Теория транспортных свойств реальных многослойных систем, страница 6

При наличии примеси отличие распределения Ферми отступеньки приводит к размазыванию резонансных кривых и, послеинтегрирования по энергии, - к уменьшению амплитуды обменноговзаимодействия, что и наблюдалось в экспериментах. На Рис. 3.4представлены температурные зависимости J для разных толщин барьера.Среди немногих экспериментов по измерению величины межслойногообменного взаимодействия в магнитных туннельных контактах в [14] длясистемы Fe/Si/Fe(001) была найдена необычно большая амплитудаантиферромагнитного обмена, ≈ 2эрг/см2. Для того, чтобы воспроизвестиэтот результат в рамках нашей модели, мы произвели расчеты для высоты31барьера U b = 0.3 эВ, принятой для Si.

Для толщины барьера d = 5 Ǻ такоезначение J получается дляпримесей однороднораспределенныхРис. 3.4.Зависимостьмежслойногообменноговзаимодействиятемпературы для разных толщин барьерного слоя.отвнутри барьера с концентрацией ~1% и одноэлектронными уровнямивблизи энергии Ферми. Для толщины барьера d = 10 Ǻ то же значениеконстанты обмена получается при концентрации примесей ~12 %.Полученные значения параметров представляются реалистическими,поскольку сильная диффузия атомов Fe в Si-барьер создает высокуюконцентрацию примесей и эффективно понижает высоту барьера.Сделанные выводы о том, что наличие дефектов или примесей вбарьере способно поменять знак межслойного обмена и увеличить егоамплитуду в десятки раз, подтверждаются первопринципными расчетами, всистеме, в которой ферромагнитные слои Fe были разделены пятью слоямиMgO. Наличие O-вакансий приводит к изменению знака эффективногообмена.Глава 4.

Эффект гигантского электросопротивления в многослойныхструктурах с сегнетоэлектрическими слоями.Подобно явлению ГМС, заключающемуся в существенном изменениисопротивления системы при “переключении” магнитной конфигурации, вмногослойных системах с сегнетоэлектрическими слоями возможно заметное32изменениесопротивленияприизмененииполяризациисегнетоэлектрического слоя [15], что позволяет использовать устройства ссегнетоэлектрическими слоями в микроэлектронике.

Экспериментальные итеоретические работы последних лет показали, что спонтанная поляризациясегнетоэлектрических пленок может сохраняться вплоть до толщин внесколько монослоев. В сегнетоэлектриках со структурой перовскитаполяризация наблюдалась в нанопленках [16]. Первопринципные расчетыполяризации пленки, помещенной между двумя электродами, подтверждаютэти наблюдения.В диссертациивыполненымодельные исследования изменениясопротивления в такой системе при переключении направления поляризациисегнетоэлектрика.Высказывалосьпредположение,чтопричинойпереключения сопротивления служит асимметрия правой и левой границмежду сегнетоэлектрическим слоем и слоями проводников, которые вэкспериментах, где наблюдался этот эффект были различными.

Тем не менее,теоретическийанализмеханизмапереключениясопротивлениянепроводился до наших работ. Показано, что изменение сопротивленияобусловлено изменением потенциального профиля (дна проводящей зоны).Приведем расчет потенциального профиля для более сложной, чемупомянутая трехслойная система – системы, в которой между слоемсегнетоэлектрикаиферромагнитнымэлектродомпомещенслойнемагнитного металла (Рис. 4.1). Мы выбираем такую систему, поскольку –как будет ясно из нашего анализа – изменение проводимости происходит васимметричных системах, и асимметрия может быть, в частности, созданадополнительным слоем металла или диэлектрика, помещенного рядом ссегнетоэлектрическим слоем.33ϕ ( −b )εlϕ ( 0)ε I ,Cϕ (a )εfεrCFEFM lFM ryz = -bz=0z=aРис.

4.1.Потенциальный профиль, возникающийэкранирования поляризационных зарядов.вследствиеРассчитаем потенциал для случая, когда к сегнетоэлектрику (0 < z < a )слева (− b < z < 0) примыкает проводящий слой (Рис.4.1), который обозначимкак С. Потенциал в проводящих слоях будем искать как решение уравнения,определяющего экранированный потенциал в приближении Томаса-Ферми: ∂2 2 − λ2j ϕ ( y ) = 0 ∂yгде длина экранирования λ−j 1 зависит от слоя j = l , C , r .сегнетоэлектрика потенциал зависит линейно от координаты z :(4.1)Вϕ f ( y) = α y + βслое(4.2)В металлических слоях выберем следующие решения уравнения (4.1):34ϕ ( y ) = wl exp(λl ( y + b) ),ϕ ( z ) = x ⋅ exp(λ2 y ) + y ⋅ exp(− λ2 y ),ϕ ( z ) = wr exp(− λr ( y − a ) ),y < −b−b< y <0(4.3)y>aНеизвестные α , β , x, y , wl , wr ищутся из следующих условий: во-первых, триуравнения выражающие условие непрерывности потенциала на трехграницах, z = −b, 0, a : wl − x ⋅ exp( −b λ2 ) − y ⋅ exp(b λ2 ) = 0− β + x + y = 0a ⋅ α + β − wr = 0Во-вторых,намизвестенсегнетоэлектрика, именно,ε f ⋅ ( −α ) − ε r ⋅ l r ⋅ wr = Pfε ⋅ ( −α ) − ε ⋅ ( −λ ⋅ x + λ ⋅ y ) = Pl22f f(4.4)скачоквектораD = ε E награницах( z = a)(4.5)( z = 0)где Pf - поляризация сегнетоэлектрика.В-третьих, потребуем, чтобы суммарный экранирующий заряд впроводящих слоях был равен нулю: ∂ϕ ( y )Q1 = ε l −∂yy =− b ∂ϕ ( y )− −∂y + ε 2  − ∂ϕ ( y )∂yy = −∞ y =0 ∂ϕ ( y )− −∂y +y = − b (4.6) ∂ϕ ( y )∂yε r −y =∞ ∂ϕ ( y )− −∂y = 0y =a  Шесть уравнений (4.4 – 4.6) позволяют найти параметрыопределяющие потенциал.Рассчитанныйпотенциалдобавляетсякпрямоугольномупотенциальному профилю многослойной системы.35В диссертации исследовано изменение сопротивления трехслойнойсистемы M1/СЭ/M2 при переключении поляризации (соответствующийпотенциал может быть найден с помощью предельного перехода b → 0 ) [4.4].Экспоненциальная добавка к потенциалусоздаваемая в проводникеэкранирующими зарядами может, в зависимости от направленияполяризации эффективно увеличить или уменьшить ширину барьера в томслучае, если длина экранирования в одном из электродов достаточно велика(Рис.

4.2), что в свою очередь предполагает малую ширину зоны. Впростейшей теории Томаса-Ферми длина экранирования δ связана с Фермивектором электронного газа k F какkF =πa 04δ 2(4.7)a 0 - радиус Бора. Подчеркнем, что именно различие в длинах экранированияприводит к асимметричной форме потенциала ϕ (z ) , следствием чего являетсяразница в сопротивлении для двух противоположных направленийполяризации сегнетоэлектрика.Рис. 4.2.Потенциальный профиль в системе M1/СЭ/M2 с учетом поляризациисегнетоэлектрика и экранирующего потенциала в проводниках.Для расчета проводимости G , отнесенной к площади сечения системыA была использована формула Ландауэра,2G 2e 2 d k||=T ( E F , k|| )Ah ∫ ( 2π ) 2(4.20)36где e - заряд электрона, h - постоянная Планка, T ( E F , k || ) - вероятностьтуннелирования электрона на уровне Ферми через сегнетоэлектрическийбарьер, k || - составляющая волнового вектора, параллельная слоям.Расчет проводимости был проведен для параметров, характерных длясегнетоэлектриковсоструктуройтипаперовскита,ε ~ 2000.0 ε 0 ,Pf ~ 50 мкКл/см2, высота барьера U = 0.5 эВ.

Энергия Ферми правогопроводника принималась равной E F = 3.5 эВ, что является характернымзначением для хороших металлов. На Рис. 4.3а представлены результатырасчета как функции длины экранирования δ1 в левом электроде.Зависимости ϕ1 ≡ ϕ (0)иϕ 2 ≡ ϕ (d )(Рис. 4.3а) показывают быстроеувеличение асимметрии потенциала с ростом δ1 для малых значений δ 1 .Помимо увеличения ширины барьера, о чем говорилось выше, изменяется иего высота, которая для одного направления поляризации равнаU + (ϕ 1 − ϕ 2 ) 2 , а для другого, U + (ϕ 2 − ϕ 1 ) 2 .

Таким образом, проводимость длянаправленияполяризациисегнетоэлектрика«влево»оказываетсязначительно меньшей, чем для противоположного направления поляризации.Зависимость G L A , G R A от δ 1 в логарифмическом масштабе представлена наРис. 4.3b. Их отношение показано на Рис.4.3с. Видно, что для симметричногопотенциала, ϕ1 = ϕ 2 (для δ 1 = δ 2 ) проводимости равны, G L = G R , а с ростомасимметрии отношение G R G L быстро увеличивается. Одним из возможныхкандидатов на роль проводника с большой длиной экранирования можетслужить SrRuO3, длина экранирования в котором равна δ 1 =0.6 нм.

Как видноиз Рис. 4.3с, для такого значения δ 1 расчеты дают GR GL ~ 4 .Интересно было исследовать отношение G R G L как функцию толщиныслоя сегнетоэлектрика. Эти результаты, как и зависимость G R G L отполяризации сегнетоэлектрика, представлены на Рис. 4.4. Отметим, чтопроводимость экспоненциально падает с толщиной барьера.37Рис. 4.3.Амплитуды экранирующих потенциалов и отношение проводимостей какфункции длины экранирования в одном из электродов.Рис.

4.4.Отношение проводимостей GR GL как функция толщины барьера (a) иполяризации сегнетоэлектрика (b).Описанный эффект позволяет изменять поляризацию спинового тока,если ток инжектируется из магнитного узкозонного проводника через слойсегнетоэлектрика в немагнитный проводник.38Рис. 4.5Полная проводимость (a) и спиновая поляризация инжектированного тока втуннельном контакте МП/С/НП как функция высоты потенциальногобарьера U (a,b) и энергии Ферми (с) для противоположных направленийполяризации (индексы R и L) сегнетоэлектрического слоя толщиной d=3нм.Для (a) и (b) E F − V1↑ = 0.06 эВ и V1 = V2 ; для (c) U=0.5 эВ иV2 − V1↑ = 0.025 эВ.В качестве узкозонного ферромагнетика могут быть взятыферромагнитные полупроводники [17] или разбавленные магнитныеполупроводники [18].

На Рис. 4.5 представлена полная проводимость испиновая поляризация тока для трехслойнойсистемы магнитныйполупроводник/сегнетоэлектрик/немагнитный полупроводник. Обменноерасщепление зоны проводимости задается с помощью зависящего от спинапотенциала,V1σ = V1 ±1∆ exch .2Эффективныемассыэлектронавполупроводниках принимались равными 0.2m0 , обменное расщепление∆ exch = 0.05 эВ.Если оба электрода представляют собой магнитные полупроводники,то переключение поляризации приводит и к заметному изменению ГМС втакой системе.Основные результаты и выводы.1. Разработан метод построения симметричной одночастичнойфункции Грина магнитной многослойной системы с произвольнойориентацией намагниченности магнитных слоев и произвольным числомслоев.392.

Разработан метод построения одночастичной функции Гринасегментированного магнитного нанопровода с сегментами разного радиуса иколлинеарной ориентацией намагниченности ферромагнитных сегментов.3. Исследованы транспортные свойства магнитного сегментированногонанопровода с зависящим от спина рассеянием электронов на боковойповерхности провода. Найдены условия, при которых рассеяние электроновна боковой поверхности может как усиливать, так и подавлять ГМС.4. Описан эффект спиновой блокады в магнитном сегментированномнанопроводе с сегментами разного радиуса. На основе эффекта спиновойблокады предложено вентильное устройство, пропускающее поляризованныйпо спину ток при параллельной ориентации намагниченностей магнитныхсегментов и полностью запирающее проводимость при антипараллельнойконфигурации.5.Исследованапроводимостьмагнитнойсистемыферромагнетик/барьер с пинхолом/ферромагнетик в случае высокогопотенциального барьера.