Диссертация (1145326), страница 53
Текст из файла (страница 53)
Рассмотрение этого взаимодействиямежду КЭС и d-системой, которое позволяет объяснить эффект положительного MR, будет произведено в разделе 6.2.4.В разделе 6.3 будет рассмотрен эффект магнитосопротивления, наблюдавшийся в гетероструктурах гранулированная пленка / полупроводник [161, 162, 365]. Роль гранулированной пленки сводится к образованию обогащенного электронного слоя в полупроводникевблизи интерфейса, содержащего обменно-расщепленные спин-поляризованные уровни, иформированию магниточувствительного потенциального барьера.
Эффект магнитосопротивления наблюдается как до развития лавинного процесса в полупроводнике, так и прилавинообразовании. Наибольшие величины магнитосопротивления достигаются при лавинном процессе. Область начала развития лавинного процесса в полупроводнике оченьчувствительна к величине потенциального барьера и к изменению электрического поля,которое вносит барьер.
Если высота барьера может изменяться магнитным полем, то малые изменения высоты барьера будут приводить к большим изменениям тока, в результате чего можно достичь больших величин магнитосопротивления не только при низких,но и при высоких температурах. В данном разделе изучается магнитосопротивление в гетероструктурах SiO2 (Co)/Si, SiO2 (Co)/GaAs и TiO2 (Co)/GaAs, где SiO2 (Co) (TiO2 (Co)) –гранулированная пленка SiO2 (TiO2 ) с наночастицами Co. Большие значения MR эффектав гетероструктурах SiO2 (Co)/GaAs объясняются процессом ударной ионизации, которыйуправляется магнитным полем путем изменения высоты потенциального барьера.
Магнитоуправляемый спин-зависимый барьер образуется в обогащенном электронном слое вполупроводнике вблизи интерфейса благодаря обменному взаимодействию между электронами в обогащенном слое в полупроводнике и d-электронами Co. Ударная ионизация,вызываемая инжектируемыми электронами, рождает дырки, которые, двигаясь, скапливаются в области потенциального барьера и понижают его высоту. Уменьшение высотыбарьера повышает электронный ток, текущий через барьер, и увеличивает лавинообразование. Благодаря дыркам формируется положительная обратная связь и малые изменениявысоты барьера приводят к большим изменениям тока. Приложенное магнитное поле увеличивает высоту и понижает прозрачность барьера. Из-за существования обратной связималые изменения барьера в магнитном поле подавляют наступление ударной ионизации,что проявляется в больших величинах магнитосопротивления.Изготовление образцов и экспериментальные результаты представлены в разделе 6.3.1.Эффект является более выраженным, когда электроны инжектируются из гранулированной пленки в полупроводник, в связи с чем, он получил название инжекционного магнитосопротивления (IMR) [99, 100, 365].
Для гетероструктур SiO2 (Co)/GaAs значение IMRдостигает 1000 (105 %) при комнатной температуре, что на два-три порядка выше макси268мальных величин GMR в магнитных металлических мультислойных структурах и TMRв структурах MTJ. С другой стороны, для гетероструктур SiO2 (Co)/Si значения магнитосопротивления очень малы, а собственное магнитосопротивление пленок SiO2 (Co) имеет отрицательную величину. Эффект IMR обладает выраженной температурно-пиковойзависимостью и его температурная локализация может сдвигаться внешним электрическим полем. Пиковая зависимость IMR-эффекта от температуры связана с локализованными спин-поляризованными электронными состояниями в обогащенном слое в полупроводнике – существование локализованных спин-поляризованных состояний в обогащенномслое приводит к температурно-пиковой зависимости высоты барьера, что проявляется натемпературной зависимости IMR.
Большие величины IMR-эффекта в гетероструктурахSiO2 (Co)/GaAs и температурно-пиковая зависимость объясняются в разделах 6.3.2 и 6.3.3,где представлена теоретическая модель управляемого магнитным полем лавинного процесса, начало которого осуществляется электронами, прошедшими через спин-зависимыйпотенциальный барьер в обогащенном электронном слое в полупроводнике вблизи интерфейса [162]. Структура гранулированной пленки вблизи интерфейса пленка / полупроводник, полученная методами рефлектометрии поляризованных нейтронов (PNR), малоуглового рассеяния синхротронного излучения в скользящей геометрии (GISAXS) и SQUID,рассмотрена в разделе 6.3.4. Свойства магнитных сенсоров на основе IMR-эффекта в гетероструктурах SiO2 (Co)/GaAs описаны в разделе 6.3.5.
В разделе 6.3.6 представлена гетероструктура FM / SC с дырочными ловушками и квантовыми ямами, содержащими локализованные спин-поляризованные электроны, как структура перспективного спиновогоинжектора и магнитного датчика, работающего в широком температурном диапазоне. Этагетероструктура может быть использована в качестве био-аналитического сенсора, обладающего большей чувствительностью по сравнению с GMR-датчиками, и как спиновыйинжектор в spin-valve транзисторах и в спиновых полевых (FET) структурах. Раздел 6.4содержит выводы главы 6.6.2Магнитосопротивление гранулированных пленок сметаллическими магнитными наночастицами6.2.1Теоретическая модельРассмотрим электронный транспорт в магнитном поле в гранулированных структурахс металлическими магнитными наночастицами ниже перколяционного порога. Согласноглаве 5 электроны, находящиеся вблизи уровня Ферми в металлических частицах, делокализуются с образованием кластерных электронных состояний (КЭС) на группе частиц.Волновая функция КЭС ΨN (r) с квантовым числом N делокализованного электрона фор-269(n)мируется из волновых функций ψλ (r) электронов n металлических частиц, входящих в(i)эту группу, и волновых функций ϕκ (r) электронов i локализованных состояний в матрице,находящихся вблизи частиц [94, 170]ΨN (r) =X(n)(n)aN λ ψλ (r) +X(i)bN κ ϕ(i)κ (r)(6.1)i,κn,λДля выяснения зависимости проводимости гранулированнлой структуры от магнитного поля рассмотрим модель, в которой электроны, находящиеся на КЭС могут туннелировать между ближайшими КЭС.
В этом случае магнитосопротивление гранулированныхструктур с металлическими магнитными наночастицами объясняется спин-зависимым резонансным туннелированием через цепочку локализованных состояний между КЭС, которые не входят в структуру КЭС (6.1) (рис.6.1) и можно применить теоретическую модель [276, 299]. Локализованные состояния образованы дефектами и примесями аморфной матрицы и оказывают достаточно сильное влияние на спин-поляризационный электронный транспорт. Уровни локализованных состояний туннельного канала, по которымпроисходит транспорт электрона со спином ~s, расщеплены.
Величина расщепления опре~ и внутреннем магнитных полях иделяется зеемановским расщеплением во внешнем Hобменным взаимодействием с d(f )-электронами гранул, с которых начинается и заканчивается цепочка локализованных состояний туннельного канала. Предположим, что (1)при туннелировании между КЭС спин электрона сохраняется; (2) на процесс туннелирования между любыми двумя КЭС не оказывают влияния другие КЭС; (3) электронытуннелируют с уровня Ферми одной КЭС на уровень Ферми другой.
Тогда проводимостьканала с поляризацией ν =↑, ↓ туннелирующего электрона между двумя гранулами gr0 ,gr1 (рис.6.1), входящими в разные КЭС, будет иметь вид [276, 299]4e2ννννννTr[T10Im g00(EF )][T01Im g11(EF )](6.2)hννννВ (6.2) g00(EF ), g11(EF ) являются νν-проекциями одноэлектронных функций Гринаσ (gr)ν =на двух изолированных соседних КЭС 0 и 1 на уровне Ферми EF ; ν – спиновый индексν+νтуннелирующего электрона; T10= T01– матрицы перехода. Функции Грина имеют вид0ννgkk(EF ) =limhEF , N, ν|[E − H + iε sign(E − EF )]−1 |EF , N 0 , ν 0 i,E→EF ,ε→+0где k = 0, 1; H – гамильтониан электрона КЭС, в котором учтено взаимодействие спина~k (k= 0,1), с которых начинается (gr0 ) итуннелирующего электрона ~s со спином гранул S~k сзаканчивается (gr1 ) цепочка локализованных состояний, и взаимодействие спинов ~s, Sмагнитным полем H; N , N 0 – квантовые числа электронов, находящихся на уровне Ферννννννявляются матрицами в пространстве квантовых, T01(EF ), T10(EF ), g11ми EF в КЭС.
g00чисел N . В операции Tr предполагается суммирование по этим квантовым числам. Матννсвязаны с матрицами коэффициентов перескока (hopping integrals), T01рицы перехода T10270HA01s( )S0gr0S1gr1+-BРис. 6.1: Электронный транпорт в магнитном поле H между двумя кластерными электронными состояниями (КЭС) 0 и 1. (A) – КЭС; (B) – спин-поляризованные каналы; gr0 иgr1 – гранулы, с которых начинается и заканчивается цепочка локализованных состоянийтуннельного канала; S0 , S1 – спины гранул gr0 и gr1 .t10 = t+01 , которые определяются перекрытиями волновых функций двух соседних КЭСс волновыми функциями локализованных состояний и между собой, а именно волновых(gr0 )функций ψλ(gr1 )(r) и ψλ(r) электронов металлических гранул gr0 и gr1 , входящих в вол-ννновые функции соседних КЭС (6.1).
Связь матриц T10, T01, t10 , t+01 дается уравнениемДайсонаÃννT00T01ννT10T11!Ã=0t01t100!Ã+ννT00T01!ÃννT10T11ννg0000ννg11!Ã0t01t100!.(6.3)Из (6.3) следует, чтоνννννT01= t01 (I − g11t10 g00t01 )−1 ,где I – единичная матрица в пространстве квантовых чисел N электрона, находящегосяна уровне Ферми в КЭС.
Сумма спин-зависимых проводимостей (6.2) дает проводимостьмежду грануламиσ (gr) = σ (gr)↑ + σ (gr)↓ .(6.4)В исследованных нами гранулированных структурах с гранулами (Co, Nb, Ta) волновыефункции электронов КЭС на уровне Ферми определяются s-, p-, d-электронами внешнихоболочек атомов металлов, входящих в гранулы. Волновые функции электронов на двухсоседних КЭС 0 и 1 (рис.6.1), составленые из линейных комбинаций атомных функций271орбиталей гранул, имеют интеграл перекрытия, который определяется волновыми функ(gr0 )циями ψλ(gr1 )(r) и ψλ(r) электронов металлических гранул gr0 и gr1 начала и концатуннельной цепочки. Интеграл перекрытия пропорционален [131, 299]Cλ0 λ1 µ l−(λ0 +λ1 +1) ,где l – расстояние между гранулами; Cλ0 λ1 µ – не зависящая от расстояния константа; λ0 ,λ1 = 0, 1, 2 (для s, p, d) – орбитальные индексы атомных волновых функций, из которыхсоставлены волновые функции электронов в гранулах gr0 и gr1 ; µ = σ, π, δ определяетсуммарную проекцию угловых моментов орбиталей атомов двух гранул.
Если расстояниеl между двумя соседними гранулами gr0 и gr1 превышает определенное значение (для атомов Co оно приблизительно равно одноатомному слою кобальта при туннелировании черезвакуумный промежуток между двумя электродами Co [299]), то наибольшее значение будут иметь интегралы перекрытия волновых функций, составленных из s-орбиталей атомовметаллов. Следовательно, в качестве первого приближения в (6.2), (6.4) в множестве квантовых чисел N электронов, находящихся на уровне Ферми, можно ограничиться квантовыми числами Ns волновых функций, составленных из s-орбиталей. Такое приближениеносит название одноорбитальной модели, и соответственно туннелирование между гранулами определяется как s-s-туннелирование [299].
Применимость одноорбитального приближения ограничивается величиной спин-орбитального взаимодейстия, которое приводитк тому, что к s-волновым функциям примешивается часть волновых функций d-орбиталей,и расстоянием между гранулами. При малых расстояниях l к s-s-туннелированию между гранулами прибавляется определенная часть s-p-, s-d-, p-d, .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
