Диссертация (1145326), страница 62
Текст из файла (страница 62)
C – поверхность с максимальной высотойспин-зависимого потенциального барьера.гетероструктуру тока.Теперь рассмотрим влияние коллинеарности спинов в магнитном поле H > Hsat , действие коллинеарности на потенциальный барьер и на ток, протекающий в гетероструктуре SC / гранулированная пленка. Приложенное магнитное поле H в гамильтониане~ r). С ростом магнитного поля при H > HsatHs взаимодействует со спинами ~σ (~r) и S(~происходит увеличение упорядочивания спинов электронов в обогащенном слое и спинов ферромагнитных наночастиц в гранулированной пленке (рис.
6.32). Магнитное полеполяризует спины вдоль направления поля. Увеличение поля приводит к увеличению z~ 0 , к росту высоты барьера W (6.21) и к уменьшению концентрации nbпроекции hSz (R)iв соотношении (6.45). При этом, так как доменные стенки отсутствуют, ξa = 0 и ξb = 1.Увеличение высоты барьера, индуцированное ростом коллинеарности, также приводит куменьшению тока.Плотность тока j, текущего через гетероструктуру, определяется концентрацией инжектированных электронов nC (6.45), их подвижностью µe и величиной электрического поля EC на поверхности C, j = enC µe EC .
Принимая во внимание, что na = nint exp(eUC /kT ),nb = nint exp[(eUC −W )/kT ], где nint – концентрация электронов на уровне Ферми на интерфейсе, UC – разность потенциалов между интерфейсом и поверхностью C, из уравнения(6.13) для туннельно непрозрачного потенциального барьера получимIMR[W (H), T ] =nC (0)EC (0)−1=nC (H)EC (H)322zSHrOРис.
6.32: Упорядочивание спинов ферромагнитных наночастиц на интерфейсе SC / гранулированная пленка по направлению магнитного поля. Расстояние r между частицамиявляется случайным параметром.={ξa (0) + ξb (0) exp[−W (0)/kT ]}EC (0)− 1.{ξa (H) + ξb (H) exp[−W (H)/kT ]}EC (H)(6.46)Если W (0) À kT и поле H > Hsat , то коэффициенты парциальных вкладов равны ξa (H) =0, ξb (H) = 1, членом с ξb (0) в числителе можно пренебречь и магнитосопротивление IMR(6.46) можно переписать в более простой форме·¸W (H)IMR[W (H), T ] = A exp− 1,kT(6.47)где A = ξa (0)EC (0)/EC (H). Учитывая, что высота барьера W (H) имеет резкую зависимость от температуры (рис.
6.23) [162], в первом приближении температурная зависимостьIMR определяется членом exp[W (H)/kT ]. Зависимость IMR от электрического поля проявляется через изменение коэффициента A. Он зависит от отношения электрических полей EC на поверхности C без магнитного поля и в магнитном поле H. Соотношение (6.47)справедливо как при отсутствии, так и при наличии лавинного процесса в полупроводнике.Если в полупроводнике развивается лавинный процесс, то благодаря обратной связи,формирующейся при лавинном процессе, коэффициент A в (6.47) резко возрастает.
Болеетого, происходит значительное перераспределение электрического поля в полупроводнике. Когда лавинный процесс развивается в отсутствии магнитного поля, напряжение U2(6.42) имеет значение, определяемое параметром d = dm (6.44), U2 = Ed dm . Электрическоеполе EC (0) определяется слоем d и является большим. Когда магнитное поле увеличиваетвысоту спин-зависимого барьера и ударная ионизация подавляется, происходит перераспределение составляющих напряжения U = U1 + U2 (рис. 6.28). В результате действияположительной обратной связи и перераспределения напряжения в области барьера коэффициент A принимает большие значения.
В противоположность этому, в отсутствиилавинного процесса напряжение U2 распределяется по всей толщине полупроводника и вобласти барьера имеет значительно меньшие значения, чем при лавинном процессе. Ма323лые напряжения в области барьера приводят к меньшим изменениям напряжения придействии магнитного поля и к меньшему относительному значению электрического поляEC (H) по сравнению с полем EC (0) без магнитного поля. В результате коэффициент Aимеет значительно меньшие величины по сравнению с коэффициентом A при лавинномпроцессе.6.3.3Объяснение экспериментальных зависимостейДляобъяснениябольшихзначенийэффектаIMRвгетероструктурахSiO2 (Co)/GaAs и пикового характера температурных зависимостей используем развитуютеоретическую модель.
Развитая теория может быть применена к этим гетероструктурам,если размер наночастиц Co меньше толщины l обогащенного слоя. В этом случае гранулированная пленка может рассматриваться как непрерывная среда и характеризоватьсястатистически усредненными параметрами. Толщина l зависит от разности химическихпотенциалов ∆µ = µg − µs , где µs – химический потенциал полупроводника и µg – химический потенциал гранулированной пленки.
В первом приближении химический потенциалµg дается формулойµg = µSiO2 (xSiO2 /100) + µCo (xCo /100),где µSiO2 , µCo – химические потенциалы матрицы SiO2 и наночастиц Co; xSiO2 , xCo – молекулярные и атомные процентные концентрации SiO2 и Co, соответственно. Разности ∆µмежду химическими потенциалами GaAs и гранулированной пленки SiO2 (Co), а такжемежду химическими потенциалами подложки Si и гранулированной пленки могут бытьполучены из энергий термоэлектронной эмиссии. Для данных материалов разности химических потенциалов равны µSiO2 − µCo = 0.59 eV, µSiO2 − µGaAs = 0.62 eV, µCo − µGaAs =0.03 eV, µSiO2 − µSi = 0.95 eV, µCo − µSi = 0.36 eV [360].Для решения уравнений (6.14), (6.15), (6.19) в приближении гранулированной пленкикак непрерывной среды мы должны найти поверхностное распределение частиц Co наинтерфейсе. Будем предполагать, что на интерфейсе частицы Co распределены хаотично.Тогда коэффициент поверхностного распределения равен·2/3s = p̄гдеp̄–относительныйxCo vCo=xCo vCo + (100 − xCo )vSiO2объемчастицCo,¸2/3,vCo=mCo /%Co NA ,vSiO2 = mSiO2 /%SiO2 NA – атомные и молекулярные объемы Co и матрицы SiO2 ; mCo , mSiO2– относительные атомные и молекулярные массы; %Co , %SiO2 – удельные плотности частицCo и матрицы SiO2 ; NA – число Авогадро.
Для вычислений были использованы mCo =58.93 a.m., mSiO2 = 60.09 a.m., %Co = 8.90 g/cm3 , %SiO2 = 2.26 g/cm3 [197]. Согласно при324ближению непрерывной гранулированной пленки мы должны сделать соответствующие~ R)i~ 0 → shS(~ R)i~ 0 и hSz (R)i~ 0 → shSz (R)i~ 0 в соотношениях (6.18) и (6.21).замены hS(Используя развитую модель, были найдены электронная волновая функция χν (x) (6.14),внутреннее самосогласованное электрическое поле ϕ(~r) (6.15) и высота барьера W (6.21).~ =Вычисления были проведены для эффективного обменного взаимодействия J0 (~r − R)~ с J0 = 2 eV, ξ = 2 nm−1 [351]. Для гетероструктур SiO2 (Co)/GaAs при темJ0 exp(−ξ|~r − R|)пературах 160 - 340◦ C толщина l обогащенного слоя лежала в диапазоне 8 - 50 nm. Размернаночастиц Co был меньше толщины l, что явилось аргументом в возможности рассмотрения гранулированной пленки как непрерывной среды.
Гетероструктуры SiO2 (Co)/GaAsимели локализованные электронные состояния в обогащенном слое вблизи интерфейса.В противоположность этому, благодаря значительно большей величине разности химических потенциалов ∆µ на интерфейсе, для гетероструктур SiO2 (Co)/Si потенциальнаяяма обогащенного слоя была глубже, что приводило к большему значению концентрацииэлектронов на интерфейсе и к большей экранировке спинов Co. В результате обогащенныйслой имел меньшую толщину без локализованных состояний. Отсутствие локализованныхсостояний в гетероструктурах SiO2 (Co)/Si объясняет малые значения барьера W (6.21).Малые высоты барьера приводят к малым изменениям W при действии магнитного поляи к малым значениям эффекта IMR в SiO2 (Co)/Si (рис. 6.15, 6.16) по сравнению с IMR эффектом в гетероструктурах SiO2 (Co)/GaAs (рис. 6.13, 6.14, 6.17, 6.18).
Теперь рассмотримзависимости IMR от концентрации Co, температуры и магнитного поля.Зависимость IMR от концентрации CoЗависимостькоэффициентаIMRотконцентрацииCoxдляструктурыSiO2 (Co)/GaAs для случая, когда электроны инжектируются из пленки SiO2 (Co) (рис.6.14), показывает большие значения IMR в диапазоне концентраций x = 54 - 71 at.% и малые значения IMR для меньших и больших концентраций Co. Из развитой модели найдено,что структуры с x = 54 - 71 at.% имеют один - два электронных локализованных состояния(ex)с большой величиной энергии ελ(6.18), что приводит к большому барьеру W при ком-натной температуре. Гетероструктуры с низким содержанием Co (x < 54 at.%) обладают(ex)большим числом локализованных состояний в обогащенном слое с малыми энергиями ελ .Для этих структур высота барьера мала и коэффициент IMR мал.
Если концентрация Cox > 71 at.%, обогащенный слой имеет малую толщину без локализованных состояний ипрозрачен для тока, что также приводит к малым значениям IMR эффекта.Температурные зависимости эффекта IMRНа интерфейсе концентрация электронов увеличивается с ростом температуры. Принизких температурах обогащенный слой содержит большое число обменно-расщепленных325(ex)локализованных состояний с малыми энергиями ελ .
Температурный рост приводит кутоньшению обогащенного слоя, уменьшению числа локализованных состояний, увеличе(ex)нию энергии ελи росту высоты барьера W . При определенной температуре в обога-щенном слое остается один обменно-расщепленный уровень и высота барьера W достигает максимальной величины. При дальнейшем росте температуры происходит увеличениеэлектронной концентрации на интерфейсе, более эффективное экранирование спинов Coи уменьшение толщины слоя. Когда подуровень, на котором электроны со спиновой ориентацией противоложной спинам Co, пересечет уровень Ферми, высота потенциальногобарьера W должна резко понизится.
На рис. 6.8 для структуры SiO2 (Co)/GaAs с содержанием Co 71 at.% пересечение уровня Ферми выражается в виде провала на температурной зависимости тока инжекции при T = 320 K и напряжении U = 70 V. Этот провал натоковой зависимости соответствует исчезновению эффекта IMR при 320 K, U = 70 V нарис. 6.17.Температурно-пиковый характер IMR эффекта представлен на рис. 6.17, 6.18. Максимумы пиков соответствуют одному обменно-расщепленному уровню обогащенного слоя.Пренебрегая туннелированием спин-поляризованных электронов с обменно-расщепленныхлокализованных состояний, была проведена аппроксимация экспериментальных результатов теоретической зависимостью (6.47). Амплитуда A в (6.47) была определена, исходя излучшего соответствия с высотой пиков.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
