Электронная библиотека диссертаций и авторефератов России
dslib.net
Библиотека диссертаций
Навигация
Каталог диссертаций России
Англоязычные диссертации
Диссертации бесплатно
Предстоящие защиты
Рецензии на автореферат
Отчисления авторам
Мой кабинет
Заказы: забрать, оплатить
Мой личный счет
Мой профиль
Мой авторский профиль
Подписки на рассылки



расширенный поиск

Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Жуков Илья Владимирович

Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии
<
Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии
>

Диссертация - 480 руб., доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Автореферат - бесплатно, доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Жуков Илья Владимирович. Магнитосопротивление наногетероструктур различной геометрии : Дис. ... канд. физ.-мат. наук : 01.04.11 : Москва, 2005 87 c. РГБ ОД, 61:05-1/576

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1 Литературный обзор 10

1.0.1 Спинтроника 10

1.1 Эффект гигантского магнитосопротивления (ГМС) . 12

1.1.1 Открытие эффекта ГМС 12

1.1.2 CIP и СРР геометрия 12

1.1.3 Спин-вентильные структуры 13

1.1.4 Обзор теоретических работ 15

1.1.5 Ламинированные структуры 18

1.1.6 Применение 20

1.2 Инжекция спин-поляризованного тока в полупроводник . 21

1.2.1 Инжекция спин-поляризованного тока 21

1.2.2 Способы инжекции 22

1.2.3 Использование ферромагнетиков 23

1.2.4 Эксперименты с инжекцией из ферромагнетика в полупроводник 23

1.2.5 Проблема несовместимости сопротивлений металла и полупроводника 24

1.2.6 Использование барьера Шоттки 26

Глава 2 Методика расчета 29

2.1 Модель 29

2.1.1 Когерентный потенциал 30

2.2 Вычисление проводимости 33

2.2.1 Расчет функций Грина для многослойной системы . 33

2.2.2 Формула Кубо для нелокальной проводимости . 35

2.3 Вершинная поправка 36

2.3.1 Общее уравнение для вершинной поправки 36

2.3.2 Введение эффективного поля 40

2.4 Вычисление проводимости при наличии рассеяния с пере воротом спина на интерфейсках 41

2.4.1 Вершинная поправка на одном интерфейсе 42

2.4.2 Проводимость и вершинная поправка на интерфейсе 42

Глава 3 Гигантское магнетосопротивление (ГМС) 45

3.1 Отражение от барьера 45

3.1.1 Одинаковый квазиимпульс Ферми электронов в различных слоях многослойной структуры 48

3.1.2 Учет конечных размеров многослойки 48

3.1.3 Отражение электронов от потенциального барьера . 50

3.2 Ламинированные структуры 54

3.2.1 Методика расчета 56

3.2.2 Обсуждение результатов 59

Глава 4 Инжекция спин-поляризованного тока в полупроводник 62

4.1 Барьер Шоттки 62

4.2 Методика расчета 65

4.3 Обсуждение результатов 67

Заключение 71

Приложение А 75

Введение к работе

Бурное развитие в области нанотехнологий привело к созданию новой области в физике твердого тела - спинтроники, основная идея которой состоит в том, чтобы использовать не только заряд электрона, но его спин. Наличие такой дополнительной «степени свободы», а также возможность управлять устройствами спинтроники с помощью внешнего магнитного поля, может позволить подобным устройствам расширить функциональные возможности уже существующих и будущих устройств микроэлектроники.

Спинтроника имеет хорошие перспективы в таких областях как запись и считывание информации, создание магнитной памяти. Более того, открываются фантастические возможности в новых областях физики, а именно, в квантовых вычислениях и для квантовой передачи информации [1, 2].

Основой для создания элементов спинтроники являются - эффект гигантского магнитосопротивления (ГМС), наблюдающийся в слоистых структурах, в которых магнитные слои (Fe, Со, Ni и др.) разделены немагнитными металлическими слоями (например Си, Сг). Эффект магнитосопротивления заключается в изменении электрического сопротивления образцов во внешнем магнитном поле. Физической основой ГМС является спин-зависящее рассеяние электронов проводимости в объеме ферромагнитного материала и на поверхности раздела слоев (интерфейсе).

Эффект ГМС был открыт сравнительно недавно в 1988 году [3, 4]. За этим открытием последовали многочисленные экспериментальные и теоретические исследования. К настоящему моменту основные особенности эффекта исследованы экспериментально и уже созданы устройства на их основе. Имеется обширная литература по теоретической интерпретации этого эффекта. Однако дальнейшее развитие устройств на его основе, требует создания новых структур, сочетающих высокую величину эффекта и удовлетворяющих дополнительным требованиям (минимальный размер, низкие поля, хорошая воспроизводимость). Возникают новые задачи корректного описания эффекта в таких усложненных структурах.

Кроме того, важной проблемой является возможность совмещения новых элементов спинтроники и традиционных полупроводниковых компонентов в одном устройстве, что позволило бы значительно расширить возможности спинтроники. Одной из важнейших задач в этом направлении является инжекция спин-поляризованного тока в полупроводник, что позволит совместить магнитное накопление информации и электрическое считывание в одном полупроводниковом устройстве.

Таким образом, актуальность темы диссертации определяется не только перспективами практического использования исследуемых эффектов, но и немаловажным фундаментальным аспектом этих исследований. Данная диссертация и посвящена теоретическому исследованию этих проблем.

В главе 1 дан обзор теоретических и экспериментальных работ, относящихся к теме диссертации.

Вторая оригинальная глава посвящена развитию метода Кубо и функций Грина для расчета проводимости многослойных наноструктур. Обосновывается использование понятия «эффективного поля» вместо вычисления «вершинной поправки», а также возможность применения данного метода для учета рассеяния с переворотом спина.

В третьей главе проводится расчет зависимости проводимости ламинированной многослойной структуры от величины ее параметров.

Четвертая глава посвящена теоретическому обоснованию возможности инжекции спина из ферромагнитного металла в полупроводник через потенциальный и барьеры Шоттки. Представлены результаты численного расчета коэффициента инжекции спин-поляризованного тока при наличии потенциального и барьера Шоттки.

В связи со сказанным выше, все эти проблемы являются актуальными, и их решение может помочь и в совершенствовании современных электронных устройств.

Целью данной работы является:

  1. Обоснование использования представления «эффективного поля» для расчета кинетических эффектов в многослойных структурах.

  2. Исследование гигантского магнитосопротивления (ГМС) ламинированных структур.

  3. Расчет эффективности инжекции спин-поляризованного тока из ферромагнитного метала в полупроводник через потенциальный барьер в присутствии барьера Шоттки.

Научная новизна и практическая ценность работы состоит в следующем:

1. В диссертации впервые в рамках формализма Кубо и метода функций Грина показана эквивалентность вычисления «вершинной поправки» и нахождения «эффективного поля» при расчете проводимости гетероструктур.

  1. Разработана методика расчета проводимости многослойных структур методом Кубо при наличии процессов рассеяния электронов с переворотом спина (спин-флипа).

  2. Проведен квантовомеханический расчет гигантского магнитосопро-тивления ламинированной многослойной структуры. Данные материалы перспективны для создания датчиков и магнитных считывающих устройств. Впервые в расчете в рамках формализма Кубо и метода функций Грина учтены процессы рассеяния электронов с переворотом спина.

  3. Исследовано влияние туннельного и Шоттки барьеров на инжекцию спин-поляризованного тока из ферромагнитного металла в полупроводник.

Результаты, полученные в диссертации, могут послужить стимулом для создания наногетероструктур с повышенным значением ГМС, а также к дальнейшему развитию теории туннелирования через неоднородные изолирующие барьеры.

Основные результаты диссертации, которые выносятся на защиту, можно сформулировать следующим образом:

  1. Усовершенствована методика расчета проводимости многослойных структур методом Кубо. Это позволило корректно учесть вклад от так называемой «вершинной поправки» в проводимость. Получено явное выражение эффективного поля через вершинную поправку. Также была получена возможность учесть процессы рассеяния электронов с переворотом спина.

  2. Теоретически показана возможность получения большой величины гигантского магнитосопротивления в ламинированной наногетеро-

структуре вида (M/F)n/Mbu//er/(F/M)OT, где F - слои ферромагнитного металла, а М - немагнитного металла, n, m - число повторяющихся бислоев. Толщины F слоев в наборах (M/F)n выбираются достаточно малыми (~ 5А) так, чтобы соседние F слои имели ферромагнитную связь, а толщина (М)^//^ слоя - большая (~20А), для того чтобы общие намагниченности (M/F)n и (F/M)m могли меняться от параллельной до антипараллельной ориентации внешним магнитным полем порядка нескольких эрстед. В такой структуре свойства спин-вентильных структур с гигантским магнитосопротивле-нием усиливаются из-за наличия дополнительного спин-зависящего рассеяния и отражения электронов от интерфейсов M/F, поэтому в них можно ожидать значительного увеличения величины ГМС. Это связано с тем, что ввиду обменного расщепления зон для электронов со спинами «вверх» и «вниз» условия отражения от интерфейсов для них различны. В диссертации с помощью численных методов расчета с использованием формализма Кубо и метода функций Грина была найдена нелокальная проводимость системы при двух взаимных ориентациях намагниченностей и при различных толщинах М - слоев в наборах (M/F)n. Расчет показал, что действительно наблюдается усиление эффекта гигантского магнитосопротивления, хотя и не такое значительное, как можно было ожидать, если учесть наличие процессов спин-флипа.

3. Теоретически исследована возможность достижения значительной величины инжекции спин-поляризованного тока в полупроводник с использованием структуры ферромагнетик/туннельный контакт/барьер Шоттки/полупроводник. Расчет производился численно с использованием той же техники функций Грина, что и для ламинированных структур, с соответствующими модификациями, для учета

непрерывного изменения потенциала в барьере Шоттки. С помощью перечисленных методов исследована зависимость коэффициента инжекции тока от параметров структуры. Расчет показал, что в подобной системе коэффициент инжекции спин-поляризованного тока может достигать значительной величины. Полученные результаты могут служить стимулом для создания устройств спиновой электроники на базе обычных полупроводников, например, магнитной оперативной памяти.

Эффект гигантского магнитосопротивления (ГМС)

Эффект гигантского магнитосопротивления был открыт в 1988 году [3,4]. Впервые он наблюдался в многослойной тонкопленочной структуре (Fe/Cr)n, где Fe-тонкий, порядка нескольких ангстрем, слой железа, Сг-слой хрома и п-число повторений этого бислоя. Эксперимент показал, что с изменением толщины слоя хрома взаимная ориентация намагниченностей соседних слоев железа меняется от параллельной до антипараллельной, что является следствием действия между слоями железа косвенного обменного взаимодействия (типа Рудермана-Киттеля), которое имеет осциллирующий в пространстве характер. При толщине слоя хрома порядка 12 А и в отсутствие внешнего магнитного поля, намагниченности ориентированы антипараллельно, а при наложении достаточно сильного, около 20 кЭ магнитного поля, эта ориентация меняется на параллельную. Измеряемое при протекании тока в плоскости слоев сопротивление (CIP геометрия), (рис. 1.1 (а)) меняется при этом весьма заметно. Например, для структуры {Feubfa/ Сгу12к\)ьъ коэффициент ГМС = Рд АР = 1.2, где Др, RAP сопротивления при параллельной и антипараллельной ориентациях намагниченностей слоев железа, соответственно. По сравнению с обычным маленьким магнитосопротивлени-ем в ферромагнитных металлах, которое имеет величину порядка 1%, данный эффект можно назвать гигантским.

Исследование гигантского магнетосопротивления в магнитных многослойных структурах проводят в двух геометриях: параллельной (CIP - current in plane), когда ток течет параллельно плоскости слоев, и пер пендикулярпой (СРР current perpendicular to plane), когда течение тока перпендикулярно плоскости слоев (рис. 1.1).

Значительный интерес представляет эффект ГМС в перпендикулярной геометрии, так как величина эффекта ГМС для СРР геометрии всегда больше, чем для CIP геометрии (рис. 1.1 (Ь)). Впервые исследования ГМС в СРР геометрии были проведены в следующих работах [9, 10, 11]. Было обнаружено, что как в Со/Си и Co/Ag, так и в Fe/Cr (12 величина ГМС в СРР геометрии значительно превышает ту, что была обнаружена в CIP геометрии, что делает их перспективными для приложений.

Вскоре после этого открытия начались поиски возможностей применения эффекта ГМС для создания датчиков, устройств хранения и записи информации. Одним из главных препятствий для практического применения многослойных структур явилось слишком высокое значение полей перемагничивания.

Ситуация кардинальным образом изменилась с открытием в 1992 году эффекта ГМС в так называемых спин - вентильных (spin - valve) сэндви-чевых структурах типа F\jPjFi, в которых между тонкими ферромаг нитными слоями 1 и 2 с разной коэрцитивностью помещался немагнитный металл Р (например, медь) [13]. Обменное взаимодействие между магнитными слоями отсутствует и намагниченность одного из слоев может свободно вращаться под действием внешнего магнитного поля, тогда как намагниченность второго слоя фиксирована из-за обменного взаимодействии с дополнительным антиферромагнитным слоем (рис. 1.2). Если использовать магнитомягкие материалы, то поля можно уменьшить до десятков эрстед. После этого данные структуры нашли широкое применение, например, в качестве головок в магнитосчитывающих дисках [14]. Спин-вентильные структуры могут использоваться также в качестве чувствительных датчиков магнитного поля.

В последующее десятилетие исследования в этой области, как теоретические, так и экспериментальные, велись с нарастающей интенсивностью. Теоретическая интерпретация явления ГМС дана в ряде работ, как на основе квазиклассического описания, с использованием уравнения Больцмана [15, 16, 17, 18, 19], так и в квантовомеханическом подходе методом Кубо [20, 21, 22, 23, 24]. Во всех этих работах основным механизмом, ответственным за ГМС, считалось спин-зависящее рассеяние электронов.

Физической основой ГМС является спин-зависящее рассеяние электронов проводимости в объеме ферромагнитного материала и на поверхности раздела слоев (интерфейсе). Эти два вклада для различных материалов могут давать разный относительный вклад в ГМС. Электроны в металле можно разделить на две группы: спин которых параллелен локальной намагниченности (будем называть их электронами со спином вверх) и те, у которых спин антипараллелен намагниченности (электроны со спином вниз). При температурах ниже температуры Кюри можно считать, что эти две группы электронов переносят ток параллельно. Это так называемая двухтоковая модель [25, 26]. Кроме этого известно, что в ферромагнетиках электроны с различными направлениями спина имеют очень разные длины свободного пробега [27, 28]. Причиной этого является различие в плотности состояний на уровне Ферми.

Роль спинового накопления и спин-флипа была рассмотрена в работах [29, 30] для интерфейса между ферромагнитным и обычным металлами и в [31] для многослойной структуры.

Расчет функций Грина для многослойной системы

Первой задачей при использовании формализма Кубо, является вычисление функции Грина. Функция Грина Gz{z,z ) будет решением уравнения: (Ef - H(z, к)) GH(z, z ) = a06{z - z \ (2.20) -34 где Ef - энергия Ферми, H(z, к) - гамильтониан (2.3). Когерентный потенциал для каждого слоя будем считать постоянным: Us(z) — Щ для слоя і (рис. 2.1). Примеси на интерфейсах дадут вклад, который опишем как: Ujjao6(z — ), где Z{ - координаты і интерфейса. Еі и? US F М F Z Рис. 2.1: Потенциальный профиль для трехслойной структуры. Тогда, после подстановки Гамильтониана, получаем уравнение: Н2 д2 Щ П2К2 TTS .h27t TTS с, G%(z,z ) = ao6(z-z ), (2.21) где Нк импульс Ферми в плоскости ху. Общее решение подобного уравнения (2.21) может быть найдено в виде: 2тао 1 h2 А Gs{z,z ) (2.22) (j s(z)tps{z ) z z\ [ф У)р(г) z z\ -35 где 4)s{z) и ips(z) являются независимыми решениями уравнения: И2 & Щ ftV TTS ,Й27? г„ „ Л ,,, , - - + + - = (2.23) при граничных условиях: WI =0 (2.24) )Uoo =0, Вронскиан Д = фф - фф, kf = yjkf - г Щ - к2 + ij? = с? + id\ -проекция волнового вектора на направление z.

Подставим полную функцию Грина из уравнения (2.26) в формулу Кубо (2.25). Усредняя проводимость по конфигурации распределения примесей, получаем, что проводимость распадается на два слагаемых (рис. 2.2): as(z, z ) = as0(z, z ) + TJ(S, Z ), (2.27) где GQ(Z,Z ) - так называемая однопетлевая проводимость (рис. 2.2 (а)), которая получается при подстановке в формулу .

В данном разделе рассматривается вопрос о вычислении вклада в проводимость от вершинной поправки. Обратимся к диаграммам на рис. 2.2. Рассеяние на соседних узлах будем считать независимым, таким образом: {t8(z)ts(z )) = ((ts(z)) )SZ-Z , где скобки (...) означают усреднение по конфигурациям примесей. Диаграммное представление полной нелокальной проводимости o (z, z ). Сплошные линии соответствуют функциям Грина, волновые линии означают асси-метричный оператор V2 в точках z, z , кружочки - крестиками обозначены t A. Группа (а) - однопетлевая проводимость; (б) отвечает за вклад в проводимость от вершинной поправки без переворота спина; (в) вклад в проводимость с учетом спин-флипа.

Для того чтобы найти сопротивление системы, надо определить как вклад от однопетлевой проводимости, так и вклад от вершинной поправки. Для нахождения вершинной поправки необходимо решить уравнение (2.31), что связано с большими трудностями и до сих пор, в общем виде, никем не осуществлено. Обычно вычисляют однопетлевую проводимость и, затем, используя условие постоянства тока, вводят эффективное поле E jj, такое что: сю Js(z) = J as(z, z )Eseff{z )dz = const. (2.39) —00 Для обоснования данной методики был проведен расчет, целью которого было в явном виде показать, как из вклада вершинной поправки в проводимость (2.33) можно получить эффективное поле. Подробности -41-изложены в приложении А. В результате получаем, что: -Sit ]) AS(,.»)i5,(»)tefe. (2J0)

При рассмотрении протекания тока через многослойные структуры, часто учитывается только рассеяние, при котором спин электрона сохраняется. В реальных системах имеются также процессы рассеяния с переворотом спина (спин-флип). В тех случаях, когда длина спин-флипа не слишком велика и сравнима с толщинами слоев, вклад от данного механизма рассеяния необходимо учитывать. Особенно мала длина спин-флипа на интерфейсах, где образуется сплав ферромагнитного и немагнитного металлов.

Поэтому в данной работе разработана методика вычисления проводимости с учетом спин-флипа на интерфейсах, которая и изложена в данном разделе.

Рассмотрим ряд диаграмм дающих вклад в проводимость при наличии спин-флипа (рис. 2.2). Диаграмма (а) - проводимость в нулевом приближение (однопетлевая). Группа (б) образует вклад от вершинной поправки без переворота спина и (в) - включает все диаграммы дающие вклад в полную проводимость с учетом переворотом спина. Задачу вычисления данного вклада разобьем на несколько этапов. Сначала вычисляем вершинную поправку, вызванную рассеянием только на одном интерфейсе.

Одинаковый квазиимпульс Ферми электронов в различных слоях многослойной структуры

Сначала рассмотрим случай когда обе половинки сэндвича имеют одинаковый уровень Ферми и их размеры не ограничены по z.

Исследуем как изменятся наши результаты, если образец имеет конечные размеры, и примем во внимание явления, происходящие на поверхности многослойки. Будем считать, что образец ограничен контактами, имеющими те же импульсы Ферми hkf, что и поверхностный слой, но так как проводимость контактов намного больше то, следовательно, поле вне слоев можно положить равным нулю. Вычисление функций Грина будем проводить тем же методом, как вышеизложенный.

Рассмотрим теперь двухслойный образец, состоящий из двух ферромагнитных металлов с антипараллельным направлением их намагниченности (спиновый вентиль) контактирующих в точке z=0. Будем пола Рис. 3.2: Зависимость тока J от координаты z: а) - ток вычислен без учета скачков эффективного потенциала t/д и UB на границах многослойки, Ь) - с их учетом.

В данном разделе рассмотрим расчет проводимости в более сложных и перспективных структурах. Для практических приложений важно создание достаточно тонких спин-вентильных структур с как можно большей величиной ГМС. Одним из путей увеличение ГМС существующих сэндвичей является, изложенное в работах [41, 42, 43] предложение добавить в слой ферромагнитного металла очень тонкие немагнитные слои, тогда за счет дополнительного рассеяния на интерфейсах можно ожидать увеличения сопротивления и ГМС. Дополнительные слои должны быть достаточно тонкими, чтобы под влиянием РККИ взаимодействия ферромагнитный слой с внедренными дополнительными слоями мог пе-ремагничиватся как целый слой.

В данной работе исследуется следующая модельная структура типа спинового вентиля: (Cu/Co)n (Cu)(Hi//er(Co/Cu)m. (рис. 3.5), где m и п - число повторяющихся бислоев. Толщины слоев Си выбираются в наборах (Си/Со)„ достаточно малые ( 5А) так, чтобы соседние слои Со имели ферромагнитную связь, а толщина {Сп)ьи//ег слоя большая ( 20А), для того чтобы общие намагниченности (Cu/Co}n и (Co/Cu)m могли меняться от параллельной до антипараллельной ориентации, под действием внешнего магнитного поля. При этом будет меняться общее сопротивление структуры.

Для расчета используется формализм Кубо линейного отклика и метод функций Грина, описанный в гл. 2. Особенность применения дан -57 ного метода для ламинированной структуры состоит в том, что число слоев в данном случае довольно велико (не менее 9), что не позволяет провести вычисления аналитически. Поэтому вычисления проводились численно.

В данном разделе рассмотрим результаты расчетов ГМС для ламинированных структур. На рис. 3.7 приведена зависимость ГМС для структуры (Си(5А)Со(Ь))з Си(ЗОА) (Со(Ь)Си(5А))з от толщины b слоев Со. Параметры расчета приведены в подписях к рисунку. Это соответствует случаю, когда рассеяние на интерфейсах велико и дает значительный вклад в общее сопротивление системы. Кривая имеет довольно хорошо выраженный резонансный вид, при приближенном выполнении следующего условия: kfb = 2im. В рассмотренном случае влияние спин-флипа относительно не велико. На рис. 3.8 приведена подобная зависимость для случая относительно сильного влияния спин-флипа. Величина ГМС больше, чем в предыдущем случае, однако и влияние спин-флипа на величину ГМС значительно. В экспериментах [43] получено, что для ламинированной структуры Py(60A)/Cu(40A)/[Co(10A)/Cu(5A)]3/Cu(35A) величина ГМС 40%, тогда как для не ламинированной структуры величина ГМС только 25%. Эти данные довольно близки к результатам наших вычислений.

Барьер Шоттки

В данном пункте опишем, что такое барьер Шоттки и перспективы его использования для обеспечения эффективной инжекции спин-поляризованного тока из ферромагнетика в полупроводник. Барьер Шоттки - потенциальный барьер, образующийся в прикон-тактном слое полупроводника, граничащего с металлом. Для возникновения барьера Шоттки необходимо, чтобы работа выхода электронов из металла Fm и полупроводника Fsc были разными. Возникающая при установлении равновесия между металлом и полупроводником контактная разность потенциалов равна: Uk — (Fm — Fsc)/e, где є - заряд электрона. Из-за большой проводимости металла электрическое поле в него не проникает, и разность потенциалов Uk создается в приповерхностном слое полупроводника. Направление электрического поля в этом слое таково, что энергия электрона в нем больше, чем в объеме полупроводника. В результате в полупроводнике вблизи контакта возникает барьер Шоттки (рис. 4.1).

Если контакт металл-полупроводник не изготовлен из очищенного полупроводника в очень высоком вакууме, он обязательно имеет тонкий оксидный слой между металлом и полупроводником. Этот слой можно рассматривать как туннельный барьер. Наличие такого барьера меняет свойства барьера Шоттки. Во-первых, из-за скачка потенциала в диэлектрическом слое высота барьера Шоттки будет ниже, чем это было бы в идеальном контакте, во-вторых, так как электроны должны туннелиро-вать через этот дополнительный барьер, общее сопротивление контакта увеличивается.

Хотя туннельный барьер, в общем, может решить проблему инжекции поляризованного по спину тока из ферромагнитного металла в полупроводник, при его использовании возникает ряд трудностей. Одна из них заключается в том что технологически трудно получить тонкий слой оксида на полупроводнике достаточно высокого качества [69]. Дефекты в туннельном барьере приводят к резкому снижению величины инжекции спина [69]. В тоже время дополнительный барьер Шоттки, образующийся на границе полупроводника и металла, может изменить поведение контакта в лучшую сторону. Обычно инжекция электронов в полупроводник мала из-за большой ширины обедненного слоя в полупроводнике ( 1000А). Для того чтобы сделать барьер Шоттки более пригодным для инжекции электронов, поверхностный слой полупроводника сильно до-пируют, уменьшая ширину обедненного слоя и высоту барьера.

Результаты расчетов поляризации тока в полупроводнике в зависимости от толщины барьера представлены на рис. 4.3 для баллистического (толщина ферромагнитного сегмента 30А, толщина полупроводникового слоя 10А) и диффузного (толщина ферромагнитного сегмента 600А, толщина полупроводникового слоя 400А) режимов. Влияние барьера Шоттки отображено типом линий (без барьера Шоттки - сплошная линия, с барьером Шоттки - штриховая линия). В случае почти баллистического режима (пунктирная линия), когда толщина слоев сравнима с длинной свободного пробега электронов в полупроводнике, поляризация не равна нулю и отрицательна для очень малых толщин барьера. Легко показать, что для данного набора параметров она и должна быть отрицательной. В этом случае проводимость определяется не рассеянием, а отражением от интерфейса F/Sc из-за разницы в положении дна зоны проводимости в слоях F и Sc и эта разница больше для электронов спином вверх, чем со спином вниз, так что ток для электронов со спином вниз будет больше чем со спином вверх. Когда толщина барьера увеличивается, туннелирование становиться доминирующим механизмом и приходим к обычной картине - поляризация положительна. Надо отметить, что в реальных контактах F/Sc всегда присутствует тонкий барьер между F и Sc, толщина которого флуктуирует. Из данного графика следует, что поляризация флуктуирует аналогично, что в среднем приводит к нулевой поляризации. Только для искусственных барьеров большой толщиной поляризация положительна и конечна.

В диффузном режиме без туннельного барьера поляризация тока очень мала. В случае присутствия барьера Шоттки, даже когда потенциальный барьер мал, поляризация будет заметной и положительной.

В заключение работы суммируем основные результаты работы. 1.Усовершенствована методика расчета проводимости многослойных структур методом Кубо. Это позволило корректно учесть вклад от так называемой «вершинной поправки» в проводимость. Получено явное выражение эффективного поля через вершинную поправку. Также была получена возможность учесть процессы рассеяния электронов с переворотом спина. 2.Теоретически показана возможность получения большой величины гигантского магнитосопротивления в ламинированной наногетерострук-туре вида (M/F)„/Mbu//er/(F/M)TO, где F - слои ферромагнитного металла, а М - немагнитного металла, n, m - число повторяющихся бисло-ев. Толщины F слоев в наборах (M/F)n выбираются достаточно малыми ( 5А) так, чтобы соседние F слои имели ферромагнитную связь, а толщина (М)би//ег слоя - большой ( 20А), для того чтобы общие намагниченности (M/F)n и (F/M)m могли меняться от параллельной до антипараллельной ориентации внешним магнитным полем порядка нескольких эрстед. В такой структуре свойства спин-вентильных структур с гигантским магнитосопротивлением усиливаются из-за наличия дополнительного спин-зависящего рассеяния и отражения электронов от интерфейсов M/F, поэтому в них можно ожидать значительного увеличения величины ГМС. Это связано с тем, что ввиду обменного расщепления зон для электронов со спинами «вверх» и «вниз» условия отражения от интерфейсов для них различны. В диссертации с помощью численных методов расчета с использованием формализма Кубо и метода функций Грина была найдена нелокальная проводимость системы при двух взаимных ориентациях намагниченностей и при различных толщинах М -слоев в наборах (M/F)n. Расчет показал, что действительно наблюдается усиление эффекта гигантского магнитосопротивления, хотя и не такое значительное, как можно было ожидать, если учесть наличие процессов спин-флипа.

Теоретически исследована возможность достижения значительной величины инжекции спин-поляризованного тока в полупроводник с использованием структуры ферромагнетик/туннельный контакт/барьер Шотт-ки/полупроводник. Расчет производился численно с использованием той же техники функций Грина, что и для ламинированных структур, с соответствующими модификациями, для учета непрерывного изменения потенциала в барьере Шоттки. С помощью перечисленных методов исследована зависимость коэффициента инжекции тока от параметров структуры. Расчет показал, что в подобной системе коэффициент инжекции спин-поляризованного тока может достигать значительной величины. Полученные результаты могут служить стимулом для создания устройств спиновой электроники на базе обычных полупроводников, например, магнитной оперативной памяти.