Автореферат (1145325), страница 4

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 4)

Локализованными электронными состояниями в матрице могут быть илиглубоко лежащие по энергии уровни (например, дефекты матрицы), или состояния термическиактивированной электронной шубы наночастиц, расположенные в зоне проводимости матрицы.В первом случае процесс спиновой релаксации гранул не зависит от температуры. Во второмсильная температурнаязависитотплотностилокализованныхэлектронных состояний в матрице, которые начастотахСВЧдиапазонаимеютвеличинурасщепления, равную энергии СВЧ кванта, и,вследствиеэтого,расположеныдалекоотгранул. При увеличении концентрации гранулувеличивается обменное расщепление уровнейлокализованных состояний, проистекающее отсоседних гранул, и эти состояния уже не вносятвклад в спин-поляризационную релаксацию. Этоприводиткуменьшениюмагнитоактивныхуровней в матрице, приходящихся на однугранулуикуменьшениюкоэффициентазатухания с ростом концентрации магнитныхнаночастиц.Уменьшениекоэффициентазатухания спиновых возбуждений с ростомконцентрации магнитных гранул, предсказанноетеоретически, а также уменьшение затухания,связанноеслокализованныхматрицепослеуменьшениемэлектронныхотжига,числасостоянийвнаблюдалось10f (GHz)зависимость.

Спин-поляризационная релаксацияКоэффициент затуханияслучае наблюдается864120230405060Концентрация наночастиц x (at.%)Рис.4.Коэффициентзатуханияспинволновыхвозбужденийfгранулированнойструктуры(aSiO2)100−x(Co0.4Fe0.4B0.2)x в зависимости отконцентрации металлической фазы x начастоте 4.8 GHz. 1 – без отжига, 2 – послеотжига при 400C.

Размеры наночастицCo0.4Fe0.4B0.2 – 2 – 5 nm. Сплошные линии–теоретическиезависимости,рассчитанные при среднем количествесоседей n = 5 и расстоянии 1.3 nm отграниц гранул до локализованныхсостояний в матрице SiO214экспериментально (Рис. 4) [А17].В разделе 4.3 рассмотрены коллективные спинволновые возбуждения в гранулированныхструктурах с магнитными наночастицами [А39, А48]. Распределение спиновой ориентациинаночастицпредполагалосьпроизвольным-отполностьюразупорядоченногодоферромагнитного при длине спиновой волны  много большей расстояния между частицами.Рассмотрение проведено в рамках модели Гейзенберга с магнитным дипольным и обменнымвзаимодействиями между спинами. Дисперсионные зависимости найдены для нормально икасательно намагниченных гранулированных структур путем решения обобщенных уравненийЛандау-Лифшица, усредненных по объему с размерами меньшими , и уравнениямагнитостатического потенциала.

Спиновая разупорядоченность приводит к существенномуизменению дисперсионных кривых спиновых волн и к появлению дополнительных ветвей продольных спинволновых мод, не наблюдаемых в ферромагнетиках.1.08В разделах 4.4 и 4.5 исследовались дисперсионныезависимостиспиновыхвозбуждений293 Kв1.06гранулированных структурах с учетом окружающихвлияющие на дисперсионную кривую спиновойwпеременных электромагнитных полей и факторы,1.04волны: проводимость гранулированной структуры,неоднородность магнитных параметров по толщине,1.0277 Kналичие близко расположенного слоя, имеющегоотличную от нуля проводимость с магнитнымихарактеристиками (намагниченность, коэффициентзатуханияспиновыххарактеристикИсследованиеволн),отличнымигранулированнойпроведенодляотструктуры.касательнонамагниченных структур в геометрии ДеймонаЭшбаха для поверхностной спиновой волны, которая,в общем случае, не является магнитостатической.Анализ главных факторов показал, что они по-1.000204060Концентрация Cu x (at.%)Рис.

5. Изменение w групповойскорости спиновой волны в YIGпленке (14 m) со слоем (aC:H)100−xCux толщиной 50 nm кгрупповой скорости ненагруженнойпленки YIG в зависимости отстепени вхождения наночастиц Cu (2– 3 nm) x при 77 K и при 293 K.разному изменяют форму дисперсионных кривых, что дает возможность определениямагнитных и электрических характеристик магнитных наноструктур [А48].

Решение задачиопределения этих характеристик из дисперсионных зависимостей спиновых волн (решениеобратной задачи) позволило развить метод спинволновой спектроскопии, теоретическоерассмотрение которого представлено в разделе 4.6, а схема измерений и экспериментальныезависимости - в разделе 4.7. В методе спинволновой спектроскопии образец гранулированнойструктуры помещался на пленку YIG, имеющей микрополосковые антенны для возбуждения иприема спиновых волн. Переменное магнитное поле поверхностной спиновой волны,15распространявшейсявпленкеYIG,1.04взаимодействовало с образцом, что приводило кизменениямдисперсионнойзависимости,1.0077KДля определения дисперсионных зависимостей игрупповыхскоростейиспользовалисьспиновыхамлитудно-частотныеwгрупповой скорости и затухания спиновой волны.0.96волнифазо-0.92393Kчастотные характеристики, которые снимались спомощью векторного анализатора Rohde-SchwarzZVA-40.Относительноескорости,измеряемоенаведенноготокаизменениепонагрупповойфазовомуприемнойантенне,vg(0) – групповые скорости, соответственно, собразцом и без образца.

Метод спинволновойприменендля25303540Концентрация Co x (at.%)сдвигуопределялось соотношением w = vg(s)/vg(0), где vg(s) испектроскопии293K0.88исследованияструктур a-C:H с наночастицами Cu, SiO2 с45Рис. 6. Изменение w групповойскорости спиновой волны в YIGпленке,взаимодействующейспленочными образцами (a-C:H)100−xCoxтолщиной 250 nm, в зависимости отконцентрации Co x при температурах77, 293 и 393 K. Размер частиц Co – 2 –3.2 nm.наночастицами Co, ZnO(Co), BaTiO3 с наночастицами Ni, a-C:H с наночастицами Co и структураморфного SiO2 с гранулами сплава Co86Nb12Ta2 [А11, А26, А36].

Генерация вихревых токов впроводящих гранулированных структурах, расположенных в области распространенияспиновой волны, приводит к увеличению ее групповой скорости (Рис. 5). Если гранулированнаяструктура содержит магнитные наночастицы, то при их малой концентрации вследствие спинполяризационной релаксации спиновых возбуждений [А14], наблюдается рост затуханияспиновой волны в пленке YIG и падение ее групповой скорости (Рис. 6).

При более высокихконцентрациях металлических наночастиц наступает область перколяционного порога, чтоприводит к росту проводимости образцов и к росту групповой скорости спиновой волны.Исследование дисперсионных кривых спиновых волн показало, что в структуре SiO2(Co)/GaAsоколо интерфейса спины наночастиц Co близки к ферромагнитному упорядочению, а околосвободной поверхности их спиновая ориентация является более хаотической [А39]. С помощьюметода спинволновой спектроскопии найдено, что в GaAs образуется проводящий слой ипленка SiO2(Co) около интерфейса имеет повышенную проводимость. В конце главыприведены ее основные результаты.5главапосвященаэлектронномутранспортувгранулированныхструктурахсметаллическими наночастицами и теоретической модели кластерных электронных состояний(КЭС). В этой же главе рассмотрены диэлектрические свойства гранулированных структур сметаллическиминаночастицами,поглощениеэлектромагнитногорадиопоглощающие покрытия.

В разделе 5.1 дана постановка задачи.излученияи16В разделе 5.2 рассмотрена теоретическая модель КЭС в структуре, состоящей из аморфнойматрицы и металлических наночастиц. Туннелирование электронов между частицами приводитк тому, что электроны, находящиеся вблизи уровня Ферми, делокализуются на группе частиц собразованием КЭС, волновая функция которого формируется из волновых функций электроновметаллических частиц (s-, p-электронов оболочек атомов) и волновых функций электроновлокализованных состояний (дефектов, примесей) в матрице [А15, А17, А22].

Характерныйразмер КЭС определяется коэффициентом туннелирования электрона между частицами ираспределением глубин потенциальных ям, образованных разбросом электрических емкостейчастиц при нахождении на них электрона, и ниже порога перколяции может быть описанмоделью локализации Андерсона [10]. Ниже порога перколяции КЭС имеют ограниченныеразмеры и определяют области проводимости в гранулированной структуре. Так как согласно[11] существенную роль при туннелировании играют процессы неупругого резонансноготуннелирования в каналах, содержащих локализованные состояния в аморфной матрице,размеры КЭС будут зависеть от температуры. Выше порога перколяции размеры КЭСстановятсянеограниченнымииКЭСобразуетбесконечный проводящий кластер.70гранулированныхструктурахнаночастицами:насметаллическимипленкахаморфногогидрогенизированного углерода a-C:H с наночастицамиCo и Cu и на пленках аморфной двуокиси кремния aSiO2 с наночастицами сплава Co86Nb12Ta2 [А22].Проводимостьопределяетсягранулированнойсовокупностьюструктурыканалов,σкоторыеСопротивление R (M)В разделе 5.3 исследован электронный транспорт в605040302010включают в себя проводящие области с КЭС и областисбольшимсопротивлением,являющимисядиэлектрическими прослойками между КЭС.

Характеристики

Список файлов диссертации