Изменение магнитосопротивления в халькогенидах марганца MnSe1-xTex при переходе от объемных образцов к тонкопленочным

Введение. Для управления космическими аппаратами, находящихся в экстремальных условиях с перепадом температур в 200–300^о необходимо создать элементную электронную микроэлектронику, функционирующую в этих условиях. Традиционная электроника работает на полупроводниках из кремния и германия, оперирующих с зарядом электрона. Но у электрона есть спиновый и орбитальный угловой момент, что важно в спинтронике, в которой используются преимущества как энергонезависимой магнитной памяти, так и быстродействующих электрических систем обработки информации. В спинтронике [1; 2] для преобразования электрического сигнала используется не только зарядовая степень свободы электрона, но также и спин, что позволяет создавать принципиально новые спинтронные устройства. У электрона имеются орбитальные степени свободы, воздействуя на которые можно регулировать транспортные и диэлектрические характеристики в магнитном поле.

В халькогенидах существует взаимосвязь параметров магнитной и электрической подсистем [3–7] и эффект магнитосопротивления [8–12]. На сегодняшний день интенсивно исследуются окисные соединения марганца (манганиты типа LaMnO 3 ) [13–17], халькогениды европия, селениды CdCr 2 Se 4 , HgCr 2 Se 4 [18–20]. В сульфидных системах MeXMn1-XS (Me = 3d металл), синтезированных на основе моносульфида α-MnS и претерпевающих переход металл – диэлектрик [21–24], обнаружен эффект КМС, сравнимый с его величиной в манганитах [25–28].

Халькогениды марганца MnSe и MnTe являются антиферромагнетиками (AFM) и испытывают структурный и магнитный переходы с увеличением степени гибридизации катионов марганца с анионами Se и Te [29; 30]. При этом возможно изменение транспортных свойств от полупроводниковых к металлическим вблизи комнатных температур. MnTe кристаллизуется в гексагональной структуре типа NiAs [29]. Моноселенид марганца MnSe обнаруживает структурный фазовый переход из кубической фазы в NiAs структуру в области температур 248 K < T < 266 К [30], а ниже этой температуры наблюдается сосуществование фаз в образце.

Антиферромагнетик MnTe состоит из ферромагнитно упорядоченных спинов в плоскости, которые ориентированы антиферромагнитно вдоль гексагональной оси. Спины расположены в базисной плоскости и имеют анизотропию типа легкая плоскость с температурой Неел а в гексагональной фазе NiAs она совпадает с температурой структурного перехода TS = 272 K. Халькогениды марганца – полупроводники с р-типом проводимости, имеющие энергетическую щель в спектре одночастичных электронных возбуждений для MnSe (2,0– 2,5) eV и MnTe (0,9–13) eV с поляронным типом носителей заряда [32]. На образцах MnSe обнаружен эффект магнитосопротивления в магнитоупорядоченной кубической фазе при приближении к температуре Нееля с величиной удельного электросопротивления ρ = 104–103 Oм∙сm [33]. Уменьшение длины связи металл – анион Mn-Te, согласно теоретическим расчетам зонной структуры [34], индуцирует изменение кристаллической структуры от гексагональной к кубической с антиферромагнитным типом упорядочения с энергией связи на одну пару Mn-Te EZB,H = -0,31 eV/bond с длиной связи RAF = 2,70 Å, и с ферромагнитном упорядочением EZB,H = -0,51 eV/bond c RF = 2,71 Å. При этом в структуре NiAs длина связи составляет R(Mn-Te) = 0,273 Å. Постоянная решетки a = 5,44 Å в MnSe со структурой NaCl находится где-то посередине между 2RF и 2RH, поэтому при замещении селена теллуром при небольших концентрациях возможно образование ферромагнитных связей Mn–Te–Mn c анизотропией типа легкая плоскость. В результате возможно образование угловой фазы и усиление магниторезистивного эффекта в анион-замещенных твердых растворах MnSe 1-Х Te Х . Замещение селена теллуром приводит к подавлению гексагональной фазы и однофазному состоянию системы MnSe 1-Х Te Х с ГЦК структурой с пространственной группой (225) [35] в области температур 120 К < T< 300 K и в интервале концентраций 0,1 ≤ Х ≤ 0,4 [36]. Возможны локальные некоррелированные деформации решетки, которые вызовут изменение электронной структуры и изменение сопротивления при прыжковом типе проводимости совместно с изменениями магнитных свойств [37; 38].

Целью данной работы является обнаружение магниторезистивного эффекта и выяснение микроскопического механизма влияния магнитного поля на транспортные свойства твердых растворов MnSe 1-Х Te Х (0,1 ≤Х ≤ 0,4) на основе комплексного исследования, удельного электросопротивления, вольт-амперных характеристик и спектров оптического поглощения в зависимости от температуры и величины магнитного поля.

Материалы и методы исследования. Измерения удельного электросопротивления проведены стандартным четырехзондовым компенсационным методом на постоянном токе в интервале температур 77–300 К в магнитном поле до 13 кЭ. На рис. 1 приведены температурные зависимости сопротивления твердых растворов MnSe 1-Х Te Х для всех составов (0,1 ≤ Х ≤ 0,4). При T < T N наблюдается отклонение от линейной зависимости lnρ= lnρ 0 + ΔE/T. Величина энергии активации ΔE ≈ (0,07–0,09) eV практически не зависит от состава у этих образцов.

Рис. 1. Температурные зависимости удельного электросопротивления для твердых растворов MnSe 1-Х Te Х с концентрацией замещения Х = 0,1 (1), 0,2 (2), 0,3 (3), 0,4 (b).

Fig. 1. Temperature dependence of the electrical resistivity MnSe 1-X Te X solutions with concentration of X = 0.1 (1), 0.2 (2), 0.3 (3), 0.4 (b).

Влияние магнитного поля на транспортные свойства исследовалось двумя способами. Во-первых, измерялось изменение сопротивления по температуре твердых растворов MnSe 1-Х Te Х , находящихся как в магнитном поле, так и его отсутствии. Во-вторых, при фиксированной температуре изучались вольтамперные характеристики в нулевом магнитном поле и поле Н = 13 кЭ. На рис. 2 представлены вольтамперные характеристики халькогенидов марганца MnSe 1-Х Te Х для состава Х = 0,1 при температурах (100, 140 и 190 К). Зависимости U(I) линейны и не зависят от величины магнитного поля при Т < 100 K. Установлено, что в магнитном поле сопротивление образцов уменьшается и наибольшее изменение обнаружено в окрестности температуры Нееля у состава с Х = 0,1 порядка 100 % (рис. 3, а ). Для концентрации с Х = 0,2 уменьшение сопротивления обнаружено в парамагнитной области при температуре выше температуры Нееля и в интервале температур 160 K < T < 270 K составляет 5 % (рис. 3, b ). Для больших концентраций магнитосопротивление (MR) не обнаружено.

Измерение магнитного момента образцов проведено в магнитном поле 0,8 Т в интервале температур 80 К < T< 700 K в двух режимах: охлаждение в нулевом магнитном поле и магнитном поле 0,8 Т. Найдена зависимость восприимчивости от предыстории образца. Так, восприимчивость образца, охлажденного в магнитном поле, имеет меньшее значение, по-сравнению с образцом в нулевом поле. Относительное изменение магнитного момента (σ(Н) – σ(0))/σ(0) изображено на рис. 3 (кривая 3 и 4) и качественно согласуется с температурным поведением магнитосопротивления.

Рис. 2. Вольт-амперная характеристика твердого раствора MnSe 1-Х Te Х (Х = 0,1) в магнитном поле Н = 1 Т (2) и нулевом магнитном поле (1) при разных температурах Т: 100 К ( а ), 140 К ( b ), 190 К ( с )

Fig. 2. The current-voltage characteristic of the MnSe 1-X Te X solid solution (X = 0.1) in a magnetic field H = 1 T (2) and in a zero magnetic field (1) at different temperatures T: 100K ( a ), 140K ( b ), 190K ( с )

Для Х = 0,1 относительное изменение магнитного момента резко увеличивается в окрестности температуры Нееля и уменьшается по абсолютной величине при Т = 220 К, где магнитосопротивление исчезает. Для состава с Х = 0,2 наблюдается количественное согласие изменения магнитного момента и магнитосопротивления от температуры. Парамагнитная температура Кюри (θ), определенная из высокотемпературной обратной восприимчивости, плавно уменьшается с ростом концентрации теллура. В приближении молекулярного поля θ = 2/3S (S + 1) zJSe для MnSe и для малых концентраций парамагнитную температуру Кюри твердого раствора MnSe1-ХTeХ можно представить в виде θ = 2/3S (S + 1) (zJSe (1 – x) + JTex) или нормированная зависимость θ(х)/θ (MnSe) = 1 + x (λ – 1) используется для определения знака обмена J(Mn-Te-Mn). Подгоночные функции с отношением параметров обмена λ = J(Mn-Te-Mn) / J(Mn-Se-Mn) = –1,25 и –0,25 хорошо описывают экспериментальные результаты. Для концентраций X < 0,3 знак обменного взаимодействия меняется на ферромагнитный с уменьшением величины обмена с ростом длины связи, согласно теоретическому предсказанию [34].

Рис. 3. Температурные зависимости магнитосопротивления халькогенида MnSe 1-Х Te Х с Х = 0,1 (1) ( a ) и 0,2 (2) ( b ) при Н = 13 кЭ. Относительное изменение магнитного момента σ (Н) – σ(0)/σ(0) для Х = 0,1 (3) и Х = 0,2 (4). Подгоночные функции: для концентрации Х = 0,1 (5) из уравнения (1) при Н = 0,8 Т, B = 0,13 T – 1 в области Т > TN, и В = 0,05 T – 1 в Т < TN; для Х = 0,2 (6) из уравнения

(5) с параметрами T0 = 280 K, T* = 160 K, n = 2/3, λ = 0,1, концентрация кластеров х = 0,08

Fig. 3. Temperature dependences of the magnetoresistance of MnSe1-XTeX chalcogenide with X = 0.1 (1) ( a ) and 0.2 (2) ( b ) at H = 13 kOe. The relative change in the magnetic moment σ (Н) – σ (0) / σ (0) for X = 0.1 (3) and X = 0.2 (4). Fitting functions: for a concentration of X = 0.1 (5) from equation (1) at H = 0.8 T, B = 0.13 T – 1 in the region of T> TN, and B = 0.05 T – 1 in T

Образование поляронов или областей с повышенной концентрацией электронной плотности можно проследить из спектров оптического поглощения, приведенных на рис. 4 для составов Х = 0,2 и 0,4 в области значений энергии 2000 сm-1 – 12000 сm-1. Электромагнитное излучение может поглощаться носителями заряда в процессе межзонных переходов, свободными носителями зарядов в пределах одной энергетической зоны и колебаниями кристаллической решетки. Спектр поглощения со стороны низких энергий дает информацию о фононных спектрах и плазмонных колебаниях в полупроводниках, в области высоких энергий о ширине запрещенной зоны, структуре валентной зоны и зоны проводимости вблизи их экстремумов. Для частот ω < 5000 cm-1 наблюдается рост поглощения электромагнитного излучения, вызванного увеличением концентрации электронов и металлизацией образцов. Однако данные составы твердых растворов MnSe1-ХTeХ сохраняют активационный тип проводимости. Резкое уменьшение интенсивности поглощения ниже максимума c энергией hω = 9700 cm-1 для Х = 0,4 соответствует ширине запрещенной зоны MnTe hω = 9100 cm-1, т. е. при этой концентрации происходит протекание связей Mn–Te–Mn по решетке. Вблизи дна зоны проводимости наблюдаются дополнительные максимумы поглощения с hω1 = 6300 сm-1 и с hω2 = 8700 сm-1, расположенные по энергии ниже дна зоны проводимости на величину ΔE 1 = 3400 сm-1 и ΔE2= 1000 сm-1. Возможно, эти линии соответствуют связанным состояниям электрона и дырки, которые образуют водородоподобный спектр экситонов. Энергии линии спектра описываются формулой Еn = 1,2 – 0,42/n2 eV c энергией связи экситона Еb = 0,42 eV. Радиус экситона оценим из формулы Rn = n2εmaB /μ, где m – масса свободного электрона; aB – Боровский радиус атома водорода; ε – высокочастотная диэлектрическая проницаемость для экситона малого радиуса ε = 8 для MnSe [39]; μ – приведенная масса электрона и дырки. При значении μ = 0,5 м радиус экситона R1 = 0,8 нm = 1,4 Å. Экситоны малого радиуса перемещаются по системе Mn–Te и при разных эффективных массах электрона и дырки дают вклад в проводимость.

2500   5000   7500   10000  12500

-i

Рис. 4. Спектры оптического поглощения для твердых растворов MnSe 1-Х Te Х с Х = 0,2 (1), 0,4 (2) при Т = 300 К

Fig. 4. Optical absorption spectra for MnSe 1-X Te X solid solutions with X = 0.2 (1), 0.4 (2) at T = 300 K

Модель магнитосопротивления. При анионном замещении возникает химическое давление и изменение кристаллического поля октаэдра в результате разницы ионных радиусов селена и теллура. При малых концентрациях, когда октаэдр состоит из пяти атомов селена и одного атома теллура, длины связей в октаэдре становятся не равноценными, что приводит к локальному увеличению кристаллического поля и изменению электронной плотности между t 2g и e g орбиталями, т. е. к образованию электрона на t 2g орбитали и дырки на e g орбитали и изменению спинового состояния ионов марганца в окрестности ионов теллура. Поменяется также знак обменного взаимодействия в результате двойного обмена электронами на e g орбиталях и кинетического обмена в t 2g подсистеме. Искажение октаэдра индуцирует расщепление t 2g и e g орбиталей с разной проекцией орбитального момента +–L^z на выделенную ось. Энергия деформированного октаэдра уменьшается в результате разворота октаэдров в области температур 200–250 К в зависимости от концентрации теллура и при дальнейшем понижении температуры возможно смещение ионов марганца с локальным изменением симметрии решетки, например, орторомбического типа.

Микроскопическую модель можно представить в виде ферромагнитных кластеров в окрестности ионов теллура со случайной ориентацией осей анизотропии и орбитальными моментами. В твердом растворе MnSe 1-Х Te Х выделим две области температур, для Х = 0,1 в окрестности температуры Нееля и для Х = 0,2 в парамагнитной области выше температуры

Нееля. Для состава с Х = 0,1 величина ферромагнитного обмена в кластерах превышает антиферромагнитный обмен в матрице MnSe и образуется угловая фаза со случайной ориентацией слабого магнитного момента в кластере в антиферромагнитной области. При нагревании взаимодействие между кластерами уменьшается и магнитные моменты ориентируются по направлению магнитного поля, в результате увеличивается ферромагнитная спин-спиновая корреляционная функция по поперечным компонентам спина, растет радиус корреляции. Выше температуры Нееля спин-спиновые корреляции и радиус корреляции уменьшаются в результате тепловых флуктуаций спинового момента. В недиагональной модели Андерсона это соответствует изменению ширины потенциальной ямы и связано с температурной зависимостью радиуса локализации электрона в виде £ = A | 1 - Т / T N . Магнитосопротивление в полупроводниках, проводимость которых описывается в модели с переменной длиной прыжка, имеет экспоненциальную зависимость

М H ) - р ( ° )) / Р ° ) = exp ( - BH ^ ) - 1 = exp ( - BH /|(1 — x / T N )| ) — 1 ,

где B – параметр; Н – внешнее магнитное поле; ξ – радиус локализации электрона [40; 41]. Экспериментальные данные по магнитосопротивлению удовлетворительно описываются в рамках этой модели с полем Н = 0,8 Т и параметром B = 0,13 T^-1 для Т > T N , и В = 0,05 T^-1 в магнитоупорядоченной области. Подгоночные функции представлены на рис. 3, а (кривая 5).

Для состава Х = 0,2 величина ферромагнитного обмена много меньше антиферромагнитного взаимодействия и электроны локализованы в пределах постоянной решетки в потенциальных ямах, ширина которых фиксирована и меняется потенциальный барьер от температуры. Здесь можно использовать модель туннелирования спин поляризованных электронов между потенциальными ямами в виде

( p ( H ) - p ( 0 )) / p ( 0 ) = 1/ ( 1 + xP i P 2 cos e ) - 1, (2)

где х – концентрация ям; Р 1,2 – степень поляризации электронов; угол θ между осями поляризаций электронов. Спиновая поляризация электронов обусловлена орбитальным упорядочением. Предположим, что величина поляризации Р 1,2 для всех кластеров одинаковая и исчезает при температуре орбитального упорядочения Т 0 по степенному закону / ,2 = P o (1 - T / T o ) ¹ / ⁴ . Для качественного понимания процессов туннелирования электронов между кластерами, оси поляризаций которых находятся в интервале углов от 0 < θ < π , рассмотрим простую модель, когда поле анизотропии H A параллельно внешнему магнитному полю и ортогонально ему. В результате конкуренции зеемановского взаимодействия и поля анизотропии спин электрона направление поляризации будет поворачиваться по направлению внешнего магнитного поля с ростом температуры. Корреляция между спинами задается орбитальным упорядочением. Энергия магнитной системы имеет вид

E = -SH cos e - SHa cos (/ - e) (3)

где H A – поле анизотропии; γ – угол между внешним магнитным полем и полем анизотропии. Минимальное значение энергии достигается при угле:

cos e = 1/ ^ ( 1 + H 2 sin² у / ( H + H a cos у ) ² )   .

Поле анизотропии уменьшается с ростом температуры по степенному закону в виде H A = K(1–T / T *)ⁿ, где T* является температурой, при которой исчезает поле анизотропии, вызванное ромбическим искажением. Отношение магнитного поля к константе анизотропии обозначим через λ = Н/K. Тогда зависимость магнитосопротивления от температуры представим в виде

PH ) - p ( 0 )) / p ⁽ 0 ) = 1/ 1 + xP 0 ⁽ 1 - T / T o ^{) 1/2}

I

На рис. 3, b функция (5) хорошо описывает экспериментальные результаты с параметрами T 0 = 280 K, T* = 160 K, n = 2/3, λ = 0,1, концентрация кластеров х = 0,08. Модель туннелирования спин-поляризованных электронов с орбитальным упорядочением объясняет экспериментальные результаты по магнитным свойствам и магнитосопротивлению.

Структура и электрические свойства тонких пленок. C изменением размерности системы меняются физические свойства материалов. В объемных образцах теллурида марганца сопротивление не зависит от магнитного поля, однако в тонкопленочных соединениях MnTe [42] обнаружено магнитосопротивление с максимумом в области 200 К.

Положительное магнитосопротивление найдено в топологических изоляторах [43]. В объемном образце Bi 2 Te 3 магнитосопротивление (MR) порядка 15 % при комнатной температуре, а в тонких пленках Bi 2 Te 3 эффект гигантского MR достигает 600 % при комнатной температуре [44; 45]. Наблюдаемые большие значения MR при комнатной температуре непосредственно связаны с уменьшением размерности топологического изолятора. Магнитосопротивление на пленках Bi 2 Se 3 размером 200 нm имеет линейную температурную зависимость и сохраняется в сильных магнитных полях, включая область высоких температур [46]. Эффект MR объясняется наличием двух каналов с высокой подвижностью носителей заряда, который сосуществует с обычным объемным каналом с подвижностью 60 cm²V^-1S^-1 при высоких температурах в тонких пленках Bi 2 Se 3 [47]. С понижением температуры, плотность носителей в канале с высокой подвижностью значительно уменьшается и свободные носители замораживаются ниже 85 К, оставляя в пленке только проводящий объемный канал.

Положительное MR может быть обусловлено конкуренцией вырожденных орбитальных состояний электрона и сильных электронных корреляций [48]. В окрестности температуры перехода орбитально упорядоченной фазы в парафазу «спектральный вес» смещается к уровню Ферми. В этой области температур магнитное поле приводит снова к увеличению ширины щели и стабилизации орбитального порядка. Для узкозонных полупроводников с шириной W = 1 эВ соответствующая температура для магниторезистивного эффекта T ≈ 600 K [48].

Рост сопротивления в магнитном поле в тонких пленках антиферромагнетиков Sr 2 CrWO 6 связывается с подавлением дальнего антиферромагнитного порядка и образованием флуктуационной области с ближним порядком, которые усиливают рассеяние электронов [49].

При переходе от объемных образцов к тонкопленочным в халькогенидах MnSe и MnTe температуры Нееля, энергия активации уменьшаются в несколько раз [50]. В пленках MnSe и MnTe стабилизируется соответственно кубическая структура NaCl [51] и гексагональная NiAs структура [52]. Возможно в поликристаллических тонкопленочных соединениях, по сравнению с объемными образцами системы MnSe 1-Х Te Х , обнаружить усиление магнитоэлектрического эффекта.

Тонкопленочные поликристаллические соединения халькогенидов марганца MnSe1-ХTeХ получены напылением заранее синтезированных твердых растворов на предметные стекла методом вспышки. Прекурсоры представляли собой порошки зернистостью от 0,1 до 0,3 мм. Напыление производилось в вакуумной установке для напыления пленок типа УВН-71Р-2. Давление в реакционной камере во время напыления составляло 10-2–10-3 Па. Температура танталового испарителя поддерживалась ~ 2000 ºС. Подложки располагались на расстоянии 10 см от испарителя. Температура подложек составляла 250–300 ºС.

Температура испарителя была значительно выше температуры плавления твердых растворов. Поэтому при попадании малой массы вещества на испаритель происходит мгновенное его испарение, что обеспечивает после кристаллизации на подложке, находящейся на значительном расстоянии от испарителя, состав и структуру, соответствующие объемным веществам. Подача прекурсора к испарителю осуществлялась устройством на основе ударной вибрации. Толщина пленок варьировалась от 157 до 960 nm. В качестве подложек использовался кварц.

Рис. 5. Зависимость электросопротивления от температуры для пленок MnSe0,9Te0,1 (1) и MnSe0,8Te0,2 (2). Пунктирная линия указывает, что зависимость сопротивления от температуры описывается степенной функцией (6)

Fig. 5. The temperature dependence of the electrical resistivity for films MnSe0.9Te0.1 (1) and MnSe0.8Te0.2 (2). The dotted line indicates the temperature dependence of the resistance is described by a power function (6)

Рентгеноструктурный анализ тонкопленочных халькогенидных соединений MnSe 1-Х Te Х проводился на установке DRON-3 в CuKα-излучении при температуре 300 K после их получения и после проведения измерений магнитных и электрических свойств. Структура тонкопленочных соединений отличается от гранецентрированной кубической (ГЦК) структуры объемных поликристаллических MnSe 1-X Te Х той же концентрации [51]. Согласно данным рентгеноструктурного анализа, замещение селена теллуром в тонкопленочных халькогенидных соединениях системы MnSe 1-X Te Х приводит к уменьшению интенсивности пиков, свойственных для кубической структуры, и появлению никель-арсенидной (NiAs) гексагональной структуры. Параметр решетки возрастает с ростом концентрации замещающего элемента, а величина отношения с/а~1,4 меньше 1,63, характерной для объемного MnTe c гексагональной структурой NiAs типа, что свидетельствует о сжатии гексагональной плотно упакованной структуры.

На температурной зависимости сопротивления для Х = 0,1 наблюдаются максимум, обусловленный полиморфным переходом (рис. 5). С ростом концентрации замещения максимум сглаживается. Перенос носителей заряда может осуществляться в результате перескока электронов между доменными границами либо за счет диффузии границ. Это активационные процессы, где подвижность электронов определяется выражением ba2v

Ц = Ц о ^ехР (^- E a / k 0

, где v - частота перескоков, равная частоте фононов

T), где ^0 =w k0T

(~10¹³ Hz); a – расстояние между доменными границами [53]. Возможен процесс диффузии границ в результате взаимодействия с акустическими спиновыми волнами. Поток границ пропорционален коэффициенту диффузии j ~ D ~ v λ, где v – скорость спиновых волн; λ – длина свободного пробега, которая пропорциональна радиусу спиновой корреляции λ ~ ξ = B/(1 – T/T N ). Чем больше спинов отклоняется от антиферромагнитного расположения, тем с меньшей потерей энергии будет перемещаться граница. Диффузия доменных границ в антиферромагнитной матрице увеличивается с ростом температуры как D ~ 1/(1 – T/T N ). Функциональную зависимость проводимости от температуры представим в виде

О =

А

—---/----TTZT + T exp (- Ea I kT )

B

где A и B подгоночные параметры. Для состава с X = 0,2 функция (1) хорошо описывает экспериментальные результаты с А = 1·10^-3, В = 0,4·10^-6, E a = 0,021 eV. Выше 200 К превалирует диффузионный вклад, а ниже перескоковый механизм туннелирования носителей тока.

Рис. 6. Вольт-амперные характеристики, измеренные в нулевом магнитном поле (светлые кружки) и поле 12 кЭ (черные кружки). MnSe0,9Te0,1 при Т = 80 К (1), 180 К (2) и 220 К (3).

Вставка: MnSe0,8Te0,2 при T = 80 K (1), 180 K (2) и 280 K (3)

Fig. 6. The current-voltage characteristics measured in a zero magnetic field (empty circles) and field 12 kOe (black circles). MnSe0.9Te0.1 at T = 80 K (1), 180 K (2) and 220 K (3).

Insert: MnSe0.8Te0.2 at T = 80 K (1), 180 K (2) and 280 K (3)

Существование доменных границ выше полиморфного перехода подтверждается из вольт-амперных характеристик (ВАХ), измеренных при фиксированных температурах в нулевом магнитном поле и поле 12 kOe. На рис. 6 представлены ВАХ на поликристаллических пленках системы MnSe1-ХTeХ (Х = 0,1 и 0,2). Для образцов с малой концентрацией замещения Х = 0,1 ВАХ являются линейными и не зависят от величины приложенного поля во всей области температур. С ростом концентрации выше температуры полиморфного перехода обнаружен гистерезис ВАХ, ширина которого уменьшается в магнитном поле и при напряжении выше 6 V изменение ширины гистерезиса составляет 10–20 %. С ростом магнитного поля плотность доменных стенок и их подвижность уменьшаются.

Заключение. В антиферромагнитных образцах MnSe 1-Х Te Х с кубической структурой обнаружен эффект магнитосопротивления в окрестности температуры Нееля порядка 100 % у состава с концентрацией замещения Х = 0,1. Уменьшение сопротивления в магнитном поле обусловлено увеличением радиуса локализации электрона в потенциальных ямах в результате конкуренции ферромагнитных, антиферромагнитных взаимодействий и сокращением ширины потенциального барьера. Для состава с Х = 0,2 обнаружено отрицательное магнитосопротивление в парамагнитном состоянии, причиной которого является туннелирование спин поляризованных электронов при орбитальном упорядочении и изменение с температурой угла между направлениями поляризации электронов в потенциальных ямах в результате конкуренции взаимодействия спина с внешним магнитным полем и полем анизотропии. Обнаружена корреляция спин-стекольного поведения намагниченности образцов, охлажденных в магнитном поле и без поля, с температурной зависимостью магнитосопротивления.

Обнаружены максимумы в спектрах оптического поглощения MnSe 1-Х Te Х для состава с Х = 0,4. Вблизи дна зоны проводимости наблюдаются дополнительные максимумы поглощения, расположенные по энергии ниже дна зоны проводимости. Возможно, эти линии соответствуют связанным состояниям электрона и дырки, которые образуют водородоподобный спектр экситонов.

В тонких поликристаллических пленках MnSe 1-Х Te Х для x < 0,2 магнитосопротивление отсутствует. Найдено существование доменов и доменных границ из гистерезиса ВАХ, который уменьшается в магнитном поле и вызван уменьшением плотности доменных границ в магнитном поле.