Спин-поляризованный транспорт как основа нового поколения структур микроэлектроники

СПИН-ПОЛЯРИЗОВАННЫЙ ТРАНСПОРТ КАК ОСНОВА НОВОГО ПОКОЛЕНИЯ СТРУКТУР МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ

Борухович А.С.

(1)Уральский государственный профессионально-педагогический университет и Институт химии твердого тела УрО РАН, (2)Институт физики

металлов УрО РАН

Обсуждается проблема спинового транспорта (пространственного переноса и локализации спина носителя тока) в реализации новых физических принципов работы устройств микроэлектроники. В частности, приводятся экспериментальные данные, подтверждающие возможность создания высокочастотных твердотельных устройств для миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов, а также базовых элементов структур спиновой информатики на основе контактов ферромагнитный полупроводник - полупроводник, выходные параметры которых способны регулироваться как транспортным током, так и внешним магнитным полем.

1. Введение

В начале 2000-го года журнал "Physics World" (адрес в Интернете: http://physicsweb.org/article/news/03/12/14) опубликовал список десяти наиболее актуальных и перспективных направлений исследований в физике, активно развивавшихся в предыдущие годы. Среди них находится направление исследований в физике твердого тела и физике полупроводников, связанное с возможностью переноса пространственно ориентированного спина электрона (спиновый транспорт) из магнитоактивного (ферромагнитного) материала в парамагнетик. Прикладное направление этих исследований в микроэлектронике получило название "спиновой электроники" или "спинтроники" (spintronics). Их значимость в современной науке и технике связывается, с одной стороны, с разработкой и созданием квантовых одноэлектронных логических структур и спин-информационных систем для информатики (спиновой информатики), в которой информационной ячейкой памяти должен служить спин электрона: один спин - один бит информации [1]. В этом случае, видимо, достигаются предельные возможности магнитной записи информации.

С другой стороны, осуществление спинового токопереноса открывает новые возможности и в твердотельной электронике. Например, наблюдение спин-поляризованной люминесценции и создание высокочастотного диода, выходные характеристики которого способны регулироваться внешним магнитным полем [2,3]. С этим же связывается создание основ нового поколения узкополосных устройств твердотельной спиновой электроники миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов - генераторов, усилителей, приемников, фильтров и др, модулируемых и

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 433 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001M39.pdf

перестраиваемых по частоте магнитным полем и управляемых током. Именно последнее обстоятельство, т.е. наличие дополнительной "степени свободы" и возможность управлять свойствами спинтронных структур с помощью внешнего магнитного поля, что не всегда допустимо для гетероструктур на базе обычных (немагнитных) полупроводников и устройств на их основе, способствует расширению функциональных возможностей существующих и разрабатываемых устройств микроэлектроники [4]. На этом пути возможно практическое создание и освоение миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов спектроскопии твердого тела, а также создание твердотельного лазера в данном диапазоне длин волн, что также пока недоступно для существующих гетероструктур, выполненных на базе немагнитных полупроводников.

В криоэлектронике создание структур и изучение физических механизмов работы спинтронных устройств уже привело к появлению целого ряда туннельных переходов Джозефсона, содержащих ферромагнитный барьер С1/Ф/С2, где С1 и С2 -сверхпроводники, а Ф -ферромагнитный металл (ФМ) или полупроводник (ФП) [4,5]. Механизм туннелирования куперовской пары сквозь такой барьер может быть отличен от "классического" и, скорее всего, соответствовать механизму триплетного спаривания - со спином пары, равным единице. Бинарные структуры таких переходов М/Ф или П/Ф (М -нормальный металл, П -немагнитный полупроводник) сами по себе позволяют реализовать в данном случае создание магнитоуправляемого стабилитрона, пробойное обратное напряжение которого способно регулироваться внешним магнитным полем. Детальное исследование механизмов спинового транспорта позволяет приблизиться к решению таких научных проблем как сосуществование явлений сверхпроводимости и ферромагнетизма, осуществления джозефсоновского туннелирования сквозь ферромагнитный барьер, локализация и пространственный перенос спина электрона, расширение частотной области спектроскопии твердого тела в миллиметровый и субмиллиметровый диапазоны, и ряда других. Кроме того, подобные исследования служат развитию технологической и технической базы современной науки и техники, поскольку во многом опираются на монокристальную и планарную технологии, достижения физики и химии поверхности и контактных явлений, т. е. относящимся к отраслям современного производства, характеризуемого термином "высокие технологии".

2. Экспериментальные результаты

Исторически вопрос о возможности наблюдения туннелирования куперовских пар сквозь ферромагнитный барьер возник в связи с открытием эффекта Джозефсона в 1961 г. В его классическом варианте - одночастичном туннелировании - он был решен в работах Л.Эсаки и др., наблюдавшими туннельный ток между двумя нормальными металлами, разделенными прослойкой, выполненной из магнитного диэлектрика - ЕиБ и ЕиТе [6]. Фактически это означало первое наблюдение спин-

поляризованного туннельного тока. Отметим, что указанные магнитоактивные прослойки являются ферромагнитными полупроводниками и при низких температурах во внешнем магнитном поле обладают полностью ферромагнитно упорядоченной структурой локализованных магнитных моментов ионов Е^+. Ферромагнитное упорядочение ионов европия, в свою очередь, приводит к спиновой поляризации носителей тока в них по механизму s-d ^-1}- обменного взаимодействия. Рекордный для ферромагнетиков магнитный момент, приходящийся на один магнитный ион (~7цБ) наблюдается в кристаллах EuO. Он обусловлен 41 -электронами иона европия и величина намагниченности насыщения при этом достигает значения 4яОз=2,43 Тл для температуры Т ~ 0К. Это приводит к тому, что носители тока в ферромагнитном полупроводнике максимально поляризованы по спину (почти на 100%). Данное обстоятельство делает перспективным применение именно ФП, а не Ф-металлов в структурах, предназначенных обеспечивать высокую спиновую поляризацию тока эмиссии, в том числе, в туннельных структурах. Напомним, что в Ф-металлах степень спиновой поляризации носителей тока достигает, в лучшем случае, порядка 10 % [7].

Другим наиболее примечательным свойством ФП является существенная зависимость в них сдвига края оптического поглощения (или запрещенной щели в электронном спектре, Её) от степени магнитного порядка в структуре и внешнего магнитного поля. Максимальная для ФП величина такого сдвига в "красную" сторону спектра при понижении температуры образца до 20К достигается в EuO, в котором она составляет АЕё = 0,25 эВ (в EuS - 0,16 эВ, в соединениях на основе фазы LaMnO3 - также 0,16 эВ при Т < Тк, Тк -температура Кюри). Внешнее магнитное поле усиливает этот сдвиг АЕё еще почти на 10%. Таким образом, влияя этим внешним параметром на концентрацию и подвижность носителей тока в зоне проводимости, удается регулировать как собственную, так и примесную проводимость ФП при максимальной спиновой их ориентации. Использование EuO и EuS в качестве спиновых фильтров или спиновых инжекторов ограничивается областью низких температур, т.к. их Тк составляют соответственно 69К и 16К.

Более высокими температурами Кюри, лежащими в области температур жидкого

2+

азота, обладают ФП на основе халькогенидных шпинелей хрома - Ме Cr2Se4, где

2+

Ме - Cd, Н^, а также перовскиты на основе LaMnO3, Тк которых при легировании ионами Са2+ или Бг2+ достигают комнатных температур. Хотя некоторые магнитные параметры этих ФП по своим величинам уступают вышеприведенным магнитным параметрам халькогенидов европия, последние также обладают почти 1 00% спиновой поляризацией собственных носителей тока. Это делает их особенно перспективными для использования в спиновых структурах, работа которых не требует применения дорогостоящих криогенных устройств. В том числе, как показывают результаты [8], реальным видится их использование в туннельных спинтронных структурах.

Следует заметить, что еще до разработки возможных спиновых структур микроэлектроники отмеченная особенность Ф-упорядоченного барьера в мультислойной структуре М(С)/Ф с большей вероятностью пропускать одночастичный туннельный ток со спиновой ориентацией носителей, совпадающей с намагниченностью Ф-барьера, имела интересное применение на практике.

Дело в том, что обменное расщепление зоны проводимости Ф-металла при его спиновом упорядочении на уровне Ферми на подзоны со спином "вверх" (Т) и "вниз" оказывается дополнительным энергетическим барьером для

туннелирующих квазичастиц определенной спиновой ориентации. В случае, когда их спиновая ориентация совпадает с нижней спин-расщепленной подзоной Ф-барьера, энергия туннелирования меньше, а прозрачность такого барьера больше, чем для частиц противоположной спиновой ориентации. Ф-барьер в туннельной М(С)/Ф-мультислойной структуре выполняет роль своеобразного спинового фильтра. В условиях высокого вакуума и достаточно высокой напряженности электрического поля диодный ток поляризованных по спину электронов в силу возникновения азимутальной асимметрии их рассеяния на анодной мишени нашел прямое использование в исследованиях, например, в экспериментальной атомной физике и физике высоких энергий при изучении низкоэнергетических процессов рассеяния электронов, исследовании эффектов сохранения четности и ряда других явлений [9]. Информативность таких процессов при этом резко возрастает. При использовании в качестве эмиттера поляризованных по спину электронов твердотельной структуры W/EuS степень их ориентации в электрическом поле Е ~1 кВ составляла порядка 85% [10]. Теоретически же допустимая степень спиновой поляризации электронов такого М/ФП твердотельного эмиттера выражается величиной Р ~ 0,93  0,96% и ограничена только естественным размытием функции распределения Ферми на "хвосте" плотности состояний электронов ФП (~4%) [11]. Весьма близок к ней может оказаться источник поляризованных электронов М/ЕиО, который в сравнении с эмиттером W/EuS способен устойчиво работать в высоком вакууме вплоть до температур жидкого азота [12].

Выпрямляющий эффект в мультислойном контакте М/ФП за счет образования барьера Шоттки в приконтактной области тройного ФП, выполненного на основе фазы CdCr2Se4, для ее парамагнитной (Т > Тк) области температур, был впервые реализован в работе [13]. Для подобного гетероконтакта М/ФП, где в качестве последнего выступал кристалл Н§С^е4 п-типа, но для ферромагнитной области температур Т < Тк (Тк = 120 К), авторами [14] были продемонстрированы дополнительные физические его возможности, обязанные обменному расщеплению

3+

зоны проводимости этого ФП при Ф-упорядочении спинов ионов Сг на две подзоны по механизму s - d -обмена:

Asd = ± 1/2 Asd S а(Т)/а(0).

Здесь Б - спин иона, А^ - обменный s - d - интеграл; а(Т), а(0) -намагниченности насыщения ФП соответственно при текущей температуре Т и Т = 0 К. По мере осуществления туннельного перехода электронов металла в верхнюю подзону ФП и ее заселения при подаче на металл положительного смещения, начиная с некоторого напряжения и > икр, наблюдается понижение электропроводности структуры вследствие уменьшения подвижности носителей тока в ФП из-за электрон-магнонного рассеяния.

Представленные на рис.1 экспериментальные результаты иллюстрируют данный процесс для контакта HgIn/HgCr2Se4 при разных температурах [14]. Так, если с понижением Т от 300 К (рис. а, г) до 200 К (рис. б, д) диодные (т.е. выпрямляющие) свойства контакта ослабевают, то при Т < 120 К и И > Икр (рис. в, е) они вновь усиливаются. При этом температурная зависимость Икр(Т) для разных а повторяет поведение магнитной щели Л^(Т) ФП, а запорное напряжение в структуре возникает всегда при отрицательном потенциале на металле.

Рис.1. Выпрямляющие свойства контакта ^1п/^&2Бе4 для разных температур и давлений отжига в парах а, б, в - при Р = 0,5 атм; г, д, е - при Р = 10 атм.

В отличие от этой гетероструктуры в случае контакта М/ ^&2Бе4 р-типа запорное напряжение образуется при положительной полярности металла, что соответствует классическим контактам М/П [15]. Однако при Т < Тк выпрямляющее свойство этого контакта исчезает вовсе и он делается омическим, как и ФП ^&2Бе4 п-типа.

Новые практические возможности осуществления спинового транспорта связываются с реализацией физических явлений в гетероконтактах и мультислоях

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 437 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001Z039.pdf

ФП/П. В силу того, что в используемом в современных устройствах микроэлектроники широком наборе гетероструктур и мультислоев с участием немагнитных полупроводников и металлов направление спина носителей тока в них несущественно, то оно и не сказывается на свойствах этих структур и механизмах, определяющих их работу. Новизна этих возможностей обусловлена спиновой инжекцией поляризованных электронов из ФП в П, способной приводить к радикальному изменению свойств последнего. Выше, в частности, уже указано на возможность наблюдения поляризованной люминесценции [2,3], механизм осуществления которой отличен от ранее теоретически предсказанной возможности подмагничивания системы спинов носителей тока в полупроводнике при его освещении неполяризованным светом [16]. Тем не менее, и в том, и в другом случаях из-за осуществления спиновой ориентации носителей тока в полупроводнике должны изменяться и его микроволновые характеристики во внешнем магнитном поле. В частности, на частоте электронного парамагнитного резонанса (ЭПР), в§Н ^ где h - постоянная Планка, Цв - магнетон Бора, g - фактор электронов проводимости в П, когда в зависимости от степени инверсии заселенности зеемановских электронных уровней энергий при инжекции носителей тока из ФП в П возможно как усиление поглощения, так и появление излучения с энергией кванта перестраиваемого внешним магнитным полем Н.

Названные эффекты впервые реализованы нами в микроконтактных гетероструктурах ФП/П: п-^Сг^4/п-^Ь (I); п^О/п-^Ь (II) и p-HgCr2Se4/n-InSb (III) [17, 18]. Так, исследование микроволновых процессов при пропускании тока определенной полярности сквозь структуру I позволило наблюдать пропорциональное току поглощение в миллиметровом диапазоне на частоте ЭПР свободных носителей тока в п-!^Ь (рис.2) [17]. При той же фиксированной полярности в гетероструктурах II и III обнаружено непрерывно перестраиваемое внешним магнитным Н-полем излучение от почти сантиметрового (8 мм) до субмиллиметрового (0,2 мм) диапазона на частоте ЭПР, соответствующей величине этого приложенного магнитного поля (рис.3) [17]. Полагая, что при прохождении электрона из ФП на верхний зеемановский уровень П и его дальнейшем переходе на незанятый нижний уровень с испусканием кванта энергии возникает электромагнитное излучение на частоте ЭПР, то теоретический предел выходной мощности такой излучающей гетероструктуры составляет:

N = Цв g Н ^ = ЬУ ^ ,

где I - ток, проходящий через гетероструктуру; е - заряд электрона. Ее оценки дают следующие значения: для 8 мм диапазона N = 156 мкВт/А; для 0,1 мм N = 12 мВт/А [19]. Хотя экспериментально зафиксированные в настоящее время выходные мощности в структуре III для этих диапазонов оказались на один - два порядка

меньше, однако имеются чисто технические возможности для ее увеличения, вплоть до теоретического предела. Ведь в импульсе гетероструктура способна пропускать ток до 10 А и более.

Рис.2. Поглощение на частоте ЭПР свободных носителей заряда в гетероструктуре n-HgCr2Se4/n-InSb для разных токов при частоте 26 ГГц

Рис.3. Вид перестраиваемого магнитным полем сигнала излучения структуры III при Т = 77 К для разных токов

Приведенное соотношение для выходной мощности ФП/П - гетероструктуры указывает на его пропорциональность частоте и величине внешнего Н-поля, что

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 439 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

делает возможным использование подобной структуры в качестве генератора миллиметрового и субмиллиметрового излучений, а также управление им внешним магнитным полем. Последнее недостижимо в существующих полупроводниковых генераторах, так как их выходная мощность, наоборот, зависит от частоты как N~V-4. Этим экспериментально показано, что гетероструктуры и микроконтакты ФП/П могут служить основой создания нового поколения узкополосных устройств современной твердотельной спинтроники миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов, о чем свидетельствуют, в частности, измеряемые параметры излучаемого структурой III сигнала в поле Н ~460 Э, для которой ширина линии излучения при токе 2А и Т = 77К оказалась равной АН < 20 Э (при частоте проходного резонатора 33,4 ГГц) [18].

Вместе с тем, различающаяся энергетика туннелирующих из ФП в П спинов электронов, отражающаяся на степени заселенности верхнего и нижнего зеемановских уровней энергий электронов в последнем, может определять их ориентацию относительно внешнего магнитного поля и, следовательно, являться способом кодирования одного бита информации. Иными словами, подобные структуры могут быть использованы в устройствах квантовой одноэлектроники как спин-информационные системы. В немалой степени этому может способствовать выбор кристаллов n-InSb в качестве П для создания такого рода спиновых структур. Во-первых, аномально большая величина его g-фактора (-50) позволяет достичь субмиллиметрового диапазона уже при величинах магнитного поля H ~ 4 кЭ. Во-вторых, ширина линии ЭПР на электронах проводимости в нем весьма невелика - АН ~ 0.2 Э в 8 мм диапазоне (в поле Н0 ~ 450Э) и АН ~ 2-3 Э для 0,8 мм диапазона (в поле Н0 ~5,5кЭ) при Т=4,2К. В-третьих, рекордная подвижность носителей заряда (до 106 см2/В-с) в сочетании с большой величиной времени спин-решеточной релаксации позволяет поляризовать носители тока в слое n-InSb толщиной до 0,1-1 см. При этом отношение времени спин-решеточной релаксации (10-7 ^10--6 с) к времени свободного пробега носителя (10-12 с) в нем достигает величин ~105 -106, что способствует значительной временной локализации спинов носителей тока на соответствующих зеемановских электронных уровнях энергий. Последнее, как отмечалось, является одним из основных физических требований при реализации вышеназванных структур в качестве элементов спиновой информатики.

Представленное на рис.3 перестраиваемое магнитным полем излучение гетероструктуры ФП/П мощностью несколько десятков микроватт регистрировалось нами при температурах от 4К до 160К. Можно было полагать, что такой температурный интервал регистрации микроволнового излучения определяется магнитными характеристиками ФП (EuO или HgCr2Se4), а диапазон магнитных полей - СВЧ свойствами полупроводника InSb. Поэтому изменение материала спин-ориентирующей среды в указанной структуре, например, использование в качестве ФП материала с более высокими температурами Кюри, должно бы приводить к повышению температуры наблюдения излучения. С целью изучения такой

возможности в работе [20] исследовалась структура, содержащая в качестве ФП сплав Гейслера состава Со2МпБп, для которого Т=826К. Подобные ферромагнетики являются полуметаллами и степень спиновой ориентации носителей в них несколько ниже, чем в вышеназванных ФП [21].

Результаты исследования двух гетероструктур Со2Мп8п/п-1п8Ь, отличающихся

15 3 13 3

концентрацией носителей в П ( 1 - п = 10 см- , 2 - п = 7,3 -10 см- ) и созданных путем вакуумного напыления пленки предварительно синтезированного сплава на одну из полированных граней кристалла полупроводника, следующие.

При протекании тока из пленки ФМ в П сигнал на детекторе появлялся в полях порядка 3 кЭ, возрастал с увеличением Н-поля и стремился к насыщению при Н=7 кЭ для одной структуры, и Н=14 кЭ - для другой (рис.4). Сила тока через обе структуры поддерживалась постоянной, поскольку с увеличением поля электросопротивление ТпБЬ также увеличивалось. Из этих данных следует, что

2 4 6 8 10 12 14 16

Н, кй

Рис.4. Микроволновое излучение структур Со2Мп8п/1пБЬ: 1 и 2 -плюс напряжения на П; 3 и 4 - на П минус. I = 2А, Т = 4К.

регистрируемая детектором длина волны излучения обеих структур менее 2 мм, и находится вне 0-диапазона, в котором применима стандартная 8мм измерительная аппаратура, находившаяся в нашем распоряжении. Тем не менее, о наличии микроволнового излучения можно было также судить по форме и характеру импульсного сигнала, выпрямляемого СВЧ-детектором: импульс имел прямоугольную форму, повторяющую импульс тока, причем амплитуда импульса могла быть полностью подавлена резистивным СВЧ-аттенюатором. Этим доказывается отсутствие электромагнитной наводки на детекторе.

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 44 1 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001M39.pdf

Поскольку, как отмечалось, величина выходной мощности излучения возрастает пропорционально частоте (или магнитному полю), а чувствительность детектора из-за внутренней емкости при этом падает как V-1, то наблюдаемое в эксперименте при Н > 10 кЭ насыщение сигнала может объясняться двумя этими факторами.

Подтверждением того факта, что излучение последних структур, скорее всего, также обусловлено переносом спина носителей из Ф в П, служит зависимость отношения электросопротивления протекающему току в прямом (из Ф в П) и обратном (из П в Ф) направлениях (рис.5). Считая, что электроны в Ф-пленке в большей мере поляризованы по спину, а в полупроводнике - нет, можно полагать, что при спиновом транспорте при обратном смещении в Ф-пленку будут проходить только те электроны, спины которых соответствуют направлению поляризации спинов электронов пленки. Носители с противоположной ориентацией спинов будут накапливаться на границе раздела, создавая запорный слой в П. Данный эффект должен зависеть от магнитного поля, т. к. разность энергий электронов с разной ориентацией спинов возрастает с ростом Н.

1,451,401,351,301,25-

R /Й-20"

opp dir  1,151,101,051,00-

0,95-|-.-1--1-.-1-1-1-1-1-1-1

2 4 6 8 10 12 14

H, kOe

Рис.5. Зависимость отношения R06p/Rnp от магнитного поля для структуры 1.

Из последнего рисунка следует, что с увеличением магнитного поля при прямом и обратном напряжениях смещения на структуре появляется разность ее электросопротивлений. Причем, при одном и том же смещении ток из Ф в П всегда

больше, чем ток из П в Ф. Этот эффект "выпрямления" тока в магнитном поле должен быть обязан инжекции спин-поляризованных электронов в гетероструктуре.

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 442 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001Z039.pdf

Зависимость выходного СВЧ-сигнала обеих структур от температуры представлена на рис.6. Видно, что его спад для структуры 2 наблюдается при 140 К, а для структуры 1 сигнал регистрируется вплоть до 200 К.

Напомним, что ранее в структуре EuO/InSb спад регистрируемого излучения наблюдался при Т = 160 К [19]. Близость этих результатов по температуре, возможно, связана с параметрами полупроводника InSb в гетероструктуре, а не с Ф-упорядоченным состоянием ферромагнетика в ней. По-крайней мере, на них могут влиять и пониженная степень поляризации электронов в пленке Со2М^п по сравнению с EuO, а также и другие причины, требующие своего изучения. Из этого следует, что решение вышесформулированной задачи о возможности повышения температуры регистрации микроволнового излучения в спиновых структурах требует проведения дальнейших исследований [22,23].

и , тУ

3 100-

80-

60-

40-

20-

\

• —п-•-•-•—

V

\

"V

2

1—I—'—I—

0 20 40

—I-1-1-—1-1-1-1-1-Г—1-Г"

100 120 140 160 180 200 220

Т, к

Рис.6. Температурная зависимость выходного СВЧ-сигнала структур Со2М^пЛ^Ь

1 и 2 в поле Н = 7 кЭ.

3. Задачи ближайших исследований

Как следует из вышеизложенного, простая на первый взгляд идея инжекции спин-поляризованных носителей из одной среды в другую, где они могли бы накапливаться на возбужденном уровне при сохранении своего спина, на самом деле, распадается на несколько отдельных задач, требующих самостоятельных подходов для их решения. Наименее пока изученной оказывается проблема прохождения спина через границу раздела двух сред без потери его ориентации, соответствующей намагниченности инжектора. Сама по себе граница раздела оказывается энергетическим барьером, преодолеть который может не каждый

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 443 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001Z039.pdf

ориентированный спин, а преодолевший его - изменить свою спиновую ориентацию в дальнейшем. Это может случиться в результате присутствия неконтролируемых дефектов, контактирующих на границе слоев, наличия адсорбированных в пограничном слое газов, отсутствие плоскопараллельности и сплошности контакта. Решение этой проблемы контактов заключается в совершенствовании технологических приемов их создания и в стабильности получаемых физических результатов.

Вторая по значимости задача - это получение и регистрация излучения из гетероструктуры. Ведь возникающая в ней в результате межэлектронного спинового перехода электромагнитная волна может поглотиться внутри самой структуры, перейдя, например, в тепло, или потерять свою энергию в результате отражений от граней кристалла полупроводника и на границе выхода из него (на границе поверхность-вакуум). Для ее решения необходимо совершенствование спектроскопических исследований в микроволновом диапазоне и использование техники импульсных измерений.

Третья задача обусловлена проблемой согласования самой гетероструктуры с волноводным трактом и в отличие от первых двух, чисто физических, она в большей мере является инженерно-технической.

С технологической точки зрения в создаваемой Ф/П-гетероструктуре наиболее важно иметь хороший электрический контакт между двумя средами, ее создающими: либо между двумя кристаллами, либо пленкой и кристаллом, либо в планарной (пленочной) структуре. В первом варианте это достигается путем механического соединения за счет спонтанной адгезии двух оптически гладких и плоских поверхностей монокристаллических пластин, расстояние между которыми не должно превышать 1 0 Е. В этом случае контакт между ними формируется за счет ван-дер-ваальсовских сил, сил статического электричества, установления химических связей [24]. Получаемое при этом соединение является прочным и вакуумно плотным. Однако для его создания необходимы совершенно плоские и химически чистые соприкасающиеся поверхности, шероховатость которых не превышает нескольких нанометров, что требует применения специальных технологий [25].

При создании гетероструктуры с применением мультислойной (пленочной) технологии часть вышеназванных технологических трудностей можно избежать, однако остается задача подготовки поверхности подложки (кристалла) для напыления Ф-слоя. При этом необходимо, чтобы магнитные характеристики Ф-пленки не особо отличались от магнитных параметров массивного образца и сохраняли способность к повышенной степени спиновой поляризации электронов за счет остаточной намагниченности, в том числе и при повышенных температурах. Использование напылительной техники в создании мультислоев ФП/П включает в себя отработку режимов напыления соответсвующих материалов ФП или Ф из исходных и предварительно синтезированных соединений.

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 444 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001Z039.pdf

Решение вышеперечисленных задач опирается на уже имеющийся опыт создания и исследования ФП/П-гетероструктур, его дальнейшего совершенства и применения новых технологических подходов в их создании, использовании новых материалов, экспериментальных методик, вычислительной техники и компьютерного моделирования.

4. Заключение

Проблема спин-поляризованного транспорта в твердотельных структурах многогранна. И хотя физические механизмы его осуществления более или менее ясны, практическая реализация спиновой инжекции в реально существующих структурах сталкивается как с технологическими трудностями их создания, так и с ограниченным пока набором материалов, позволяющими осуществлять перенос спинов только при низких температурах. В настоящем сообщении мы преследовали цель обратить внимание на ту из возможностей этого явления, которое обусловливает освоение нового диапазона высокочастотных исследований твердого тела - миллиметрового и субмиллиметрового, открывающего дополнительные практические возможности. В частности, создание твердотельного лазера соответствующего диапазона, появление в этом диапазоне спектроскопии твердого тела. Хотя и направленность исследований спинового транспорта, связанная с наблюдением специфики проявления оптических характеристик гетероструктур или магниторезистивного эффекта в них, также представляет несомненный интерес. Работам в данном направлении посвящены проводимые в минувшем году симпозиумы (см. [22,23]).

Надо заметить, что стремление управлять свойствами "классических" МДП-гетеропереходов с помощью внещнего магнитного поля привело ранее к замене в них полупроводника на магнитный полупроводник или ферромагнитный металл [26]. Структуры МДМП (или МДФМ) в отличие от вышеназванных способны совмещать в себе одновременно ряд функций - селекции, усиления, задержки и т.д. За время, прошедшее с опубликования названной работы и сформулированном в ней направлении исследований -магнитоэлектроники - имело место заметное развитие и решение многих физико-химических и технологических задач в данной области [27]. В этом плане понятие "спинтроника" терминологически заменяет собой прежнее понятие и опирается на новые физические знания и успехи технологии. Главное, на наш взгляд, ее отличие от предшествующих работ состоит в том, что структуры спинтроники, имея в своем составе ферромагнитный полупроводник, позволяют управлять их свойствами не только наложением внешнего магнитного поля, но и транспортным током, протекающим через гетероструктуру, в силу осуществления электрон-магнонного взаимодействия между подвижными носителями спина и намагниченностью ФП. Поскольку с ростом температуры вклад решеточных колебаний в спиновый перенос может оказаться определяющим, то задача достижения комнатных температур спиновой инжекции даже в структурах,

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 445 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

построенных из "высокотемпературных" ФП, может оказаться проблематичной. Мы надеемся, что ее решению могут способствовать исследования процессов магнитопоглощения в создаваемых структурах спинтроники. При этом необходимо, видимо, осуществить поиск такой пары ФП и П, которая характеризовалась бы близостью величин своих удельных электронных проводимостей, почти 100% спиновой поляризацией носителей в ФП и большой степенью зеемановского расщепления электронных уровней полупроводника (с величиной g-фактора более 50). Продолжающиеся в настоящее время попытки использования структур ФМ/П в спинтронных устройствах в силу вышеназванных ограничений и как показывают оценки [28], по-меньшей мере, малопродуктивны ввиду пренебрежимо малой вероятности осуществления заметного по величине спинового транспорта из ФМ в П.

Литература

1. Prinz G.A. Spin-polarized transport //Physics Today, 1995. Vol.48..№4. P.353.

2. Flederling R., Kelm M., Reuseher G. al. Injection and detection of a spin-polarized current in a light-emitting diode //Nature, 1999. Vol.402. P.787.

3. Ohno Y., Young K., Beschoten B. al. Electrical spin injection in a ferromagnetic semiconductor heterostructure // Ibid. 1999. Vol.402. P.790.

4. Борухович А.С. Особенности квантового туннелирования в мультислоях и гетероструктурах, содержащих ферромагнитные полупроводники //УФН, 1999. Т. 169..№7. С.737.

5. Рязанов В.В. Джозефсоновский п -контакт сверхпроводник-ферромагнетик-сверхпроводник как элемент квантового бита //УФН, 1999. Т. 169. №8. С.920.

6. Esaki L., Stiles P.J., von Molnar S. Magnetointernal field emission in junction of magnetic insulators //Phys. Rev. Lett., 1967. Vol.19. P.852.

7. Кесслер И. Поляризованные электроны. М.: Мир, 1988.

8. Свистунов В.М., Медведев Ю.В., Таренков В.Ю. и др. Спин-поляризованное туннелирование электронов в манганит лантана //ЖЭТФ, 2000. Т.118, Вып.3(9). С.629.

9. Агранович В.Л., Гламаздин А.В., Горбенко В. Г., и др. Источники поляризованных электронов. М.: ЦНИИатоминформ, 1984.

10. Kisker E., Baum G., Mahaun A. N., et al. Electron field emission from ferromagnetic europium sulfide on tungsten //Phys. Rev. B. 1978. Vol.18. P. 2256.

11. Auslender M. I., Irkhin V. Yu. The spin polarization of conduction electrons [n ferromagnetic semiconductors //Solid State Comm. 1984. Vol.50. P. 1003.

12. А.с. № 1267983 (СССР). Твердотельный источник поляризованных электронов /Борухович А.С., Бамбуров В. Г., Ефимова Л. В. и др.

13. Бужор В.П. Электрические свойства контакта металл-CdC^Se^ Тез. докл. конф. "Тройные полупроводники и их применение". Кишинев: Штиинца, 1983.С.87.

Электронный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» 446 http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

14. Осипов В.В., Михайлов В.И., Самохвалов А. А., и др. ВАХ контакта металл-ферромагнитный полупроводник HgCr2Se4 //ФТТ. 1989. Т.31. С.37.

15. Бонч-Бруевич В А, Калашников С Г. Физика полупроводников. М.: Наука, 1977.

16. Аронов А. Г., Пикус Г. Е. Спиновая инжекция в полупроводниках //ФТТ. 1976. Т.10. С.1177.

17. Viglin N.A., Osipov V.V., Samokhvalov A.A. Microwave investigation of polarized charge carrier injection in the ferromagnetic semiconductor n-HgCr2Se4 -semiconductor n-InSb heterostructure //Phys.Low-Dim.Struct. 1996. Vol.9/10. P.89.

18. Viglin N. A., Osipov V. V., Samokhvalov A.A., et. al. Generation in the millimeter band for the S-FS heterostructure //Ibid. 1997. Vol. 1/2. P.89.

19. Osipov V.V., Viglin N.A., Samokhvalov A.A. Investigation of heterostructure "FS-S" in the millimeter and submillimeter microwave range //Physics Letters A. 1998. Vol.247. P. 353.

20. Viglin N.A., Osipov V.V., Samokhvalov A.A., Borukhovich A.S., al. Heterostructure "Housler Alloy Co2MnSn -n -InSb": Emission in the Millimeter and Submillimeter Range // Phys.Low-Dim.Struct., 2000, Vol. 1/2, P.29.

21. Ирхин В.Ю., Кацнельсон М.И. Полуметаллические ферромагнетики //УФН, 1994. Т. 164. №7.С.705.

22. Борухович А. С. Физические основы и структуры спиновой одноэлектроники /Сб.тр. 17-й межд.школы-семинара "Новые магнитные материалы микроэлектроники". М., МГУ, 2000. С.648.

23. Osipov V.V., Viglin N.A., Samokhvalov A.A, Borukhovich A.S., al. Spin injection in the FS/S structures as the base for the millimeter and submillimeter range. / Proc. of the 1-st Intern. Symp. on the spintronics. FRG, 2000. P. 18.

24. Gozele U., al. History Future of Semiconductor Waste Bounding /Solid State Phenomena 1996. Vol.47-48. P.33.

25. Haisma J., al. Diversity and Feasibility of Direct Bounding, a Survey as Dedicated Optical Technology //Applied Optics, 1994. Vol.33. P.1154.

26. Яковлев Ю.М., Меркулов А.И. Магнитные полупроводники для устройств функциональной электроники. /Обзоры по электронной технике. Сер.материалы.-М.: Электроника.-1983. Вып.9.

27. Бамбуров В.Г., Борухович А.С., Самохвалов А.А. Введение в физико-химию ферромагнитных полупроводников. М.: Металлургия.-1988. 206 с.

28. Schmidt G., Ferrand D., Molenkamp L.W., et. al. Fundamental obstacle for electrical spin injection from a ferromagnetic metal into a diffusive semiconductor //Phys. Rev. B, 2000. V.62, №8, P.4790.