稀土锰氧化物的低场磁电阻效应

　2003 年 6 月 PROG RESS IN PHY SICS Jun ., 2003

文章编号:1000-0542( 2003) 02-0192-20

收稿日期:2003-01-19

基金项目:国家自然科学基金会( 10074028) ;国 家 973 计划( G1998061400) ;固体微结构实验室资助

＊_{Email:liujm @nju .edu.cn　电话 :025 -3596595}

稀土锰氧化物的低场磁电阻效应

王克锋, 刘俊明

＊ ( 南京大学物理系固体微结构国家重点实验室, 南京 　210093) 摘　要 :　具有庞磁电阻效应的掺杂稀土锰氧 化物因为 其高的自旋 极化率和 自旋极化 输运 行为 而表现出显著的低场磁电阻效应。 这一效应在氧 化物自旋 电子学中 有着深 远的潜 在应 用前 景。本文 综述了国内外近年来在锰氧化物低场磁 电阻增强 这一研究 领域的 进展和 存在 的一些问题。 全文分三个部分, 首先概述了基于自旋极化 散射和自旋极化隧穿两种输运机制 的磁 电阻理论;然后重点介绍掺杂稀土锰氧化 物低场磁电 阻增强的 主要研究 进展, 这些 进展 背后的基本物理图象是通过人为引入自旋无序介质形成自旋极化散射和自旋极化隧穿, 从而 增强 其低场磁电阻;第三部分讨论了基于掺杂 稀土锰氧化 物的磁性 隧道结制 备和输 运性质。 本文最后提出了锰氧化物低场磁电阻增强研究应该关注的一些物理问题。 关键字:　掺杂锰氧化物;低场磁电阻效应;磁隧道结 中图分类号:　O482 .5 　　　　　　　文献标识码 :A

0 　引言

继高温超导体的发现和广泛深入的研究热潮之后, 凝聚态物理学中重要的分支领域-强关联电子系统和钙钛矿氧化物物理-因二价碱土金属掺杂的钙钛矿稀土锰氧化物( 例如 La1-xAxMnO3, A =Ca, Sr, Ba 等) 在 外 磁 场 下所 展 示 的 特 大磁 电 阻 效 应 ( Colossal

M ag netoresistance, CM R) 的发现而激发出一个新的研究热潮[ 1] 。这类 CM R 锰氧化物是 一类典型的电子强关联系统, 具有新颖的电子输运和自旋输运特性 。 未掺杂的稀土锰氧 化物多数是绝缘体并具有反铁磁性, 而掺杂后的氧化物则在低温下显示铁磁性和金属性 电导, 在高 温区 则 表现 出 非晶 固 体和 掺 杂半 导体 中 常见 的 变域 巡 游 ( variable_range_ hopping, V RH) 导电, 或因电子与晶格相互作用( 如小极化子机制, small polaron) 而呈现 绝缘体特征。在双交换作用模型的框架下, CM R 极大值出现在金属_绝缘性转变和居里 温度附近[ 1, 2] 。 另外, 一系列不同组份的锰氧化物在低温下出现由金属向电荷有序态的

转变。 现在已经确认, 在这类电子强关联体系中同时存在电荷序 、自旋序和轨道序, 它们 相互耦合也相互竞争。这一系列新颖物理现象同时出现在一个物理系统, 并且相互耦合, 确非其它磁性材料和磁 阻材料可比[ 1], 磁性质 、输运性质 和结构关 系十分密 切是这类 CM R 锰氧化物的显著特征 。近几年对这些问题的深入研究和不断更新的认识极大地丰 富了凝聚态物理和材料科学的内容, 同时提出了许多有待我们进一步研究的重要课题 。 有关这方面的主要进展, 已经有很多精彩的的综述文章和书籍发表[ 1] 。 这类 CM R 锰 氧化 物 所展 示 的磁 电 阻 ( 定义 为 MR =[ ρ( 0) -ρ( H ) ] / ρ( 0) = Δρ/ ρ(0) , 其中 ρ(0) 和 ρ( H ) 分别为零场下和磁 场 H 下的电阻率) 在高 场下可以达到 60 %～ 80 %以上, 在薄膜状态下磁电阻甚至可达 90 %以上, 远非常规磁电阻材料和巨磁 电阻( GM R) 磁性金属多层膜可比 。 人们对将其应用于磁记录, 磁探测和磁随机存储器件 ( M RA M) 等抱有很高的期望[ 1] 。然而, 从应用角度而言, 发展以这类材料为基的磁电子 学器件为时尚早, 主要原因是它们只有在很高的磁场下才能显示出 CM R 效应, 并且, 磁 电阻表现出很强 的温度敏感性和 结构敏感性。 例如, 在 kOe 数量级的 磁场下, 典型的 CM R 锰氧化物 La1-xS rxM nO3( LSMO ) 于居里点附近的磁电阻仅为 2 ～ 5 %或更低, 而在 低温和高温区, 磁电阻几乎降为零 。 因此, 如何提高 CM R 锰氧化物本身的低场磁电阻和 降低其温度敏感性就成为我们面临的两大课题, 而最终目标是要获得温度不敏感和低场 磁电 阻 很 高 的 材 料。 另 一 方 面, 近 几 年 基 于 电 子 自 旋 极 化 输 运 的 自 旋 电 子 学 ( Spint ronics) 得到 很大 发展[ 3, 4], 已经 有报 道利用 自旋 电子 基本 器件单 元 ———自 旋阀 ( Spin_valve) 和磁隧道结( Mag netic t unneling junctions, M T Js) 制成只读磁头 、GM R 隔离 器以及计算机用 RAM 存储单元等器件, Mo torola 公司最近宣布利用 M T Js 制成了 256 kb 的存储芯片[ 4], 向实用化的自旋电子器件迈进了一大步 。 与通常使用半导体器件的存储 器 RAM 相比, 基于自旋电子学的 RAM 具有读写速度快 、断电后存储信息不会丢失等优 点, 有巨大的应用价值 。自旋电子学的这些最新发展进一步刺激了 CM R 锰氧化物低场 磁电阻增强的研究工作。 通过下面对自旋电子学原理的分析, 我们将明白 CM R 锰氧化 物在自旋电子学中所具有的独特价值。

自旋电子学的基础是自旋极化输运( Spin_polarized electron transport) 。目前的自旋 电子器件是使用 GM R 铁磁性金属多层膜 。铁磁金属中, 非局域的 4 s 电子和局域的 3 d 电子都有自旋向上和自旋向下两种状态, 交换作用使得 3 d 电子自旋向上和自旋向下的 图 1 　普 通 材料 ( 左) 和 铁磁 性金 属 材 料 ( 右) 的态密度示意图 两个能带在能量上发生位移, 如图 1 所示, 较低的 子能带在费米面以下部分被自旋向上的电子填充, 而较高的子能带在费米面以下被自旋向下电子填 充, 两者的差 别使得 金属原 子带有 磁矩 。 众所周 知, 导电的 s 电子将受到原子磁矩的散射 。 如果自 旋向上的 s 电子和自旋向下的 s 电子所受的原子磁 矩散射出现差别, 则系统对两者输运表现出的电阻 将不同, 从而出现自旋极化输运, 并引致磁电阻效 应。 通常自旋极化率 P 定义为 :

P = ( n←-n↑)/ ( n←+n↑) ( 1) 图 2　铁磁 金 属和 非磁 性 金 属组 成 的多 层膜 自 旋阀 结 构 及其 输 运 过 程示 意图。 两 层 铁 磁金 属 被 一 非磁 性 金属层 隔开, 导电电 子从一 端的铁 磁金 属 层出 发 流 经中 间 的 非 磁性 金属层 进入另 一端的 铁磁金 属层。 当两铁 磁材料 层磁化 方向相 反时, 两种 自 旋方 向 的 导电 电 子 会 分别 受到两 铁磁层 的强散 射, 多 层膜处 于高阻态( 上图 ) :如果 外加磁 场 H 使两铁 磁层磁 化方向 相同, 两种自 旋方 向 的电 子 中 的一 种 会 受 到与 其自旋 方向相 同铁磁 层的弱 散射, 整多 层 膜 处 于 低 阻 态 ( 下 图 ) 。 ( Reproduced from Ref[ 3].)

　　其中 n←和 n↑可以看作是费米能级处自旋向 上和自旋向下的态密度。 为了说明自旋极化输运 原理, 我们来看图 2 所示的铁磁金属和非磁性金属 组成的多层膜自旋阀结构及其输运过程示意。 两 层铁磁金属被一非磁性金属层隔开, 当两铁磁层磁 化方向相反时, 两种自旋方向的导电电子会分别受 到两铁磁层的强散射, 多层膜处于高阻态 ;如果外 加磁场 H 使两铁磁层磁化方向 相同, 两种自旋电 子中的一种所受到的与其自旋方向相同铁磁层的 散射就较弱, 整个多层膜处于低阻态 。在用自旋阀 制成硬盘磁头时, 硬盘中的磁信息可以改变自旋阀 的状态, 从而被磁头读出 。将上述结构中的非铁磁 性导电金属层换成很薄的绝缘层, 就构成磁性隧道 结。 磁隧道结的工作原理将在第三部分作介绍 。 从以上物理图象可以看出, 如果系统具有高的 P 值, 将会获得大的磁电阻 。铁磁性金属多层膜虽 然具有巨磁电阻效应, 但磁阻率 MR 不是很大( 一 般为 20 %左右) , 原因之一是铁磁性金属的自旋极 化率不高( 典型 的铁 、钴等金 属 P 为 50 %左右) 。 人们希望寻找自旋极化率或磁阻率更高的材料来 制备自旋电子器件。 CM R 锰氧化物激起人们这方 面的巨大兴趣, 原因在于它在温度 T 较低时自旋向上和自旋向下的态密度在能量上几乎 完全错开, P 约为 100 %[ 5], 因此被看好将在自旋电子学中得到广泛应用 。 虽然如此, 如 上所述, CMR 锰氧化物要表现出巨大磁电阻 效应却需要高的外加磁场( 一般为几特斯 拉) , 这么高的磁场在实用中很难得到 。 对磁电子学器件合适的磁场应在几十到几百 Oe 。 1996 年左右, Hwang 、Li 以及都有为等发现[ 6～ 9], 在 T 远离其居里温度 Tc时, 锰氧 化物单晶或外延薄膜在较低磁场下 MR 值很低, 但多晶锰氧化物仍表现出显著磁电阻效 应( H ～ 102 Oe 时, MR 约 为 20 %) , 这 一 效 应 被 称 为 低 场 磁 电 阻 效 应 ( Low_f ield magnet oresistance, LFM R) 。 这一工作预示着 CM R 锰 氧化物正突破自旋电子学应用瓶 颈, 从而引发了国内外众多学者的强烈兴趣, 并在不长时间内取得了可观的进展 。本文目 的就是综述这一领域的主要进展并归纳目前所存在的一些关键问题。这一领域目前的研 究主要集中于两个方面:一方面, 深入研究多晶锰氧化物或其他磁性氧化物中晶粒间自旋 极化输运, 以求进一步阐述 LFM R 的物理根源和提高 LFM R ;另一方面, 受磁隧道结的启 发, 利用隧穿效应制成基于 CM R 锰氧化物的磁隧道结, 以进一步提高磁阻率和研究相关 自旋电子学器件物理。本文在第一节将概述早期关于 CM R 锰氧化物低场磁电阻产生的 物理机制的研究;在第二节, 将综述在低场磁电阻增强方面的探索性研究 ;在第三节, 将侧 重介绍 CM R 锰氧化物磁隧道结的制备和表征结果 。最后将提出这一领域存在的一些问题 。

1 　早期的研究探索与理论模型

众所周知, CM R 锰氧化物单晶的 CM R 效应出现在铁磁居里点 Tc 附近。 在多晶体 系中, 一方面, 导致 CM R 的物理机制在单个晶粒中还起作用 ;另一方面, 多晶中相邻两晶 粒间存在晶界。 可以想象, 在两相邻晶粒及其晶界组成的系统中, 晶粒磁化相对取向的差 别影响导电电子的输运, 同时晶界打断了相邻两晶粒间磁交换耦合 。 此时, 一个小的磁场 就能使各晶粒磁化方向平行排列, 从而导致了 LFM R 。早期的研究探索贯穿了这一物理 思想。 1997 年左 右, Li 等人[ 6] 和 都有为 研究 组[ 9] 测定 了 La0 .67Sr0 .33M nO3( LSMO ) 、

La0.67Ca0.33M nO3( LCMO ) 以及 La0 .85Sr0 .15MnO3( LSMO ) 多晶样品的输运性质, 发现多晶

图 3　单 晶和 两种 多 晶 LSMO 样品 的 电 阻 和 磁 化 强 度 与 温 度 的 关 系 ( Reproduced from Ref[ 7].)

在低 T 和低磁场下表现出显著磁电阻, 只是 MR 随着 T 升高而降低, 但在 Tc 附近又出

现磁电阻峰值。 而单晶样品或外延生长的薄膜则仅在居里点 Tc 附近出现显著的磁电阻

效应。 Li 等人[ 6]对此的物理解释是:由于晶粒边界存在, 多晶的电阻率比单晶高 ;而磁阻 产生源于两种机制, 即 Tc附近 MR 极大值来源于晶粒中的 CM R 机制, 而低温下的 MR

来源于晶粒边界处自旋极化散射( Spin polarized scattering, SPS) 。SPS 的基本物理图象 是:晶粒边界处磁无序使之成为强散射中心, 导致较大电阻率 ;而外加磁场使得晶粒内磁 畴平行排列, 强烈地减弱了晶粒边界处载流子散射, 导致了低场磁电阻效应 。

与此 同时, Hw ang 等 人 提供 了 另一 种物 理 解释, 即晶 粒 间自 旋 极 化隧 穿 ( Spin_ polarized interg rain tunneling , SP T) 。他们研究了单晶和多晶 LSMO 磁阻效应和磁化率 性质[ 7], 结果如图 3 所示 。晶粒的大小由退火温度( 1300 ℃和 1700 ℃两种多晶样品) 控 制。可以看到, 不同晶粒的样品都有半导 体-金属 和铁磁-反铁磁转变( Tc～ Tm～ 365 K) , 低温下多 晶样品电阻值较单晶大许多, 这是载流子晶粒边界 处散射的结果, 同时由于 1300 ℃的样品较 1700 ℃ 的样品有更小的晶粒, 故其电阻率值也较大 。 图 4 给出了三种不同晶粒大小样品电阻率和磁化强度 与 T 和 H 的关系 。 虽然对不同样品 LFM R 的温度 行为不同, 但是它们的磁化强度曲线基本相同 。实 验结果表明:( 1) 多晶样品磁电阻现象是因样品中 晶粒关联效应引起;( 2) 同电阻下降相联系, 外加磁 场使 晶 粒 磁 畴 旋 转 到 与 磁 场 方 向 相 同。 因 此 Hw ang 等人认为多晶中 LFM R 是对外场条件极为 敏感的晶粒边界间电子输运引起。其基本图象是 : 多晶中磁畴基本上与晶粒重合, 无外加磁场时, 相 邻晶粒边界间自旋不平行, 晶粒边界间的电子隧穿 几率较小, 故呈现高阻态 ;加上外加磁场后, 同晶粒 相联系的磁畴平行排列, 从而呈现低阻态 。 在隧穿 过程中电子自旋状态得以保存且相邻晶粒磁矩不 平行时, 有一个额外的磁交换能( Magnetic coupling

energy) , 因此样品的磁阻率为 : Δρ/ ρ(0) =-JP[ m2

( H, T ) -m2( 0, T ) ) ] / 4k0T ( 2)

图 4　单晶 和 两 种 多 晶 LSM O 样 品 的 电 阻 和 磁 化 强 度与 温 度 和 外 加 磁 场 的 关系 ( Reproduced f rom Ref[ 7].)

式中 J 是晶粒间交换常数, P 为电子极化率, m 为用饱和磁化强度归一化了的磁化强度 。 这里介绍针对 SPT 机制提出的晶粒边界间自旋极化隧穿理论[ 10] 。 零场下, 晶粒磁化方 向是完全随机的, 假设两个相邻晶粒分别有磁化强度 M1和 M2, 两者夹角为 θ, 如图 5 所

示。在适当外磁场下, θ=0, 电子在两晶粒间隧穿几率提高 。 选择 z 轴平行于晶粒 1 的 磁化方向, 将晶粒 1 自旋向上和自旋向下的本征态记为 Sz;←>和 Sz ;↑>, 相应地, 晶

图 5 　晶粒间隧穿模型。 两个 相邻晶粒分别有磁化强 度 M1和 M2, 两者夹角 为 θ( Reproduced from Ref[ 10].) 粒 2 自旋 向 上 和自 旋 向 下的 自 旋 本征 态 记为 Sθ;← >和 Sθ;↑>, 使用 Pauli 转动矩阵 R ( θ), 有 : Sθ;←↑ >= R ( θ) Sz;←↑ > ( 3) 因此可得: 　 Sθ;← >=cos( θ/2) Sz;← >+sin( θ/ 2) Sz;↑ > 　 Sθ;↑ >=sin( θ/ 2) Sz;← >+cos( θ/ 2) Sz;↑ > ( 4) 晶粒 1 中的一个电子可用如下四种方式之一隧穿至晶粒 2 : a :Sz;← >※ Sθ;← > b :Sz;← >※ Sθ;↑ > c :Sz;↑ >※ Sθ;← > d :Sz;↑ >※ Sθ;↑ > ( 5) 这四个过程的跃迁概率分别为: Ta ∝ n2←cos2( θ/ 2) ; Tb ∝ n←n↑sin2( θ/ 2) ; Tc ∝ n←n↑sin2( θ/ 2) ; Td ∝ n2↑cos2( θ/ 2) 。 ( 6) 两晶粒间的隧穿过程是上述四过程之和, 故两晶粒间隧穿电导率 σθ应为:

σθ∝( n2←+n2↑) cos2( θ/ 2) +2n←n↑sin2( θ/2) =(1/2) ( n2←+n2↑)( 1 +P2cosθ) ( 7) 其中 P 就是前面定义的自旋极化率 。加上外加磁场后, 两晶粒磁化方向相同, θ=0, 电导 率为: σθ( θ=0) ∝( n2←+n2↑) ( 1 +P2) ( 8) 对于这个二晶粒系统, 加上外磁场后电阻的变化和隧穿磁电阻 MR 为 : ΔRSPT = 1 σθ -1 σθ( θ=0) MR = 2P 2 1 +P2si n 2 θ 2 ( 9) 为了得到电阻变化与温度的关系, 先看这一系统的哈密顿量 : H =-t

∑

〈i, j〉c + iσcjσ-JH

∑

i σ i· Si ( 10) 其中 t 是 eg态电子的最近邻跃迁能量, c+iσ和 ciσ分别是 i 位置上自旋为 σ的 eg 电子的产生 和消灭算符, JH是 i 位置上 eg 态电子的自旋 Si 与 t2g电子自旋σi的交换能。 由上式出发 求得自旋向上和自旋向下电子的态密度: n←( E ) = X2kn( E) n↑( E ) = Y2kn( E ) ( 11) 其中 n 为费米面附近总的态密度, X2 k=( 1 +B/ σ)/ 2, Y2K =( 1 -B/ σ)/ 2, B =σzi 为 i 位 置上 t2g电子自旋的 z 分量 。图 6 是根据上式计算得到的不同温度范围内自旋向下和自

旋向上的电子态密度示意图。 可以看到, 在 T =0 K, B/ σ=1, 自旋向下和自旋向上的态 密度在能量上完全不重合, 电子完全极化 P =100 %;而在较高的温度下( T >TC) , B 消 失了, 结果导致自旋 向上和自旋向下 的电子态 密度完全 相等, 极化消失 ;在中 间状态, B/ σ<1, n←( E) >n↑( E ) , 电子部分极化 。对整个系统, 非零的 H 使得晶粒磁化方向完 全平行, 电阻变化为 : ΔRSPT ∝[ 〈1/ σ( θ)〉 -1/ σ( 0) ] MR = 2P 2 1 +P2sin 2_〈θ 2〉 ( 12) 图 6 　 不 同 温 度 范 围 下 自 旋 向 上 和 自 旋 向 下 的 态 密 度 示 意 图 ( Reproduced from Ref[ 10].)

图 7　实验结 果同 理论结 果的 拟合 图( a) 样品电阻变 化同温度的关系, ( b) 样

品磁阻率同 磁化强度的关系。 图中

黑点为实 验结 果, 实 线是 理论 计算 结果( Reproduced fro m Ref[ 10].)

其中〈1/ σ( θ)〉和 1/ σ( 0) 对不同的两晶粒系统求平均, 可以等效为对不同 θ值求平均 。 在拟合实验结果时, 可以将〈cos( θ)〉作为一个参数 。图 7( a) 和( b) 分别是电阻变化同温度 的关系和磁阻率同磁化强度的关系的理论结果同 LSMO 的实验结果的拟合, 图 7( a) 中, 用不同温度 下磁化强 度的变化 M ( T ) / M ( 5K ) 来 代替温度作为坐标, 其中黑点是实验结果, 实线是 理论的结果, 发现在参数〈cos( θ)〉=-0 .8788时拟 合结果最好。〈cos( θ)〉为负表 明在一个晶粒中有 两种相互作用影响晶粒磁化方向:使晶粒磁化方向 倾向于随机分布的易磁轴和使晶粒磁化方向倾向 于反平行排列的磁偶极子相互作用。 邢定钰研究 组的工作表明, 如果考虑到锰离子位掺杂( Mn ion impurity) , 还应计入自旋反转晶粒间隧穿[ 11]( Spin_ flip intergrain t unneling) , 上述模型中, 通过晶界的 电子隧穿在一个晶粒中移走一个具有动量 p 和自 旋σ的电子, 在另一晶粒中产生一个具有动量 k 的 电子, 其 自 旋 对 于 自 旋 守 恒 隧 穿 过 程 ( Spin_ conserving t unneling) 为 σ, 对于自旋反转的隧穿过 程为-σ, 这样描述这一过程的 Hamiltonian 为 HT =∑ kpσ( T 0 kpc+kσcpσ+iT′kpc+k, -σcpσ+h .c .) , 其中 T0kp、 T′k p分别是自旋保持隧穿和自旋反转隧穿矩阵元, 虚数 i 表明 两 个隧 穿过 程 中的 不 相干 性 。 由此 Hamiltonian 出发, 可得到磁阻率同温度的关系, 理

论结果和实验符合得较好。 同一时期, 还有其它模型被提出 。Event 等提出了一种解释晶粒边界磁电阻现象的 唯象模型[ 12], 这一模型基于晶粒边界处的介观现象 。 在温度降低时, 更多的晶粒成为铁 磁性的。 同时晶粒边界区域的厚度也将减小, 但剩余的电阻将会升高 。 这一模型能较好 地预言材料对强场的敏感性, 但不能解释低场磁电阻效应对温度和晶界夹角的依赖 。 图 8　具有多孔结构的样品 S 和高压高温烧熔的样品 PM 的 SEM 图 象 。( a) 样品 S 的表面 图 象;( b) 样品 PM 的表面图象( Reproduced from Ref[ 13].)

2 　低场磁电阻增强

虽然多晶锰氧化物表现出低场磁电阻效应, 但其 MR 值离实际要求仍有距离 。研 究证明多晶中晶粒边界处晶体有序性质无法保持, 从而使局部自旋无序, 最终导致低温下 较大的 LFM R 。 可以预料在材料微结构中引入自旋无序区域将有效地提高材料的磁阻 率。沿着这一思路, 现阶段研究工作涉及在材料中引入人工晶界 、铁磁性导体/ 绝缘体两 相结构以及 引入磁畴畴壁等方法。 另外, 由于氧原子中电子的空 缺是电子在 Mn4+_和 M n3 +中跳跃的中介, 因此材料中氧含量的改变必将对材料的输运性质产生影响 。 本节对 这方面的进展进行综述。 2 .1 人工晶界的引入 在材料中引入人工晶界可以提高 LF MR 。 因为样品具有弱关联的晶界, 处于晶界处 的磁畴畴壁减弱了磁畴间的相互作用, 磁畴间自旋在较低外场下就能达到平行排列, 从而 具有较高的 LFM R 。 人工晶界的引入有多种方式, 有代表性的例子包括 : ( 1) 通过 在 La0.7Ca0 .3M nO3( LCMO ) 样品 中形成 多孔 结构 引入 弱联 系晶粒 边界

( weak_linked grain boundary)[ 13] 。多孔结构的制备是将 LCMO 粉末样品压制成的小片, 再在 1100 ℃下烧结得到 。如果在制备过程中用更大的压力将粉末压制成高密度的小片, 再在 1600 ℃的高温下使其部分融化从而得到了另外一种具有强联系边界的高密度多晶 样品。两种样品表面的扫描电子显微镜( SEM ) 图象如图 8 所示, 图中可以看出样品 S 晶 粒大小约为 1 ～ 3 微米且具有多孔结构( 图 8a) , 而样品 PM 则没有比较明显的边界可以观

察到( 图 8b) 。 在 300 mT 的外场下样品 S 在约 77 K 的低温下有一个最大的磁阻率( 约为 27 %) 。而样品 PM 的磁阻效应与单晶 LCMO 样品基本相同, 仅在一个处于居里点附近 的狭小的温度范围内有较大的磁阻率( MR ～ 15 %) 。 ( 2) 在多晶薄膜中形成所谓的有序表面结构( T he ordered surface)[ 14] 。 采用表面裂 缝可以在多晶薄膜中引入晶界, 制成另外一种具有弱联系晶粒边界的结构 ———有序表面 结构。 La0.5Ca0.5M nO3薄膜采用脉冲激光沉积法生长于 SrT iO3 基底上, 然后在不同温 度下煅烧和冷却。由于基底和薄膜间有不同热膨胀系数, 产生张力导致薄膜表面生成了 规则狭缝, 在煅烧过程中晶粒倾向于沿狭缝生长而形成具有弱关联晶界的有序表面结构 。 在 T =77 K 于 H =500 Oe 下 MR ～ 44 %, 十分显著 。 ( 3) 利用激光图形技术在外延生长 LSMO 薄膜上引入人工晶界[ 15] 。首先用 248 nm 的激光轰击到 10 mm ×10 mm 的 ST rO3基底上, 移动基底, 在基底上形成了长约 5 mm , 宽度约为 40 微米的平行于[ 100] 晶向的沟槽 。 然后在基底上生长一层 200 nm 的 LSMO 外延薄膜, 图 9( a) 和( b) 分别是具有沟槽的基底和 LSMO 薄膜表面的 SEM 图象, 可以看 到薄膜中形成了基本上同基底一样的沟槽, 从而在薄膜中引入了自旋无序区域, 使得薄膜 的 LF MR 有较大的增强 。 值得一提的是, 在有五条沟槽的薄膜中发现了磁光克尔效应 ( Magnetic_O ptical K err ef fect) , 无序区域( 沟槽处) 的磁化强度较远离无序区域处的磁化 强度要小, 表明该区域自旋无序程度很高 。

图 9 　有狭缝的 ST O 基底( a) 和在其上生长的具有同样 狭缝结构 的 LSM O 薄膜( b) 图 象( Reproduced from Ref[ 14].)

此外还有利用阶跃边界和双晶结构( Bicrystalline) 来诱导薄膜形成晶界, 从而提高材 料 LF MR 的报道[ 16, 17], 这里不再详述 。

2 .2 　铁磁性锰氧化物/绝缘体混合烧结

受铁磁/绝缘复合材料( 如 Ni/ SiO2及 Co/SiO2) 中自旋极化输运的启发[ 18 ～ 21], 在锰

氧化物中引入绝缘相也能引入自旋无序, 因此锰氧化物/ 绝缘体复合材料也可得到较大 LFM R 。 这方面的例子很多, 兹列几个有代表意义的系统如下 。

( 1) La2/ 3Sr1/ 3M nO3/CeO2纳米混合物的磁输运性质[ 22] 。研究表明在 LSM O 相体积

分数达到渗流阀值( xp～ 20 %) 附近, 输运性质对外加磁场敏感性大大加强 。 xp =20 %的

图 10 　不同 沉积 温度 部分成 晶的 LSM O 样 品 的 X RD 图 象 ( Reproduced from Ref[ 24].)

因是在渗流阀值附近, 系统达到所谓准一维电子传 导 路 径 ( quasi_unidimensional conducting path ) , LSMO 晶粒间的电流输运类似于隧道结, 外加磁场 导致 LSMO 晶粒磁化强度方向的改变对样品电阻 率有较大影响, 从而增强 LFM R 。 ( 2) 利用 SrT iO3 作为绝缘材料[ 23], 合成( La2/ 3 S r1/ 3M nO3) x-( S rTiO3)1-x纳米复合材料, 同样发 现 x ～ 60 %附近, 低场磁电阻效应有显著增强 。 ( 3) 非晶 态 LSMO 是绝缘 弱磁性 的, 而晶态 LSMO 是导体, 故非晶态 LSMO 与晶态 LSMO 纳

米复合材料是一个新颖的体系。 这一系统的优点 是无须考虑掺杂材料与 LSMO 间反应问题[ 24 ～ 26] 。 一系列 研究揭示 出这一 系统 具有很 高的 L FM R 。 采用脉冲激 光沉 积法沉 积 LSMO 在 S rTiO3 基底 图 11 　不 同沉 积温 度的 LSM O 样 品的 零 场 电阻 和 磁 电 阻 比 率 与 温 度 的 关 系 ( Reproduced from Ref[ 24].)

上, 薄膜结构以及成晶情况由沉积温度来控制 。 图 10 是几种不同沉积温度样品的 X 射线散射 实验, 可以看到沉积温度 Ts<380 ℃的样品是 完全非晶态的, 而 Ts在 400 ～ 500 ℃之间的样 品包含了非晶 态和晶态。 图 11 是 不同样品的 零外场电阻率ρ0以及 MR 在 H =400 m T 下与 温度的关系。非晶态和完全成晶样品均无大的 MR 值 。 而 Ts>380 ℃的样品低温 LFM R 迅速 增加, 在 Ts=450 ℃时 LFM R 达 30 %( 70 K) 。 文献[ 27] 研究 了 纳 米 La0.7Sr0.3M nO3/P r0 .5 S r0.5M nO3半金属/ 绝缘体混合物的输运性质, 具有类似行为。 其中 LSMO 和 P SMO 晶粒间的 相互作用引入了额外的贡献。 ( 4) 基底反应引入自旋无序区域[ 28] 。在氧 化锆基底上生长的 La0.7Sr0 .3M n1.4O3-δ多晶薄 膜在 880 ℃以上高温下煅烧, 导致晶粒大小变 化以及薄膜和基底之间反 应, 有效 地增强了薄 膜的低场磁电阻效应。 2 .3 　氧含量对输运性质的影响

双交换相互作用机制中( double_ex change interaction)[ 2], 电子从 M n3 +到中间的 O-2 以及从 O-2到 Mn4+_{的跳跃是同时发生的。 可以预测, 锰氧化物中氧含量将会对磁输运}

性质产生重大影响。 对多晶 LSMO 中氧空缺效应的研究[ 29, 30]表明脉冲激光沉积中较低 沉积气压引起的氧空缺导致了一定数量的自旋无序位置, 这些位置的自旋在外加磁场下

将改变方向, 从而导致较大 LF M R。 但由于过量氧空缺会导致晶格畸变, 从而削弱了样 品的铁磁性和输运性质, 这时低场磁电阻效应很弱 。 2 .4 　磁畴畴壁的引入 在锰氧化物微结构中引入磁畴畴壁( Domain walls, DWs) 也能提高低场磁电阻 。采 用电子光刻技术在 L a0 .7Sr0 .3M nO3 的微米级器件中引入几何形式束缚的纳米量级的磁畴 畴壁[ 31], 可有效地减少畴壁宽度, 大幅度提高低场磁电阻效应 。图 12 是一种器件的顶视 图和结构示意图, 可以看到, 在结构的中间有沿短轴方向的三条沟槽 。并且中间的一条沟 槽的宽度是另外两条的两倍。 中间沟槽形状是平滑的, 这就阻止了畴壁的任何束缚行为 ( Constrained behavior) , 这种结构表现出良好的低场磁电阻效应, 在 77 K 的温度下, 在只 有数十 mT 的外加磁场下得到了约 40 %的磁阻率 。 实验中得到的较大 DW RA 值表明畴 壁宽度因压缩而大大减小了。 另外一种结构则在三条沟槽中间横向引进了一条窄的缝 隙。这种结构在室温下得到了约为 16 %的磁阻率, 向研制能在室温下工作的基于锰氧化 物的自旋电子器件前进了一步。 图 12 　具有沟 槽 结 构 的 LSM O 微 米 级器 件 ( a ) 顶 视 图 的 SEM 图 象, ( b) 结 构 示 意 图 ( Reproduced fo rm Ref[ 31].) 值得一提的是最近在室温下的磁电阻效应有了较大进展, 为研制能在室温下工作的 基于锰氧化物的自旋电子器件提供了基础。 化合物 La1 -x -yCaxSryM nO3+d在低温下煅 烧后在室温附近 于 H =0 .2 T 范围内 得到了 10 %～ 20 %的 LFM R[ 32] 。 多 晶的 L a1 -x A gxM nO3中 x =0 .3 时在室温下 得到了约 为 25 .5 %的 MR[ 33], 这是 因为 x =0 .3 的 La1-xA gxM nO3 中有两种相:磁性的钙钛矿结构相和非磁性的富银相( Ag-rich phase) , 两 相界面处电子散射对自旋的依赖导致了 MR 的增强 。除掺杂锰氧化物外, 其他磁性氧化 物也 得 到 了 研 究.如 CrO2[ 21], 双 钙 钛 矿 结 构 氧 化 物 Sr2FeMoO6[ 34], 铁 氧 化 物 F e3O4[ 35 ～ 38]以及 Tl2M n2O7[ 39]都引起重视。研究表明这些磁性氧化物具有与掺杂稀土锰 氧化物类似的输运性质, 表现出一定的低场磁电阻效应 。

3 　基于掺杂稀土锰氧化物的磁隧道结

考虑到掺杂稀土锰氧化物是半金属, 采用自旋极化率极高且具有 CM R 效应的半金 属性掺杂稀土锰氧化物作为磁隧道结的磁性材料具有诱人的性能, 因此, 制备具有锰氧化 物/ 绝缘材料/锰氧化物层状结构的磁隧道结是很有价值的 。这方面近年有很大进展 。

3 .1 　基本结构及系统要求 铁磁性金属隧道结的基本结构是两层铁磁性金属层中间夹着一层薄绝缘层。流经磁 隧道结的电流即隧穿电流在两铁磁金属层磁矩反平行时遇到较高电阻, 而在两铁磁金属 层磁矩平行时遇到较低的电阻, 构成所谓的自旋极化隧穿效应 。掺杂稀土锰氧化物磁隧 道结基本结构与此相同, 也是用一较薄的绝缘层将两层半金属性锰氧化物分开 。但是, 研 究结果已经表明[ 45], 在这类隧道结中隧穿电阻并非总是在两铁磁层磁矩相平行时最小, 已经发现有些系统在磁矩反平行时电阻反而较小。隧道结磁阻率 TMR 可以定义为 : T MP =( RA P-RP)/ RAP ( 13) 式中 RAP与 RP 分别是两铁磁层磁矩反平行和平行时的电阻值。 图 13 　LCM O/ N dGaO3/ LCM O 磁隧道结的示意图( 左边 为横断面图示, 右边为 顶视 图) ( Reproduced from Ref[ 42].) 已经有多个有关采用掺杂稀土锰氧化物作为磁性层的磁隧道结研究报道, 都得到了 较大低场磁电阻效应, 图 13 是一种典型结构 。 在磁隧道结中, 绝缘层有两重作用 。 一方 面, 它打断了两层铁磁层的磁交换耦合作用, 从而使它们在外加磁场的作用下, 相对对方 自由实现磁化方向的反转, 从而建立起一个界面区域, 经过这一区域的输运现象可视为两 层铁磁层磁化方向夹角的函数;另一方面, 这一绝缘层在界面处形成一大的电阻, 阻止载 流子通过该层, 使得在实验中能直接测量同界面相联系的输运性质 。 在已经报道的半金 属性锰氧化物磁隧道结中, 绝缘层使用的材料通常是同铁磁性电极材料有相同或相近晶 格常数的绝缘性氧化物, 这就允许用外延生长技术制造高质量的磁隧道结三层结构, 而通 常基于铁磁性金属的磁隧道结则无法作到这一点, 这使得使用锰氧化物制作磁隧道结更 为简便。

最早的报道来自于 IBM 研究中心的 Sun 、 Gupta 以及 Li 等人使用 SrT iO3 作为绝缘

材料层制作基 于锰氧 化物的磁 隧道结。 其中 Li 等 人[ 40]_{使 用脉 冲激光 沉积法 制成了} La0.67Sr0 .33MnO3/ SrT iO3/ La0 .67Sr0.33M nO3结构, 绝缘层厚度约为 3 ～ 6 nm , LSM O 厚度 为 50 nm 。 Sun 等人[ 41]采用离子研磨法制备了柱状 La0 .67Ca0.33MnO3 的磁隧道结, 绝缘 层也是 S rTiO3。 而 Jo 等人[ 42]使用 NdGaO3作为绝缘层, 采用 LCM O 作为磁性层制备磁 隧道结, 因为 NdGaO3 同 LCMO 晶格匹配较好, 其实际结构如图 13 所示 。 另外, 考虑到 La0.45Ca0.55M nO3是绝缘的, 它也被用来作绝缘层[ 43] 。除此之外, 也有采用其他磁性氧化 物制备磁 隧道 结, 如 La0 .67Sr0 .33MnO3/ Al2O3/ Ni80Fe20隧 道结[ 44], 它 表现 出与 LSMO/

S TO/ LSMO 磁隧道结类似的输运性质 。一个例外是采用脉冲激光沉积法制备的 LSMO/ S TO/ Fe3O4磁隧道结[ 45], 它表现出正的磁电阻效应 。 采用 MgO 作为绝缘层, Fe3O4 作为

磁性层的磁隧道结也得到了研究[ 46] 。

图 14　上 图 :LSM O/ STO/ LSM O 隧道结的磁阻率曲线, 下图 :底层电极

( 复晶 LSM O) 的磁阻率曲线( Reproduced from Ref[ 40].) 3 .2 　磁隧道结的输运性质 ———磁电阻效应 基于掺杂稀土锰氧化物的磁隧道结都具有高的低场磁电阻效应。 图 14 示出 La0 .67 S r0.33M nO3/S rTiO3/ La0 .67S r0 .33M nO3 隧 道 结 的 磁 阻 率 曲 线[ 40], 图 中 上 半 部 分 是 T =4 .2 K 下磁隧道结的磁阻 率曲线, 下半部分是 L SMO 薄膜的磁阻率 曲线 。 当 H 从 -150 m T 变化到 150 mT 时, 隧道结首先在约 H =16 mT 处变为高阻态( Rmax) , 超过 16 mT 后又回落到低阻态 Rp 。在 H 为几十 Oe 处有最大磁阻率 TMR ～ 83 %。 样品中电阻 的显著变化同两磁性层磁矩相对取向有关, 图中标出了几种情况下磁性层磁矩的相对取 向。 当磁矩取向平行时, 隧道结处于低阻态, 并且, 最大 TMR 随温度升高而降低, 在约 230 K 左右消失 。 其他研究者的实验得到了类似的结果 。 Jo 等人[ 42]分别采用 NdGaO3和 La0.45Ca0.55M nO3作为绝缘层得到的结果, 发现 LCMO 作为绝缘层效果要差许多 。 解释磁隧道结的 T MR 效应最早的自旋隧穿模型由 Julliere 提出[ 46] 。自旋极化隧穿

效应是因为铁磁性材料中多数载流子和少数载流子能带中态密度( density of state, DOS) 不均匀引起的, 自旋极化率越高, 自旋隧穿效应越显著 。 对于磁性层相同的磁隧道结, 其 零偏置电压电导为: R-1P = M[ D2+( EF) +D2-( EF) ] , R-1AP =2 MD+( EF) D-( EF) . ( 14) 其中 D+( EF) 、D-( EF) 分别是费米能级处自旋向上和自旋向下的态密度, M 是隧穿概 率。 故 TMR 为 : TMP =2P2/ ( 1 +P2) ( 15) 其中 P 为自旋极化率 : P =[ D+( EF) -D-( EF)] / [ D+( EF) +D-( EF) ] ( 16) 这一理论在第二节已经介绍。 按照这一理论, 仅仅是两层导电的铁磁层自旋极化率或者说是其态密度 DOS 决定了 隧穿电子的自旋极化率, 从而决定了隧道结的输运性质 。 然而最近的实验结果发现隧穿 电子自旋极化 率的幅 度甚至是 其符号还 取决于绝 缘层采用 的材料。 T erasa 等人的研 究[ 48]采用 Co 和 L a0.7Sr0 .3MnO3作为 铁磁层, 绝缘材 料分别采用 SrT iO3( ST O ) 、Ce0 .69 La0.31O1 .845( CLO ) 以及 A l2O3( A LO) 。当绝缘层采用 A LO 时隧穿电子的自旋极化率是正 的( 表明多数自旋电子有更高的隧穿几率) , 而采用 CLO 或 ST O 的隧道结隧穿电子的自 旋极化率是负的( 表明少数自旋的电 子有更高的隧 穿几率) 。 同时, Co/ST O/ LSMO 和 Co/ CLO/ LSMO 隧道结表现出反常的磁阻效应 :两铁磁层的磁化方向相同时隧道结的的 电阻率比磁化方向相反时要高, 而 Co/ ALO/ LSMO 和 Co/ALO/ STO/ LSM O 则表现出正 常的磁电阻效应, 这一反常现象无法用以上模型来解释 。Jo 等人在研究 LCMO/ NdGaO3

/ LCMO 磁隧道结的输运性质时, 用实验得到的磁阻率采用上述方程计算得到 LCM O 的 自旋极化率, 但其结果与采用自旋极化光子发射实验测得的自旋极化率结果不尽相同, 前 者要高得多[ 42]。 隧道效应是量子力学过程, 必须用量子力学方法处理[ 49] 。锰氧化物磁隧道结的哈密 顿量为: H = HR +HL +HT ( 17) 其中 HL 和 HR 是如下式所示的两层磁性层双交换作用哈密顿量: HL , R =-t

∑

〈i, j〉c + iσcjσ-JH

∑

i σ i· Si ( 18)

HT 是代 表 传 导电 子 通过 绝 缘 层的 自 旋 守恒 非 相 干 隧穿 ( Spin conserved incoherent

tunneling process) 哈密顿量 : HT =

∑

i, j, σ ( TijcR +iσcjσL +H .C .) ( 19) 按照微扰理论, 电子的隧穿电流为 : I =2 πθ h Z -1

∑

_{m n i, j, σ}

∑

< n TijcR +iσcLjσ m > 2×( e-BEm -e-BEn) δ( En-Em +e V)

其中 γ>= γL > γR >( γ=m , n) , γa >是 Ha( a =L , R ) 具有能量 Eαγ的 本征态, Z =Tre-β( HR+HL)_{, β =( k} BT )-1, V 是外加偏置电压 。 在上式中使用平均场近似并过渡到 Schwinger_Boson 表象, 得到 : Ha =

∑

k ( εkfa+k fak + ωkba+kσbakσ) ( 21) 则 I = 2πe h( 2Sl +1)2N2

∑

qq′kσ

∑

k′σ′ Tq+k, q′+k′2 Uωσ′2 ×[ nf qnbkσ(1 -nfq′)( nbk′σ′+1) -( 1 -nqf) ( nbkσ+1)] ×δ(εq+ωk-εq′-ωk′+eV) ( 22) 式中, nfq=[ eβ(εq-εF)]-1_{, n}b_kσ=( eβωk-1)-1分别是电荷费米子和自旋波色子的分布函数, T q +k , q′+k′是动量表象中的电子隧穿几率, 则电导为 :G =dI/ d V 为 : G( θ) =1 2 G0 1 +m2cosθ+1 -m s + m s

∫

e V 0 gb( ω)d ω+ +1 S2

∫

ω m 0 gb( ω)d ω

∫

ω+2 e V 0 [ nb( ω) -nb( ω′)] gb( ω′)d ω′ ( 23) 其中 G0=( 2 πe2h) [ 2S ( Sl+1) ]2 T 2g2f( εf) , gf( εf) 是费米子的态密度, ωm =( 6 π2)2/ sρ 是自旋激发的最大能量, gb( ω)是波色子的归一化态密度, θ是两电极磁化方向的夹角 。 上式中, 最后三项同自旋 S 有关, 在经典极限下, S ※∞, 这三项消失, 此时 : ΔR/ R = 2m2_{/ ( 1 -m}2 ) ( 24) 这同 Jullier 模型有相同的形式 。 对 Ha使用 Debye 模型 :ωk=ρk 2 , 在低温下, 电导 G 具有 类似 A +B V 3/ 2 ( A, B 是独立于 V 的常数) 的行为, 这同 Lu 等人的结果[ 40]符合得很 好。另外, 邢定钰研究组的工作揭示出, 同多晶中晶粒间隧穿模型类似, 更进一步计算还 应考虑自旋反转隧穿模型对上述结果的修正[ 50, 51] 。 3 .3 　隧道结的输运性质与隧道结电阻同温度及偏置电压的关系 研究表明以上磁隧道结的电阻强烈依赖于隧道结的偏置电压。 图 15 是 Jo 等人制备 的 LCMO/ NdGaO3/ LCM O 磁隧道结的微分电阻 dI/ d V 与偏置电压的关系[ 42], 从图中可

以看出所有的曲线都具有抛物线的形状( dI /d V = A +B V2 ) , 这表明磁隧道结的导电 机制的确是电子隧穿效应, 对其它磁隧道结的研究得到了类似的结果 。Sun 等人[ 44]的研 究发现磁隧道结的磁阻率也是依赖于偏置电压的, 基本上随着偏置电压的升高而减小, 在 0 .2 V 的偏置电压下其 TM R 值仅是较低偏置电压下 M R 的 16 %。 同时, 磁隧道结的电阻及磁电阻效应也强烈依赖于温度 。前面提到过, 最大磁阻率随 着温度的升高而逐渐降低[ 40], 并在 230 K 左右消失 。 Jo 等人研究了 LCMO/ N dG aO3/ LCMO 磁隧道结在磁性层磁矩平行和反平行时的电阻 RAP 和 RP 以及磁阻率同温度的关 系, 结果表明 T >130 K 时 RAP 和 RP重合且随着温度的升高以 ex p[ ( T0/ T )1/ 4] 的行为 下降, 没有磁电阻效应 ;在温度小于 130 K 时 RA P和 RP 出现了差别, 表现出随着温度降低 而升高的磁电阻效应, 这一结果也得到其他实验的证实[ 40]。

图 15 　LCMO/ N dGaO3/ LCM O 磁隧道结不同 温度下 微分电 阻( dI/

dV) 与偏置电压的关系曲线( 箭头表示两 铁磁材料层 磁矩的 相对取向) ( Reproduced from Ref[ 42].)

研究还发现磁隧道结基底的性质也对磁隧道结的输运性质有很大的影响。 No rth 等 人[ 52]分别在( 110) L aAlO3 和( 110) NdGaO3 基底上采用 90°离轴溅射方法制作了磁隧道 结, 发现采用这种方法制备的磁隧道结较使用脉冲激光沉积法制作的磁隧道结表现出更 为强烈的低场磁电阻效应。 值得一提的 是 H wang 等 人利用 另外 一种 层状 结构 得到了 较 高的 低场 磁电 阻效 应[ 53]。 一薄的 扁平单晶 La2/ 3S r1/ 3M nO3( 厚度约 为 0 .1 mm ) 被 两长条 状软铁 磁材料 ( Mn, Z n) Fe3O4夹着, 外加磁场沿长轴方向 。 结果发现, 在居里点 Tc～ 310 K 以下, 新结 构的低场磁电阻效应得到了很大的增强。 这是因为软磁材料的应变场( stray field) 使得 LCMO 材料上感受到的磁场增大了 。我们则研究了薄膜系统, 利用 N iFe 合金代替( Mn, N n) Fe3O4 也获得了较好的结果, 因为 NiFe 合金是导体, 且具有很高的磁化率, 因而具有 独特的优点[ 54]。 当然, 沿这一方向有很多工作要做 。

4 　目前存在的一些问题和展望

对 CM R 及与此有关的丰富物理现象的研究仍然面临着许多挑战和新的课题 。 仅就 钙钛矿锰氧化物作为潜在的自旋电子学应用材料而言, 也还有一系列问题必须得到解决 。 由于这类氧化物中电子自旋极化率较具有巨磁电阻效应的铁磁性金属高, 展现了较高的 低场磁电阻效应, 近年对与自旋电子应用有关的物理问题的研究与努力并没有停止 。通 过上面对目前本领域研究现状的评述, 我们可以看到如下一些问题亟待解决 : ( 1) 这类氧化物仅在低温下才能保持较高的自旋极化率, 随着温度上升自旋极化率

迅速下降( 如图 7) 。必须提高高温甚至室温下系统的自旋极化率 。 ( 2) 多晶系统的低场磁电阻效应仅在较低温度下才较为显著, 室温附近这一效应较 弱。虽然通过本文所述的几类方法可以使得低场磁电阻获得增强, 但离实际应用要求尚 有差距。 仍然需要在寻找新的合成制备方法和新的氧化物体系方面付诸更多努力 。 ( 3) 锰氧化物自旋隧穿的物理机制问题 。对这一问题最新的研究工作揭示了半金属 锰氧化物系统的复杂性和层间界面性质的关键作用。 没有对这一问题的深刻认识, 锰氧 化物磁隧道结的制备与控制就没有扎实的物理基础。 在这方面, 表面科学技术应该发挥 更大的作用。 ( 4) 锰氧化物薄膜多层膜的制备技术及与硅集成问题 。由于锰氧化物物理性质对结 构的高度敏感性, 稳定可控的薄膜制备工艺是深入研究自旋隧道中自旋输运的前提, 与硅 技术的兼容性是自旋电子学应用的基本工艺问题。同时, 氧化物光刻技术的研究与开发 也是必须注意的问题。这一问题目前尚未得到重视 。 ( 5) 新的锰氧化物材料探索 。已经发现钙钛矿双层锰氧化物展现了较 ABO3结构更 优越的磁电阻性质, 特别是层状结构和高的居里点 。 Sr2FeMoO6氧化物也具有较为优越 的磁电阻特性。 但是, 由于这类材料制备方面的困难, 目前进展不大, 需要付诸更多的努 力。 应该指出, 虽然存在上述问题需要付诸更大努力, 钙钛矿锰氧化物低场磁电阻增强的 研究在近五年取得了很大的进展。 一批行之有效的低场磁电阻增强工艺方法被开发出来 并的确是卓有成效的。高质量的锰氧化物磁隧道结也已经制备成功 。与这些技术问题密 切相关的物理机制的研究也更加深入。 自旋隧穿和自旋散射机制已经确立在锰氧化物低 场磁电阻中的主导地位, 同时, 隧道结界面性质对磁电阻的巨大影响已经被人们认识, 这 一物理机制为锰氧化物 CMR 效应的物理研究注入了新的活力 。 致谢: 南京大学物理系邢定钰教授对本文提出了宝贵的修改意见。 作者所在研究组的于 昊、袁国亮 、杨颖 、王阳和姚晓燕等同学为本文的撰写提供了许多支持与帮助 。 参考文献

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LOW

-FIELD MAGNETORESISTANCE

OF PERVOSKITE MANGANITE

WANG K e_

feng, LI U Jun_

ming

( Laboratory of Sol id State Microst ructures, N anji ng Universi ty, N anji ng 210093, China)

Abstract:T he perovskite mang anites possessing hig h deg ree of spin polarization have been f ound to exhibit hig h mag netoresistance under low mag netic field w hich results f rom the spin_polarized t ransport bet ween g rains, and is named low_f ield mag netoresistance ( LF M R) . In this article we review t he major progress in this field, focusing on some theoretical models of L FM R and technical roadmaps t o enhance LFM R in manganites .T he st ruct ure and transport propert ies such as LFM R of the magnetic tunneling junctions using manganites are discussed .

Key words:pervoskite manganite ;low_field mag netoresistance ( LFM R) ;mag netic tuuneling junction( M T J)