Автореферат (1145325), страница 6
Текст из файла (страница 6)
Экспериментальные исследованиябыли проведены на образцах, содержащих пленкиSiO2 с наночастицами Co, выращенных на подложкахn-GaAs (SiO2(Co)/GaAs) и n-Si (SiO2(Co)/Si), и наобразцах, содержащих пленки TiO2 с подслоями016023200 240 280 320Температура T (K)360Рис.
15. Температурные зависимостиIMR для структуры SiO2(Co)/GaAs с x= 71 at.% Co в касательном магнитномполе H = 10 kOe при приложенныхнапряжениях: (1) U = 40 V, (2) 50 V,(3) 60 V, (4) 70 V. Сплошные линии –теоретические кривые.островков Co на подложках n-GaAs (TiO2(Co)/GaAs). В гетероструктурах SiO2(Co)/GaAs(толщины пленок SiO2(Co) составляли от 81 до 600 nm, размеры частиц Co – 2.7 – 4.5 nm)наблюдался эффект гигантского инжекционного магнитосопротивления (IMR) – в магнитномполе наблюдалось резкое уменьшение протекающего тока [А20, А24, А35, А50]. В области21развития лавинного процесса (U > 55 V) величина IMR достигала наибольших положительныхзначений (Рис.14). Эффект IMR обладал температурно-пиковым характером.
Температурнаялокализация эффекта зависела от концентрации Co и сдвигалась приложенным электрическимполем (Рис. 15). Для гетероструктур SiO2(Co)/GaAs с 71 at.% Co значение IMR достигало 1000(105%) при комнатной температуре, что на два-три порядка выше максимальных значенийгигантского магнитосопротивления (GMR) в магнитных металлических мультислойныхструктурах и туннельного магнитосопротивления (TMR) в структурах на основе магнитныхтуннельныхконтактов.Сдругойстороны,длягетероструктурSiO2(Co)/Siмагнитосопротивление очень мало (4%), а для пленок SiO2(Co) оно имело отрицательныевеличины.
На температурной зависимости плотности тока инжекции j для структурыSiO2(Co)/GaAs в области существования эффекта IMR наблюдалась особенность в виде провалаНа образцах TiO2(Co)/GaAs эффектинжекционногомагнитосопротивлениязначительноменеевыражен.былСтруктурагранулированной пленки и полупроводника вблизиинтерфейсапленка/полупроводникопределенаметодами малоуглового рентгеновского рассеяния,рефлектометрии поляризованных нейтронов (PNR),малоуглового рассеяния синхротронного излучения вскользящей геометрии (GISAXS), Бриллюэновскогорассеяния, спинволновой спектроскопии [А30-А32,Плотность тока j (10 -3 A/cm 2 )(Рис. 16).А34, А37, А39, А40, А43].Объяснениеэффекта2.011.020.0160200240280320360Температура T (K)IMRоснованонатеоретической модели лавинного процесса, которыйзапускается3.0электронами,прошедшимиРис.
16. Температурные зависимостиплотности тока инжекции j дляSiO2(Co)/GaAs с концентрацией Co 71at.% при напряжении U = 70 V. (1) Вотсутствии магнитного поля, (2) вмагнитном поле H = 10 kOe. HпараллельноповерхностипленкиSiO2(Co).спин-зависимый потенциальный барьер в обогащенномслое в полупроводнике вблизи интерфейса, иконтролируется магнитным полем путем изменениявысоты и прозрачности этого барьера [А25, А50].Формирование обогащенного электронного слоя в(eff)приближениисамосогласованногополя.Спин- JJ0J0зоне проводимости полупроводника рассмотрено в=+J0J0J0+зависимый потенциальный барьер в обогащенномслоеобразуетсявзаимодействиюблагодарямеждуобменномуэлектронамиобогащенного слоя в полупроводнике и dэлектронамиCo.ЭффективноеобменноеРис.17.Эффективноеобменноевзаимодействие J(eff), выраженное череззатравочноеJ0,воднокольцевомприближении по электронным функциямГрина со спином ↑ и ↓.22взаимодействие и спин-зависимый потенциальный барьер для инжектированных электроновнайдены в однокольцевом по электронным функциям Грина приближении диаграммногоразложения (Рис.
17). Наличие локализованных электронных состояний в обогащенном слоеприводиткмаксимумамвысотыбарьерана80Действие спин-зависимого потенциального барьераусиливаетсярассеяниемобменно-расщепленныхэлектроновуровняхназадквантовойнаямы(обогащенного слоя), образованной в интерфейснойобласти полупроводника, и накоплением заряда вяме. Большие величины IMR при наличии лавинногопроцесса объясняются тем, что в результате ударнойионизации, запускаемой прошедшими через барьерэлектронами, образуются дырки, которые двигаютсяв направлении барьера и аккумулируются в егообласти. Присутствие дырок в области барьерапонижает его высоту, что увеличивает электронныйток, проходящий через барьер.
Рост электронноготока, в свою очередь, приводит к увеличениюконцентрации дырок в барьерной области и т.д.Благодарясформировавшейсяположительнойобратной связи, незначительные вариации высоты иВысота барьера W (meV)температурной зависимости (Рис. 18).= 0.21 eV60400.23 eV200.25 eV0160200240280320Температура T (K)360Рис.
18. Температурные зависимостивысоты потенциального барьера Wдля структуры гранулированнаяпленка/полупроводникдляразличныхзначенийразностихимическихпотенциаловнаинтерфейсе ∆µ = 0.21; 0.23; 0.25 eV.Концентрация электронов n0 вполупроводнике равна 1·1015cm−3 приT = 300 K.прозрачности барьера приводят к большим изменениям протекающего тока. В теоретическоймодели рассмотрено распределение электрического поля до порога лавинного процесса иизменение поля в каналах тока при развитии лавины.
Рост электронного тока сопровождаетсяобразованием слоя с большой напряженностью электрического поля вблизи области барьера.Такое перераспределение электрического поля уменьшает порог наступления лавинногопроцесса, делая его более вероятным в слое с сильным электрическим полем. Приложенноемагнитное поле уменьшает прозрачность барьера и увеличивает его высоту, что ведет кпонижению кинетической энергии инжектированных электронов, подавляя наступлениеударной ионизации и уменьшая концентрацию дырок.
Развитая модель объясняет наблюдаемыеэкспериментальные результаты и температурно-пиковый характер эффекта IMR. МаксимумыIMR пиков соответствуют одиночному обменно-расщепленному уровню в обогащенном слое.Ширина температурных пиков обратно пропорциональна поверхностному распределениючастиц Co на интерфейсе. В противоположность этому, в структурах SiO2(Co)/Si обогащенныйслой имеет малую толщину без локализованных состояний, является туннельно-прозрачным ине влияет на протекающий ток.232.5В этом же разделе представлены характеристики72 V2высокочувствительных магнитных сенсоров на основе2.0IMR-эффекта в гетероструктурах SiO2(Co)/GaAs (Рис.IMRэффектанаструктурысдругимиполупроводниками.
Гетероструктуры ферромагнетик /полупроводник с квантовыми ямами, содержащими68 VIMR ( )19) [А50]. Исследована возможность распространенияH1.576 V1.084 V0.5спин-поляризованные локализованные электроны вполупроводникерассматриватьсяоколокакинтерфейса,перспективныемогуткомнатно-температурные спиновые инжекторы.
При развитиилавинного процесса эти гетероструктуры, содержащиедырочныеловушкивобластиспин-зависимогопотенциального барьера в квантовых ямах, могутприменяться как эффективные магнитные сенсоры [А38,0.00246Магнитное поле H (Oe)Рис.19.Зависимостимагнитосопротивления IMR отприложенного магнитного поляHдлягетероструктурыSiO2(Co)/GaAs с 71 at.% Co приразных напряжениях на образце.А41]. В конце главы приведены основные результаты,полученные в 6 главе.В Заключении приводятся основные результаты работы.ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ1. Построены диаграммные разложения для квантовых систем с внутренней Ли-групповойдинамикой.
Диаграммная техника основана на разложении производящего функционала длятемпературных функций Грина, определяемого через дифференциальные функциональныеуравнения. Решения дифференциальных функциональных уравнений найдены в форме рядов,члены которых соответствуют диаграммам. Преимуществом развитой диаграммной техникиявляется возможность нахождения эффективных кластерных аппроксимаций для моделей ссильными локальными взаимодействиями.
Диаграммная техника обобщена на квантовыемодели на топологически нетривиальных многообразиях. Топологическая нетривиальностьмногообразия, на котором действует квантовая система и выражающаяся в нетривиальныхкогомологиях, приводит к существованию новых квазичастиц и дополнительных возбуждений.2. На основе развитой диаграммной техники получено диаграммное разложение для спиновойсистемы, описываемой моделью Гейзенберга с обменным и магнитным дипольнымвзаимодействиями с внутренней динамической группой Ли Spin(3).
Выведены обобщенныеуравнения Ландау-Лифшица. Благодаря дальнодействующему характеру, относительно слабоемагнитное дипольное взаимодействие трансформирует спинволновой спектр в спектрдискретных мод, зависящий от размерности и формы ферромагнитного образца.3. Установлено, что в рамках рассматриваемой модели Гейзенберга с обменным и магнитнымдипольным взаимодействиями магнитное дипольное взаимодействие дает главный вклад в24релаксацию длинноволновых спиновых волн и однородной прецессии в ферромагнитномобразце по сравнению с обменным взаимодействием.
Благодаря магнитному дипольномувзаимодействию, собственное затухание спиновых волн определяется диаграммами воднокольцевом приближении, которое соответствует распаду и слиянию двух спиновых волн.Обменное взаимодействие дает нетривиальный вклад в затухание только в двухкольцевомприближении и этот вклад является малым. Найдено, что затухание уменьшается с увеличениемвеличины магнитного поля и растет пропорционально увеличению температуры. Обнаружено,что в ферромагнитных пленках наноразмерной толщины при толщине пленки меньшейопределенного значения запрещен процесс слияния спинволновых мод и должны наблюдатьсяслабозатухающие спиновые волны.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
