Автореферат (1145325), страница 5

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

Текст из файла (страница 5)

Прималых напряженностях электрического поля (< 104V/cm) вольт-амперная зависимость является линейной.02468Время t (min)1012Рис. 7. Релаксация сопротивленияR пленки (a-C:H)84Cu16 послебыстрого нагрева от 77 K до 297 K.Толщина пленки 1.73 m, размерчастиц Cu – 4 nm.В этом режиме была исследована температурнаярелаксация проводимости, связанная с КЭС. Поскольку неупругий характер туннелированиячерездефектыипримесиувеличиваеттуннельнуюпрозрачностьбарьерамеждувысокопроводящими областями и увеличивает размер локализации КЭС с ростом температуры,то при быстром изменении температуры, когда структура КЭС не достигла равновесногосостояния, наблюдается релаксация проводимости к равновесному состоянию (Рис. 7).Влинейном вольт-амперном режиме было исследовано влияние отжига и найдено, что отжигуменьшает количество дефектов в матрице и количество локализованных состояний в17туннельных каналах между частицами, что ведет к падению прозрачности туннельных барьеровмежду КЭС и к уменьшению проводимости матрицы.При больших напряженностях электрического поля начинают проявляться эффекты,связанные с туннелированием электронов в зону проводимости матрицы и изменением размераКЭС, вызванным полем.

На пленке a-C:H(Cu) наблюдались переходы из изолирующегосостояния в проводящее при действии электрического поля. При этом группа изолированныхкластеров трансформировалась в один проводящий кластер. После выключения поляпроисходила релаксация и проводящий кластер переходил в первоначальное состояние группыизолированных кластеров.

Когда гранулированная пленка между контактами находилась всостояниипроводящегокластера,температурнаязависимостьсопротивленияносиламеталлический характер с большим остаточным сопротивлением. Обнаружены и исследованыпики проводимости на температурной зависимости тока при понижении температуры всильныхэлектрическихполях,обусловленныедекомпозициейкластероввсильномэлектрическом поле. Образованием КЭС объясняется также гистерезис вольт-амперныххарактеристик, наблюдаемый в сильных полях.8В этом же разделе исследованы температурныезависимости проводимости в равновесном режиме,6определяемые локализованными состояниями в матрице,через которые происходит процесс туннелированиясостоянийиспользованатеоретическаяnмежду КЭС.

Для нахождения числа локализованныхмодель,2связывающая стимулированное фононами неупругоерезонансноетуннелированиечерезцепочку0локализованных состояний в слое между туннельнымиконтактамистемпературнойпримесей имеет степенной вид [11]. Среднее числолокализованных состояний n между КЭС, которыеучастиев20зависимостьюпроводимости σ(T), которая при наличии в канале nпринимаютэлектронном4транспорте,определяется степенью температурных зависимостей  :n = [ -1 + (2 + 2 + 9)1/2]/2. Число n падает сувеличением концентрации частиц (Рис.

8) [А12, А16].При n → ∞ суммарная проводимость по всем каналам3040506070Концентрация металла x (at%)Рис.8.Среднеечислолокализованных состояний n втуннельныхканалахмеждукластерами в зависимости отконцентрации металлической фазыx в неотожженных пленках aSiO2(Co,Nb,Ta). Толщины пленок4.0 – 5.1 m, размеры частицсплава (Co,Nb,Ta) – 2 - 5 nm.σ переходит от режима резонансноготуннелирования к режиму прыжковой проводимости, определяемому законом Мотта.В разделе 5.4 рассмотрены диэлектрические свойства гранулированных структур. Воднокольцевом приближении диаграммного разложения (приближении случайных фаз) найденадиэлектрическаяпроницаемость,определяемаяполяризациейКЭС-структуры.18Действительная и мнимая части  линейно зависят от размеров КЭС. В областиперколяционного порога, где КЭС образует бесконечный проводящий кластер, наблюдаетсярезкоеповышениедиэлектрическойпроницаемости.Отношениемнимойчастикдействительной части диэлектрической проницаемости дается формулой [А22]"  Ec BT ln 1  exp' kT  ,(1)где B – температурно независимый коэффициент, Ec - энергия КЭС, отсчитанная от уровняФерми, T – температура.

Ниже порога перколяции измерения ε дают информацию обизмененияхразмеровпроводящихкластеров,которыеизменяютсяподдействиемэлектрического поля и температуры. В сильных электрических полях размеры кластеров растутвдоль направления электрического поля, что отражается в увеличении действительной части ε(Рис. 9).

Измерения произведены на частоте 1 MHz. Повышение температуры приводит к ростуразмера локализации КЭС и к увеличению диэлектрической проницаемости (Рис. 10).Температурные зависимости тангенса угла диэлектрических потерь объясняются термическимвозбуждением вышележащих уровней КЭС (Рис. 11). В этом разделе обсуждается такжеуменьшение диэлектрической проницаемости при отжиге, которое связано с уменьшениемколичества дефектов в матрице, приводящее к понижению туннельной прозрачности барьеровмежду металлическими частицами и к уменьшению размера локализации КЭС.1081.40.101.30.08' '/"/ '100'/ '-361.20.0641.10.0421.000481216Напряжение U (V)20Рис.9.Изменениедействительнойчастидиэлектрическойпроницаемости ∆ε/ε0 = (εε0)/ε0 с ростом подаваемого наконтакты напряжения U дляпленки(a-C:H)84Cu16.Толщина пленки 1.73 m,размер частиц Cu – 4 nm.120160200240280Температура T (K)320Рис.

10. Температурныеизмененияε/ε0дляпленки (a-C:H)84Cu16 принапряжении U = 0.25 V. ε0– действительная частьдиэлектрическойпроницаемости при T =142 K.0.02160200240280Температура T (K)320Рис.11.Температурнаязависимостьотношениямнимой и действительнойчастейдиэлектрическойпроницаемостиε/εдляпленки(a-C:H)84Cu16.Сплошная кривая построенапо формуле (1) модели КЭС сEc = 22.1 meV.В разделе 5.5 исследованы микроволновые свойства гранулированных структур ирадиопоглощающие покрытия [А21].

Эффективное поглощение электромагнитных волн19определяется большими значениями диэлектрических и магнитных потерь в гранулированныхструктурах. Магнитные потери обусловлены быстрым затуханием спиновых возбужденийнаночастиц 3d-металлов, которое происходит благодаря спин-поляризационному механизмурелаксации. Диэлектрические потери в области порогаперколяции определяются потерями, происходящими приполяризации электронов на КЭС. Пленки a-C:H(Co) быливыращены на поликоровых подложках и на кевларовойткани (Рис. 12). Размеры частиц Co составляли 2.2 - 3.5 nmна поликоровых подложках и 80 - 800 nm на кевларовойткани. Поглощение электромагнитных волн исследовалосьна незамкнутой микрополосковой линии и рупорнымметодом.НаизготовленыосновепроведенныхмногослойныетонкиеРис.

12. Покрытие толщиной1.2 µm на основе структуры aC:H(Co), напыленное на кевлар.Концентрация Co x = 60 at.%.исследованийширокополосныепоглощающие покрытия, содержащие слои a-C:H(Co,Ni), споглощением не менее 10 dB падающего электромагнитного16излучения в диапазоне частот 8 - 80 GHz (Рис. 13)Разработанныерадиопоглощающиепокрытия обладают преимуществами перед покрытиями,основанными на ферритах – по толщине, весу и частотнойширокополосности поглощения. В конце главы приведены12Потери L (dB)[А28,А46,А47].4ее основные результаты.В6главеисследованымагнитосопротивлениеферромагнитнымивспиновыйтранспортгранулированныхметаллическимимагнитосопротивление8гетероструктурпленкахнаночастицамии0204060Частота F (GHz)80игранулированнаяпленка / полупроводник.

В разделе 6.1 дана постановказадачи.0сРис. 13. Частотная зависимость5-слойного покрытия на основегидрогенизированного углеродас наночастицами Co и Ni.В разделе 6.2 изложены экспериментальные данные и теоретические модели эффектовотрицательногогранулированныхиположительногопленкахсмагнитосопротивленийферромагнитными(MR),металлическиминаблюдавшихсянаночастицами.вДляобъяснения отрицательного MR рассмотрена модель, в которой эффект MR объясняется спинзависимым резонансным туннелированием электронов через цепочку локализованныхсостояний между КЭС [А16].

Локализованные состояния образованы дефектами и примесямиаморфной матрицы и расщеплены внешним и внутренним магнитными полями и обменнымвзаимодействием с d(f)-электронами наночастиц. Наличие слаборасщепленных локализованныхсостояний в канале туннельной проводимости между КЭС приводит к отсутствию насыщенияMR в сильных магнитных полях в структурах с малыми концентрациями наночастиц, что20SiO2снаночастицамисплава(Co,Nb,Ta).структурах, находящихся в суперпарамагнитномсостоянии, который объясняется действием двухлокализованныхсостоянийдлиныцепочкимеждуКЭС2Плотность тока j (10MR при определенной концентрации наночастиц вУвеличение11.0000-3Обнаружен максимум величины отрицательногофакторов.10.00002A/cm )подтверждено экспериментально на структурах a-при30.100040.01000.00100.0001понижении концентрации наночастиц приводит (a)020406080Напряжение U (V)к уменьшению коэффициента s-s-туннелирования,Рис. 14.

Вольт-амперная зависимость вслучае инжекции электронов вполупроводникдляструктурыSiO2(Co)/GaAs с 71 at.% Co приразличных значениях магнитногополя: (1) H = 0, (2) 5 kOe, (3) 10 kOe,(4)15kOe.Hпараллельноповерхности пленки SiO2(Co).что ведет к увеличению MR, и (b) к ростувероятностинеупругоготуннелирующегоэлектрона,магнитосопротивление.Врассеяниякотороеэтомжеспинапонижаетразделерассмотрена теоретическая модель положительногоMR на основе s-d-обменной модели [5], в которойКЭС (s-система) связана обменным взаимодействиемсоспинамимагнитногонаночастицполяс(d-система).величиной100Действиебольшейполя480насыщения, упорядочивающего спины наночастиц,приводит к увеличению размера локализации КЭС.этихспин-упорядоченныхсостояний,которые становятся метастабильными после снятияполя, позволяет объяснить эффект положительногоIMRНаличие6040201MR [12,15].В разделе 6.3 исследован электронный спиновыйтранспорт и гигантское магнитосопротивление вгетероструктурахгранулированнаяпленка/полупроводник.

Характеристики

Список файлов диссертации