Диссертация (1145326), страница 42
Текст из файла (страница 42)
На втором этапе проводилось уточнение положения минимума при добавлении па(B)раметров σ0 , α0 с собственными функциями (4.68). Программа расчета реализована наFortran PowerStation 4. Процедура подгонки теоретических кривых к экспериментальнымзначениям показала, что пленки SiO2 (Co) являются неоднородными по толщине. Для толстых пленок (Рис. 4.30, d = 600 nm) наилучшее соответствие получено при параметрахразориентации спинов ξ = 0.76, ζ = 0.28 около свободной поверхности и ξ = 0.97, ζ =0.92 вблизи интерфейса с GaAs. Т.е. спины наночастиц около свободной поверхности име20921Spin wave frequency F (GHz)2019qhxqhxd18GaAs17161502040Angle of incidence60(degrees)Рис.
4.31: Дисперсионные кривые поверхностных спиновых волн, распространяющихся впленке (SiO2 )100−x Cox толщиной 120 nm с концентрацией Co x = 80 at.%. Внешнее магнитное поле H = 3 kOe, намагниченность насыщения 4πM = 7.85 kOe. hx – профильx-компоненты переменного магнитного поля спиновой волны. (Экспериментальные данные получены А. Сташкевичем.)210ют более разупорядоченную ориентацию, чем вблизи интерфейса, где спины близки к(B)ферромагнитному порядку. Усредненная по толщине пленки удельная проводимость σ0меньше 1·102 (Ω · cm)−1 .
При выбранной процедуре подгонки наилучшее приближениеполучалось при обменной константе α0 = 0. Начало дисперсионных ветвей определяется слоем SiO2 (Co) с максимальной намагниченностью 4πM ζ(0), расположенным вблизиинтерфейса.Исследование спиновых волн в тонких пленках (Рис. 4.31, d = 120 nm) лучше подходит для выявления тонких слоев в самих пленках и проводящих слоев в подложке GaAs,так как нахождение изменений формы дисперсионной кривой, зависит от относительногосоотношения толщин магнитной пленки и слоя. Наилучшее соответствие между теоретическими и экспериментальными значениями получено при следующих параметрах: параметры разориентации спинов около свободной поверхности пленки ξ = 0.72, ζ = 0.17 ивблизи интерфейса ξ = 1.0, ζ = 1.0.
Удельная проводимость пленки SiO2 (Co) равна 2·103(Ω · cm)−1 и проводящего слоя в GaAs вблизи интерфейса 1.1·105 (Ω · cm)−1 . Толщинапроводящего слоя в GaAs составляет около 15 nm.Необходимо отметить, что для подгонки теоретических кривых к экспериментальнымзначениям использовался простейший, линейный профиль изменения параметров по толщине в разложении (4.62). Лучшее соответствие между теоретическими и экспериментальными значениями может быть получено при более сложных функциях изменения параметров по толщине пленки. Тем не менее, применение линейного профиля измененияпараметров при исследовании дисперсионных кривых спиновых волн, распространяющихся в пленке SiO2 (Co), показало, что спины наночастиц Co вблизи свободной поверхностиболее разупорядочены, чем вблизи интерфейса.
Сопоставление удельных проводимостейтолстых и тонких пленок с примерно одинаковыми концентрациями Co (x = 83 at.% и 80at.%, соответственно) привело к выводу, что тонкие пленки имеют значительно более высокую проводимость. На основе этого можно сделать заключение, что в пленке SiO2 (Co)около интерфейса образуется слой с большей проводимостью, в котором спины наночастицCo близки к ферромагнитному упорядочению. В подложке GaAs образуется проводящийслой.
Причина ферромагнитного упорядочения вблизи интерфейса может быть связана собменным взаимодействием типа RKKY между частицами Co через электроны проводимости GaAs [161, 162] и со спин-орбитальным взаимодействием на интерфейсе, приводящимк анизотропии.4.8ВыводыВ данной главе получены следующие результаты.(1) Спиновые возбуждения в структурах с наночастицами (гранулированных структу211рах) значительно отличаются от спиновых возбуждений, рассмотренных в главе 3. Спектрспиновых возбуждений гранулированной структуры с ферромагнитными металлическими наночастицами в аморфной матрице состоит из спинволновых возбуждений гранули спин-поляризационных возбуждений. При спин-поляризационных возбуждениях изменение направления спина гранулы сопровождается переходом электрона между двумяподуровнями расщепленного локализованного состояния в матрице и изменением поляризации этого локализованного состояния.
Благодаря этому механизму, названному спинполяризационной релаксацией, гранулированные структуры обладают аномально большим коэффициентом затухания спиновых возбуждений и большой шириной линий ∆HФМР. Спин-поляризационная релаксация значительно превышает собственную релаксацию модели Гейзенберга с обменным и магнитным дипольным взаимодействиями.(2) Спин-поляризационная релаксация зависит от числа локализованных электронных состояний в матрице. На частотах СВЧ диапазона обменно расщепленные уровни электронов локализованных состояний в матрице, которые участвуют в спин-поляризационнойрелаксации, имеют величину расщепления, равную энергии СВЧ кванта, и, вследстие этого, расположены далеко от гранул. При увеличении концентрации гранул увеличиваетсяобменное расщепление уровней локализованных состояний, проистекающее от соседнихгранул, и эти состояния уже не вносят вклад в спин-поляризационную релаксацию.
Этоприводит к уменьшению магнитно активных уровней в матрице, приходящихся на однугранулу и к уменьшению коэффициента затухания с ростом концентрации магнитных гранул. Экспериментальное подтверждение уменьшения коэффициента затухания спиновыхвозбуждений с ростом концентрации магнитных гранул наблюдалось на гранулированныхпленках a-SiO2 с наночастицами сплава (Co0.4 Fe0.4 B0.2 ) и с наночастицами Co. На структурах a-SiO2 (Co0.4 Fe0.4 B0.2 ) наблюдалось уменьшение коэффициента затухания, связанноес уменьшением числа локализованных электронных состояний в матрице после отжига.(3) Локализованными электронными состояниями в матрице могут быть или глубоко лежащие по энергии уровни (например, дефекты матрицы), или состояния термически активированной электронной шубы гранулы.
В первом случае процесс спиновой релаксациигранул, осуществляемый через спин-поляризационные возбуждения (спин-поляризационнаярелаксация), не зависит от температуры. Во втором случае наблюдается сильная температурная зависимость. Экспериментальные исследования затухания были проведены методом спинволновой спектроскопии на гранулированных структурах аморфного гидрогенизированного углерода a-C:H с наночастицами Co (локализованные состояния термическиактивированной электронной шубы гранулы) и на структурах аморфного SiO2 с гранулами Co86 Nb12 Ta2 (глубоко лежащие по энергии уровни локализованных состояний).
Этиисследования подтвердили характер зависимостей затухания от температуры.212(4) Спин-поляризационная релаксация должна наблюдаться в широкой частотной полосе.Оценки для гранулированных структур с наночастицами кобальта показывают, что ширина диапазона, где должна проявляться спин-поляризационная релаксация, покрываетсантиметровые, миллиметровые и субмиллиметровые диапазоны длин волн.(5) Спиновая разупорядоченность в гранулированных структурах приводит к существенному изменению дисперсионных кривых спиновых волн и к появлению дополнительныхветвей.
В рамках модели Гейзенберга с магнитным дипольным и обменным взаимодействиями между спинами развита теория длинноволновых спиновых волн и найдены дисперсионные кривые спиновых волн в зависимости от параметров порядка в неупорядоченных магнитных системах. Влияние магнитного разупорядочения на дисперсионныесоотношения спиновых волн рассмотрено на примере нормально намагниченной пленки икасательно намагниченной пленки в геометрии Даймона-Эшбаха. Найдено, что в неупорядоченных магнитных системах появляются продольные спинволновые моды. Продольныемоды характеризуются изменением плотности магнитного момента. В ферромагнитно упорядоченных структурах продольные моды вырождены и не наблюдаются.(6) Рассмотрено экспериментальное подтверждение существования продольных спинволновых мод, проявляющееся в появлении второго пика в спектре ФМР.
Эта двухпиковаяструктура спектра ФМР, наблюдаемая в магнитных нанокомпозитах, может быть объяснена возбуждением обычных спиновых волн, для которых характерно синфазное вращениеспинов, и продольных спинволновых мод.(7) Проводимость гранулированных структур влияет на спиновые волны. Генерация вихревых токов в проводящих структурах, расположенных в области распространения спиновых волн, приводит к изменению их дисперсионных характеристик.(8) Анализ главных факторов, влияющих на дисперсию спиновых волн: (a) проводимостьгранулированной структуры, (b) неоднородность магнитных параметров по толщине, (c)наличие проводящего слоя вблизи гранулированной структуры, (d) наличие слоя вблизигранулированной пленки, магнитные характеристики которого отличны от характеристикпленки, показал, что они по-разному изменяют форму дисперсионных кривых, что даетвозможность определения магнитных и электрических характеристик магнитных наноструктур.
Решение задачи определения этих характеристик из дисперсионных зависимостей спиновых волн позволило развить метод спинволновой спектроскопии.(9) Метод спинволновой спектроскопии применен к структурам a-C:H(Cu), SiO2 с наночастицами Co, ZnO(Co), BaTiO3 с наночастицами Ni, a-C:H с наночастицами Co и к структурам аморфного SiO2 с гранулами Co86 Nb12 Ta2 .
Развитый метод применен к анализуэкспериментальных спинволновых дисперсионных зависимостей структур, состоящих из213пленки SiO2 с наночастицами Co на подложке GaAs. Из формы дисперсионных кривыхповерхностных спиновых волн найдено, что в пленке около интерфейса спины наночастицблизки к ферромагнитному упорядочению, а около свободной поверхности их спиноваяориентация является более хаотической. Обнаружено, что в GaAs образуется проводящийслой и пленка SiO2 (Co) около интерфейса имеет повышенную проводимость.214Глава 5Кластерные электронные состояния,электронный транспорт идиэлектрические свойства структур сметаллическими наночастицами5.1Постановка задачи и краткое содержание 5 главыЭлектронный транспорт в гранулированных структурах с наноразмерными металлическими частицами (гранулами) в изолирующей матрице обладает рядом свойств, существенно отличающих эти структуры от объемных аморфных и кристаллических материалов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
