

Alloys Compd. 599, 121 (2014).

финансовой поддержке Министерства образования

и науки РФ (госзадание № 0203-2019-0008). Один

15.

J. H. Song, Y. Cui, and J. B. Ketterson, J. Appl.

Phys. 111, 07E125 (2012).

из авторов (Т. Р. А.) признателен Российскому

фонду фундаментальных исследований (грант

16.

M. Bolzan, I. Bergenti, G. Rossetto, P. Zanella,

№19-02-00031). Синтез образцов выполнен И. В. Ф.

V. Dediu, and M. Natali, J. Magn. Magn. Mater. 316,

и А. Л. Ж. при финансовой поддержке Российского

221 (2007).

фонда фундаментальных исследований (грант

17.

L. Kilanski, K. Szalowski, R. Szymczak, M. Górska,

№17-53-04055 Бел_мол_а).

E. Dynowska, P. Aleshkevych, A. Podgórni, A. Av-

donin, W. Dobrowolski, I. V. Fedorchenko, and

S. F. Marenkin, J. Appl. Phys. 114, 093908 (2013).

ЛИТЕРАТУРА

18.

L. Kilanski, I. V. Fedorchenko, M. Górska, A.

´law-

1. H. Akinaga, Semicond. Sci. Technol. 17, 322 (2002).

ska-Waniewska, N. Nedelko, A. Podgórni, A. Avdo-

nin, E. Lähderanta, W. Dobrowolski, A. N. Aronov,

2. D. D. Dung and S. Cho, J. Appl. Phys. 113, 17C734

and S. F. Marenkin, J. Appl. Phys. 118, 103906

(2013).

(2015).

3. D. V. Baxter, R. Richter, M. L. Trudeau, R. W. Coch-

19.

P. M. Krstajić, F. M. Peeters, V. A. Ivanov, V. Fleu-

rane, and J. O. Strom-Olsen, J. de Phys. 50, 1673

rov, and K. Kikoin, Phys. Rev. B 70, 195215 (2004).

(1989).

20.

T. R. Arslanov, A. Yu. Mollaev, I. K. Kamilov,

R. K. Arslanov, L. Kilanski, R. Minikaev, A. Reszka,

4. L. P. Rokhinson and Y. Lyanda-Geller, Z. Ge,

S. López-Moreno, A. H. Romero, M. Ramzan, P. Pa-

S. Shen, X. Liu, M. Dobrowolska, and J. K. Furdyna,

nigrahi, R. Ahuja, V. M. Trukhan, T. Chatterji,

Phys Rev. B 76, 161201(R) (2007).

S. F. Marenkin, and T. V. Shoukavaya, Sci. Rep. 5,

5. C. Haas, Phys. Rev. 168, 531 (1968).

7720 (2015).

116

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Переход полупроводник-металл.. .

21. А. Ю. Моллаев, Р. К. Арсланов, И. К. Камилов,

26. P. Nyhus, S. Yoon, M. Kauffman, S. L. Cooper,

Т. Р. Арсланов, У. З. Залибеков, И. В. Федорченко,

Z. Fisk, and J. Sarrao, Phys. Rev. B 56, 2717 (1997).

Ж. неорг. химии 60, 1095 (2015).

27. L. Degiorgi, E. Felder, H. R. Ott, J. L. Sarrao, and

22. I. V. Fedorchenko, L. Kilanski, I. Zakharchuk,

Z. Fisk, Phys. Rev. Lett. 79, 5134 (1997).

P. Geydt, E. Lahderanta, P. N. Vasilyev, N. P. Simo-

28. А. Ю. Моллаев, И. К. Камилов, Р. К. Арсланов,

nenko, A. N. Aronov, W. Dobrowolski, and S. F. Ma-

Т. Р. Арсланов, У. З. Залибеков, В. М. Новоторцев,

renkin, J. Alloys Comp. 650, 277 (2015).

С. Ф. Маренкин, Письма в ЖЭТФ 91, 524 (2010).

23. B. P. Khosla and J. B. Fischer, Phys. Rev. 6, 4073

29. A. Yu. Mollaev, I. K. Kamilov, R. K. Arslanov,

(1972).

T. R. Arslanov, U. Z. Zalibekov, V. M. Novotortsev,

24. Т. Р. Арсланов, Р. К. Арсланов, И. В. Федорченко,

S. F. Marenkin, and V. M. Trukhan, Appl. Phys. Lett.

Л. Киланский, Т. Чаттерджи, Письма в ЖЭТФ

100, 202403 (2012).

107, 643 (2018).

30. T. R. Arslanov, A. Yu. Mollaev, I. K. Kamilov,

25. S. Süllow, I. Prasad, M. C. Aronson, J. L. Sarrao,

R. K. Arslanov, U. Z. Zalibekov, V. V. Mamedov,

Z. Fisk, D. Hristova, A. H. Lacerda, M. F. Hundley,

S. F. Marenkin, S. A. Varnavsky, and V. M. Trukhan,

A. Vigliante, and D. Gibbs, Phys. Rev. B 57, 5860

Int. Rev. Phys. 6, 4 (2012).

(1998).

117