Диссертация (1145326), страница 54
Текст из файла (страница 54)
. .-туннелирования, чтопри некоторых обстоятельствах может дать значительное увеличение магнитосопротивления [299,300]. В этом случае необходимо рассмотрение многоорбитального приближения.Магнитосопротивление определяется зависимостью проводимости гранулированнойструктуры от магнитного поля.
Проводимость гранулированной структуры пропорциональна средней проводимости туннельных каналов между гранулами: σ ∝ σ (gr) . Действиеννмагнитного поля H на σ (gr) в (6.4) проявляется через изменение функций Грина g00(EF ),νν(EF ) в (6.2), (6.3) и зависит от взаимного расположения спинов гранул gr0 и gr1 начаg11~ 0 | = |S~1 | = Sла и конца туннельной цепочки.
В приближении молекулярного поля при |S~0 , S~1 относительно друг друга определяется корреляционной функрасположение спинов Sцией [301]где L(ξ) = coth ξ − ξ −1~0 S~1 ihS= L2 (ξ),(6.5)S2– функция Ланжевена. Если гранулы связаны ферромагнитно, ξявляется корнем уравнения [301]272γµB SH 3TM+L(ξ),kTTгде γ – фактор Ланде, µB – магнетон Бора, TM – температура перехода гранулированнойξ=структуры из суперпарамагнитного в ферромагнитное состояние. В суперпарамагнитномслучаеγµB SH.kTТаким образом, подводя итог теоретическому рассмотрению, можно сказать, что магξ=нитосопротивление гранулированных структур с металлическими магнитными наночастицами ниже перколяционного порога определяется корреляционной функцией (6.5) спиновгранул gr0 и gr1 начала и конца туннельных цепочек.
Главный вклад в матрицы перехода(6.3) и в проводимость между гранулами (6.4) дает s-s-туннелирование.6.2.2ЭкспериментЭкспериментальные исследования были выполнены на пленках аморфной двуокисикремния a-SiO2 с ферромагнитными наночастицами Co86 Nb12 Ta2 . Пленки (a-SiO2 )100−x(Co86 Nb12 Ta2 )x (или, сокращенно, a-SiO2 (Co,Nb, Ta)) были выращены на неподвижныхситалловых подложках методом ионно-лучевого сораспыления SiO2 и сплава Co86 Nb12 Ta2ионами аргона. Толщины пленок находились в диапазоне 4.0 - 5.1 µm.
Значения концентраций металлической фазы x, выраженные в атомных процентах, лежали в диапазоне 22.4- 63 at.% и соответствовали структурам с концентрациями гранул, находящимся нижеперколяционного порога. Средний размер гранул увеличивался при увеличении концентрации: от 2.0 nm при x = 22.4 at.% до 5 nm при x = 63 at.%.Определим магнитосопротивление JM R (junction magnetoresistance) формулой [276]JM R =R(H) − R(0)σ(0) − σ(H)=,R(0)σ(H)(6.6)где R(0), R(H) – сопротивление между контактами без поля и в магнитном поле с напряженностью H, σ(0), σ(H) – проводимости без поля и в поле H. Измерения магнитосопротивления неотожженных гранулированных структур a-SiO2 (Co,Nb, Ta) проводились приT = 77 и 295 K при горизонтальном расположении электрических контактов в магнитныхполях, ориентированных перпендикулярно плоскости пленки и имеющих значения от 0до 25 kOe.
Измерения проводились при низких приложенных напряжениях (∼ 1 V). Нарис.6.2 показана зависимость магнитосопротивления JM R (6.6) от величины приложеногомагнитного поля при температуре 295 K для структур с разными концентрациями гранул. Магнитосопротивление было отрицательным, т.
е. сопротивление между контактамис увеличением поля понижалось. В пределах погрешности эксперимента не было выявлено273Magnetoresistance JMR ( 10 -3 )0-2321-4-6-8-30-20-10010Magnetic field H (kOe)2030Рис. 6.2: Магнитосопротивление JM R неотожженной гранулированной структуры a-SiO2(Co,Nb,Ta) в зависимости от величины внешнего магнитного поля H при различных концентрациях гранул x: (1) – 54.5, (2) – 41.9, (3) – 31.7 at.%.гистерезисных явлений.
В магнитных полях до 2 kOe величина JM R мало изменялась ибыла незначительной. В диапазоне полей 2 - 7 kOe наблюдалось максимальное изменениесопротивления в зависимости от магнитного поля. В структурах, которые имели большие концентрации металлических гранул Co86 Nb12 Ta2 (x = 53 - 56 at.%) и находилисьвблизи области перколяционного порога, изменение сопротивления в диапазоне 2 - 7 kOeбыло более значительным, чем в структурах с меньшими концентрациями гранул.
Придальнейшем повышении величины поля для структур с концентрациями гранул вблизипорога перколяции наступало насыщение JM R. В структурах с меньшими концентрациями металлической фазы эффект насыщения магнитосопротивления либо был значительноменее выражен, либо отсутствовал.Температурные измерения магнитосопротивления проводились вблизи магнитного поля H = 3 kOe. Измерялась производная относительного сопротивления от поля χ =−dR/RdH. На рис.6.3 представлены концентрационные зависимости χ при T = 77 и 295 K.Обращает на себя внимание то, что в структурах с малыми концентрациями гранул температурные изменения χ и, следовательно, JM R являются более значительными, чем вструктурах, имеющих концентрации металлической фазы в области перколяционного порога.
При этом для структур с меньшими концентрациями гранул значение JM R при T= 77 K имеет значительно большую величину.2743020-7( 10 Oe-1 )11020203040506070Concentration x (at%)Рис. 6.3: Производная относительного удельного сопротивления от магнитного поля χпри H = 3 kOe в зависимости от концентрации металлической фазы x в неотожженнойгранулированной структуре a-SiO2 (Co,Nb,Ta) при температуре 77 (1) и 295 K (2).6.2.3Обсуждение результатовРассмотрим, как вышеприведенная модель и туннелирование через локализованныесостояния в матрице позволяют объяснить особенности магнитосопротивления, наблюдаемые экспериментально.(1) Увеличение |JM R| в структурах с меньшими концентрациями гранул посравнению с |JM R| структур, находящихся вблизи перколяционного порога.Этот эффект наблюдается при T = 77 K в диапазоне концентраций x = 42 - 62 at.%(рис.6.3).
В [299] исследовалась зависимость магнитосопротивления туннельного канала(tunneling magnetoresistance) T M R = −JM R/(1+JM R) от величины коэффициента s−sтуннелирования t01 . Рассматривался случай, когда T M R определяется разностью междусостоянием, в котором спины контактов антипараллельны (H = 0), и состоянием, в котором спины контактов параллельны (H À 0). С учетом зонной структуры материала контактов для электродов Co на основе формул (6.2), (6.3), (6.4) в [299] найдено, что T M Rрезко понижается при переходе от металлического режима к режиму туннелирования.После достижения минимума T M R, который имеет место в случае одноатомной изолирующей прослойки между ферромагнитными металлами, при дальнейшем увеличении t01наблюдается рост T M R. По порядку величины рост T M R соответствует росту магнитосопротивления |JM R| (6.6) в гранулированных структурах при уменьшении концентрации275металлической фазы в диапазоне концентраций 42 - 62 at.%, поскольку увеличение длинытуннельного канала между частицами растет при уменьшении концентрации гранул.(2) Насыщение JM R в больших полях в структурах, находящихся вблизи перколяционного порога, и отсутствие насыщения JM R в структурах с малымиконцентрациями гранул (рис.6.2).В [302] отсутствие насыщения, которое проявляется как логарифмическая функциямагнитосопротивления в сильных магнитных полях, связывается с широким разбросомформ несферических гранул нанокомпозита (от сильно вытянутых до сплющенных).
Согласно предположению, выдвинутому в [302], структуры, находящиеся в области порогаперколяции, и структуры с малыми концентрациями металлической фазы должны иметьразные формы гранул. Это должно проявляться в особенностях магнитосопротивления всильных магнитных полях. Рассмотрим магнитные поля, действующие на гранулу.
Спин~ гранулы (Co,Nb,Ta) формируется d-электронами внешних оболочек атомов металлов.S~ (0) , действующее на спины d-электронов гранул, будет склаВнутреннее магнитное поле H~ и внутреннего поля H~ (gr) , определяемого гранулированнойдываться из внешнего поля H~ (0) = H~ +H~ (gr) . Поле H~ (gr) формируется полем взаимодействия между граструктурой: H~ (int) , полем анизотропии формы гранул H~ (a) и полем взаимодействия междунулами H~ (loc)спинами d-электронов гранулы и спинами примесей в матрице H~ (gr) = H~ (int) + H~ (a) + H~ (loc) .H(6.7)~ (a) связано с намагниченностью гранул 4π M~ (gr) соотРазмагничивающее поле гранул H~ (a) = 4πN M~ (gr) , где N – тензор размагничивающих коэффициентов [42]. Поношением H~ (gr) , копорядку величины это поле не должно превышать значения намагничености 4π Mторая в случае гранул (Co,Nb,Ta) меньше 17.9 kGs (намагниченность кобальта).
Поскольку в [302] логарифмическая зависимость магнитосопротивления от поля H наблюдалась~ (gr) , анизотропия формы гранул нев магнитных полях, значительно превышающих 4π Mможет быть причиной логарифмической зависимости и отсутствия насыщения магнитосопротивления в исследованных гранулированных структурах.
Кроме того, экспериментально не подтверждается, что нанокомпоненты с разными концентрациями металлическойфазы имеют разные формы гранул.Изложенная выше теоретическая модель позволяет объяснить, почему присутствие локализованных состояний в матрице может приводить к отсутствию эффекта насыщениямагнитосопротивления в гранулированных структурах в сильных магнитных полях.
Приуменьшении концентрации металлической фазы увеличивается число локализованных состояний hni, через которые осуществляется спин-зависимое резонансное туннелированиемежду гранулами. Спин-ориентированный электронный транспорт зависит от величины276обменного расщепления ∆E уровней локализованных состояний, через которые туннелирует электрон, и от взаимного расположения спинов двух соседних гранул, котороеопределяется корреляционной функцией (6.5). Если в гранулированной структуре величина расщепления ∆E > kT и корреляционная функция спинов гранул не изменяется(что происходит в случае, когда магнитное поле велико и спины гранул параллельны), томагнитное поле не влияет на поляризацию локализованного состояния и магнитосопротивление.
В этом случае, после того как спины гранул станут параллельными, магнитосопротивление не будет изменяться и возникает эффект насыщения. Если концентрациягранул мала, то при большой длине канала проводимости между гранулами в цепочкелокализованных состояний присутствуют слаборасщепленные уровни с ∆E ¿ kT , находящиеся далеко от гранул.
Магнитное поле H при увеличении от нуля до (kT − ∆E)/µBбудет приводить к постепенной поляризации слаборасщепленных локализованных состояний и к увеличению проводимости туннельных каналов. Это проявляется в отсутствиинасыщения магнитосопротивления в структурах с малыми концентрациями гранул приH < (kT − ∆E)/µB .(3) Увеличение температурных изменений магнитосопротивления с уменьшением концентрации гранул.Этот эффект виден при сравнении концентрационных зависимостей χ при T = 77 и295 K (рис.6.3).
Согласно вышеприведенной модели, температура влияет на проводимостьσ (gr)ν канала с поляризацией ν между гранулами через: (1) изменение корреляционнойννфункции спинов двух соседних гранул (6.5), которые входят в функции Грина g00(EF ),ννg11(EF ) в (6.2); (2) неупругое рассеяние спина электрона, туннелирующего по цепочкелокализованных состояний между гранулами. В последнем случае происходит взаимодействие туннельных каналов с разными поляризациями, и в (6.2) необходимо учитыватьννматрицы перехода T10, T01с ν =↑ и ↓. Увеличение длины цепочки локализованных со-стояний, по которым туннелирует электрон, приводит к росту вероятности неупругогорассеяния спина электрона.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
