WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Атомы, располагающиеся на расстоянии r 9, образуют первую внешнюю орбиту. Вторая орбита заселена атомами менее плотно и располагается на расстоянии r 17 – 23 от края кластера. Влияние электронного взаимодействия с кластером на таких расстояниях мало; поэтому формирование второй орбиты происходит, в основном, за счет взаимодействия с атомами, расположенными на первой орбите. При увеличении 0 до 3.5 и до 5% ML наблюдается увеличение заселенности первой орбиты атомов наверху кластера (r –2 ). Происходит также последовательное формирование 2-ой и 3-ей орбит (r –12 и –22 соответственно). С внешней стороны кластера ситуация аналогичная: атомы преимущественно располагаются в разрешенных зонах (r 18 и 28 ), в то время как плотность атомов между Рис. 3: Поверхностная ними мала. Расстояние между атомами, плотность атомов (r) на кластере и в его окрестности образующими одну орбиту, соответствует как функция расстояния до границ кластера r при локальному минимуму в парном потенциале различной начальной взаимодействия атомов меди и равно 11.

концентрации напылении 0:

a) 0=1%, b) 0=3.5%, c) В результате исследований было 0=5% монослоя. На рис b) и количественно показано, что вследствие c) пики, соответствующие расстоянию r = -0.2 нм конфайнмента поверхностных электронов умножены на фактор 0.5.

энергия электронного взаимодействия кластера и атома, расположенного в его окрестности, существенно зависит от местоположения атома.

Как наверху кластера, так и в его окрестности возникают чередующиеся концентрические области с положительной и отрицательной энергией взаимодействия – разрешенные и запрещенные зоны. Существование таких зон приводит к сильной неравномерности диффузии атома в окрестности границ кластера и оказывает колоссальное влияние на процесс атомной самоорганизации. Полученные результаты свидетельствуют об определяющей роли квантового конфайнмента поверхностных электронов в процессах эпитаксиального роста.

Четвертая глава посвящена исследованию магнетизма низкоразмерных наноструктур. Как показали теоретические работы [5], энергия обменного взаимодействия J магнитных атомов, стабилизированных свободными электронами поверхности, может достигать 0,1 – 0,5 мэВ на расстояниях, соответствующих первому минимуму в потенциале непрямого дальнодействующего взаимодействия на поверхности типа (111). В зависимости от расстояния связь между двумя атомами может быть ферромагнитной (J<0) или антиферромагнитной (J>0).

В данной главе проведены исследования ферромагнитных свойств наноструктур, состоящих из магнитных атомов, имеющих энергию обменного взаимодействия J=-0.3 мэВ, энергию магнитной анизотропии K=1.0 мэВ и магнитный момент =3.2B. В качестве моделируемых образцов рассмотрены одномерная цепочка, состоящая из 10 и 100 атомов, и двумерный гексагональный массив из 12 и 100 атомов (рис. 4).

Результаты моделирования показали, что магнитный отклик одномерной цепочки атомов на внешнее осциллирующее магнитное поле содержит открытую петлю гистерезиса вплоть до температуры Кюри T=2 K (рис. 5а, черные точки), что говорит о ферромагнетизме в системе. При этом, если предположить, что обменное взаимодействие между атомами отсутствует Рис. 4: Схематическое изображение рассматриваемых при моделировании систем:

а) одномерная конечная цепочка атомов, расположенных на одинаковых расстояниях друг от друга; б) двумерный гексагональный массив атомов, расположенных на одинаковом расстоянии друг от друга.

а) б) Рис. 5: Магнитный отклик одномерной цепочки при температурах 1.0К и 2.0К (а) и двумерного массива атомов при температурах 1.2К и 5.0К (б). Количество атомов в обеих структурах N=100.

(J=0), то сигнал при температурах меньше 2К – парамагнитный (рис.5, белые точки). На рис. 5б представлены результаты моделирования магнитного отклика двумерного гексагонального массива атомов во внешнем магнитном поле. Как видно, температура Кюри данной системы достигает 5К, при этом, в отсутствие обменного взаимодействия между атомами (J=0) кривая (рис.

5б, белые точки) демонстрирует парамагнитное поведение системы.

Также в главе показано влияние размеров системы на значение коэрцитивной силы и температуру Кюри. На рис. 6 представлены зависимости коэрцитивной силы от температуры для двух систем, состоящих из разного количества атомов N: в случае одномерной линейной цепочки N=10 (белые точки) и N=100 (черные точки); для двумерного гексагонального массива – N=12 (белые точки) и N=100 (черные точки).

N = N = N =N =а) б) Рис. 6: Температурная зависимость коэрцитивной силы Hc для линейной цепочки атомов (а) и двумерной гексагональной структуры (б).

а) б) HC(T) Рис. 7: Зависимость коэрцитивной силы Hc цепочки (а) и двумерного гексагонального массива атомов (б) от энергии магнитной анизотропии К и энергии обменного взаимодействия J. Диаграмма получена для температуры системы T=0.5K и количества атомов N=100. Пунктирные линии соответствуют эквипотенциальным линиям коэрцитивной силы соответствующего значения.

Температура Кюри одномерной цепочки из 100 атомов равна 1.4 К, а для цепочки 10 атомов – 1.2 К. При этом в двумерном гексагональном массиве из 12 и 100 атомов, температура Кюри равна соответственно 1.2 К и 5 К.

Поскольку в общем случае, энергия обменного взаимодействия атомов J зависит от расстояния между ними, а энергия магнитной анизотропии от сорта атомов и подложки, для полного представления о ферромагнетизме низкоразмерных систем, стабилизированных поверхностными состояниями, в работе предлагается исследовать зависимость коэрцитивной силы BC от параметров J и K при фиксированной температуре. Для этого построена двумерная диаграмма зависимости HC(J, K) – рис. 7. Рисунок демонстрирует возникновение ферромагнетизма в цепи и двумерном гексагональном массиве в полном диапазоне значений J и K, принятых в исследованиях.

Возрастание J при фиксированном К ведет к увеличению Hc, также как и при фиксированном J наибольшее значение Hc достигаются при наибольших К.

Было замечено, что мы не можем определить Hc для К>1.5 мэВ, т.к. нет ни одного переворота спина внутри полупериода осцилляции внешнего магнитного поля: спины остаются в исходном состоянии, т.е. система сохраняет постоянную начальную намагниченность.

В пятой главе количественно объясняется высокотемпературный ферромагнетизм, обнаруженный в экспериментах Д. Шена [6] по изучению магнетизма нанокластеров железа на поверхности меди (111). Эксперимент Рис. 8: Относительная остаточная намагниченность mr/ms как функция температуры.

Синие точки соответствуют магнитной анизотропии K=30 мэВ, красные – K=50 мэВ, черные K=70 мэВ. Пунктирные кривые соответствуют этим же параметрам K, но в отсутствие обменного взаимодействия (J=0 мэВ) заключался в следующем: авторы создали на поверхности меди (111) систему крупных магнитных частиц железа (нанокластеров), находящихся друг от друга на достаточно больших расстояниях (1-10 нм). Каждый нанокластер содержал в среднем 700 атомов. После чего они исследовали 2 вида магнитных откликов этой системы: спад намагниченности со временем и отклик на внешнее циклическое магнитное поле. Оказалось, что ферромагнитное поведение такой системы сохранялось вплоть до 200К. Чем же обусловлена такая высокая температура Кюри для ансамбля нанокластеров железа, объясняется в последней главе диссертации.

Взаимодействия, которые могут приводить к увеличению стабильности магнитной системы – это диполь-дипольное взаимодействие и непрямое взаимодействие, обусловленное наличием свободных электронов на подложке типа (111) [6]. Следовательно, можно предположить, что поскольку диполь-дипольное взаимодействие нанокластеров железа на расстояниях 1-10 нм пренебрежимо мало, то высокая температура Кюри возникает из-за сильного обменного взаимодействия между частицами посредством свободных электронов подложки.

Недавно в работе [8] авторы теоретически показали, что кластеры железа, частично погруженные в подложку и находящиеся на расстоянии друг от друга, имеют энергию обменного взаимодействия J=-45 мэВ. Такое большое значение энергии объясняется частичной погруженностью нанокластеров железа в поверхность меди (111). Ко всему прочему, визуальный анализ изображения 1 в работе [6] показал, что распределение частиц железа на поверхности не является случайным, а большинство нанокластеров располагается на одинаковом расстоянии друг от друга, предположительно равным 7–14.

В настоящей работе на основе разработанной модели для получения магнитных свойств наноструктур получены магнитные характеристики системы нанокластеров железа на поверхности меди (111) в соответствии с данными экспериментов [6] и предположением, что обменная энергия взаимодействия нанокластеров J=-45 мэВ. Общий магнитный момент железной частицы считался равным 3000B, а энергия магнитной анизотропии K варьировалась от 30 до 70 мэВ. Такие большие значения энергии магнитной анизотропии, по нашим подсчетам, близки к реальности, поскольку характерное значение МАЕ атома железа на поверхности железного кластера равно 0.4 мэВ [7], при этом количество атомов в наночастице на поверхности равно 120 [6].

На рис. 8 показан результат моделирования кинетическим методом Монте-Карло остаточной намагниченности mr ансамбля наночастиц как функции температуры для различных параметров магнитной анизотропии нанокластеров железа на поверхности меди (111). Каждая точка на графике является результатом усреднения по 100 независимым запускам для избежания возможных ошибок. Начальной конфигурацией является направление всех спинов нанокластеров вверх: намагниченность системы M=+1. Это соответствует тому моменту времени эксперимента [6], когда сильное внешнее магнитное поле намагничивает образец. В момент времени t = 0 поле отключают, и снимается магнитный отклик системы в течение следующих 20 секунд. Значение намагниченности системы по истечению этого времени называется остаточной намагниченностью.

Синими точками на графике показана зависимость остаточной намагниченности от температуры для системы нанокластеров с энергией Рис. 9 Магнитный отклик системы нанокластеров при температурах 60, 80 и 100К.

Параметры гамильтониана: K=50 мэВ, J=-50 мэВ. Нижняя s-образная кривая соответствует отсутствию обменного взаимодействия (J=0) при 60К.

магнитной анизотропии K=30 мэВ и энергией обменного взаимодействия J= 50 мэВ. Температура Кюри для такой системы оказалось равной 100К. В тоже время, при отсутствии взаимодействия между кластерами (J=0) температура Кюри не превышает 15К (синий пунктир на графике).

Красными и черными точками обозначена зависимость от температуры системы, в которой магнитная анизотропия кластеров K = 50 мэВ и К = 70 мэВ соответственно. Несложно заметить, что температура, до которой наблюдается остаточная намагниченность, увеличилась до значений 110К и 120К соответственно. При отсутствии же обменного взаимодействия (J=0) намагниченность системы исчезает уже при 25К и 35К.

Еще одним доказательством ферромагнитного поведения систем магнитных единиц является наличие открытой петли гистерезиса в магнитном отклике системы, помещенной во внешнее магнитное поле B.

На рис. 9 представлены магнитные отклики системы нанокластеров с параметрами K=50 мэВ J=–50 мэВ при температурах 60, 80 и 100К. При температуре 60К петля достаточно широкая и коэрцитивное поле Bc = 0.017 T. С повышением температуры до 80 К петля сужается до значения коэрцитивного поля 0.005 Т. При температуре 100К Bc=0.003 T. При повышении температуры гистерезис исчезает. Нижняя кривая соответствует случаю, когда J=0, т.е. взаимодействие между кластерами отсутствует. Как видно, уже при 60 К при таких параметрах система парамагнитная.

Также в последней главе исследуются зависимости магнитных характеристик от концентрации частиц железа на поверхности меди (111) и среднего расстояния между соседними нанокластерами железа.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ 1. Разработан программный комплекс, позволяющий моделировать процесс самоорганизации металлических атомов на поверхности типа (111) при наличии на ней нанокластеров и исследовать магнитные свойства низкоразмерных структур.

2. Исследовано влияние квантового конфайнмента, создаваемого кластером меди, на диффузию атомов меди по поверхности кластера и вблизи него. Доказано наличие запрещенных и разрешенных зон на кластере и около него, приводящее к возникновению атомных шестиугольных концентрических орбит. Установлена зависимость распределения атомов на кластере и около него от его размера и концентрации атомов на подложке.

3. Обнаружены ферромагнитные свойства для одно- и двумерных наноструктур, стабилизированных непрямым дальнодействующим взаимодействием через свободные электроны подложки типа (111).

4. Исследована зависимость коэрцитивной силы от размеров одно- и двумерных систем и энергий магнитной анизотропии K и обменного взаимодействия атомов J. Построена фазовая диаграмма коэрцитивной силы HC в диапазоне параметров -1.0

5. Показано, что при низких температурах наблюдается влияние квантового туннелирования на ферромагнетизм в цепочках атомов и их двумерных гексагональных массивах.

6. Доказано, что основным механизмом возникновения ферромагнетизма в низкоразмерных структурах является обменное взаимодействие магнитных атомов через свободный электронный газ.

7. В рамках разработанной модели определены температуры Кюри для системы нанокластеров с различными значениями их магнитной анизотропии и концентрации. Описаны магнитные отклики системы, при помощи которых показано, что отсутствие обменного взаимодействия между кластерами приводит к уменьшению температуры Кюри в несколько раз.

8. Установлено, что наблюдаемый высокотемпературный ферромагнетизм в системе наночастиц железа (нанокластров) на поверхности меди (111) обусловлен сильным обменным взаимодействием между нанокластерами, возникающим вследствие частичной погруженности нанокластеров в поверхность металла.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. A.S. Smirnov, N.N. Negulyaev, L. Niebergall, W. Hergert, A.M. Saletsky and V.S. Stepanyuk, Effect of quantum confinement of surface electrons on an atomic motion on nanoislands: Ab initio calculations and kinetic Monte Carlo simulations. Phys. Rev. B 78, 041405 (2008).

2. A. S. Smirnov, N. N. Negulyaev, W. Hergert, A. M. Saletsky, V. S. Stepanyuk, Ferromagnetism in one- and two-dimensional nanostructures stabilized by surface-state electrons: kinetic Monte Carlo study. New J. Phys 11, (2009).

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»