WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


 

На правах рукописи

ГОЛОВНЕВ ЮРИЙ ФИЛИППОВИЧ

НАНОРАЗМЕРНЫЕ ГЕТЕРОСИСТЕМЫ НА ОСНОВЕ ФЕРРОМАГНИТНЫХ МЕТАЛЛОВ И ПОЛУПРОВОДНИКОВ

01.04.07 – физика конденсированного состояния

01.04.10 – физика полупроводников

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени

доктора физико-математических наук

Москва –  2008

Работа выполнена на кафедре теоретической физики Тульского государственного педагогического университета им. Л.Н. Толстого

Научный консультант:  доктор физико-математических наук,

профессор

Панин Владимир Алексеевич

Официальные оппоненты:  доктор физико-математических наук,

профессор

Кожухарь Анатолий Юрьевич

 

доктор физико-математических наук,

профессор

Вахитов Роберт Миннисламович

доктор физико-математических наук,

профессор

Родионов Александр Андреевич

 

Ведущая организация: Московский государственный университет

       им. М.В. Ломоносова

Защита состоится « 11 »  июня  2008 г. в  1430  часов на заседании диссертационного совета Д 212.141.17 при Московском государственном техническом университете им. Н.Э. Баумана по адресу: 248600,  г. Калуга, ул. Баженова, 2

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Московского государственного технического университета им. Н.Э. Баумана по адресу: 248600,  г. Калуга, ул. Баженова, 2

                       Автореферат разослан: «___» _____________ 200_ г.

      Ученый секретарь

диссертационного совета Д. 212.141.17 С.А. Лоскутов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Наноразмерные гетеросистемы являются объектом интенсивных исследований. Такие структуры на основе ферромагнитных металлов и полупроводников демонстрируют широкий спектр необычных физических свойств. Они уже получили применение в качестве сред для записи сверхплотной информации и в различных областях современной микроэлектроники.

После синтеза и обнаружения целого ряда особенностей ферромагнитных наноструктур стало ясно, что появился новый класс объектов, требующих специального изучения. А исследование коллективных спин-поляризованных состояний электронов в таких системах выделяется в самостоятельный раздел наномагнетизма. И на первый план здесь выходит проблема изучения магнитного и обменного взаимодействий между нанослоями ферромагнитных гетеросистем типа Fe – Si, Fe – Mo, EuO – Co, EuS – PbS:

  • исследование физической природы различных связей;
  • анализ влияния взаимодействий на свойства как отдельных слоев, так и гетеросистемы в целом;
  • классификация связей по характеру действия, физической природе, интенсивности и другим параметрам.

Прежде всего, наноразмерные ферромагнитные системы являются уникальными моделями для теоретического анализа взаимодействий и распределения зарядовой и спиновой плотностей на гетеропереходах, что и обуславливает ряд необычных транспортных свойств. Поэтому изучение спин-туннельных переходов в магнитных сверхрешетках Fe – Cu, Fe – Cr, EuS – PbS, SmS – EuS и т.д. является одной из актуальных задач современного магнетизма. Так процессы квантового туннелирования создают условия для возникновения гигантского магнитного сопротивления, которое может быть особенно большим, когда в состав сверхрешеток входят ферромагнитные полупроводники, в которых спиновая поляризация делокализованных электронов достигает самых высоких значений.

Научный и практический  интерес к наноразмерным гетеросистемам на основе ферромагнитных полупроводников, например EuS – PbS, вызван существованием сильной взаимосвязи между электронной и магнитной подсистемами в EuS. Это создает условия для целенаправленного изменения электрических, магнитных и оптических параметров ферромагнитных полупроводников внешними магнитными и электрическими полями. В гетеросистемах на их основе можно также обеспечить высокую спиновую поляризацию тока.

Однако теоретического анализа энергетических диаграмм, минизонной структуры, экситонного спектра и транспортных свойств гетеросистем EuS – PbS, EuS – SmS и EuO – SrO до сих пор практически не проводилось, а немногочисленные исследования экспериментального характера касались только изучения спектров люминесценции. Поэтому большой интерес представляет и анализ условий образования экситонов в сверхрешетках ферромагнитный полупроводник – парамагнитный полупроводник (ФП – ПП), в частности  EuS – PbS. Можно предположить, что локализация электронов и дырок в разных квантовых ямах таких систем увеличит плотность и время жизни экситонов.

В связи со сказанным можно утверждать, что наноразмерные гетеросистемы на основе ферромагнитных металлов и полупроводников являются сегодня важным и актуальным направлением исследований. Перспективно и применение этих материалов в современной микроэлектронике, спиновой информатике и экситонной спектроскопии.

Объектом исследования данной работы являются наноразмерные гетеросистемы на основе ферромагнитных металлов и полупроводников.

Предмет исследования – влияние магнитного и обменного взаимодействий на свойства наноразмерных ферромагнитных гетеросистем.

Цели и задачи работы:

  1. Исследование спиновой поляризации на поверхности ферромагнитных металлов, в диэлектрических прослойках мультислойных ферромагнитных структур типа Fe – Si, в наноразмерных гетеросистемах EuO – Co и EuO – SrO.
  2. Анализ влияния магнитных взаимодействий на процессы перемагничивания и определение энергии связи этих взаимодействий в ферромагнитных мультислойных структурах Fe – SiO – Co, Co – SiO – Ni, Co – Ni и т.д.
  3. Изучение механизмов влияния магнитных взаимодействий на магнитострикционные и гальваномагнитные параметры наноразмерных ферромагнитных гетероструктур на примере Ni – SiO – Fe, Ni – SiO – Co, Fe – SiO – Co и т. д.
  4. Исследование влияния косвенного обменного взаимодействия на минизонную структуру и энергетические диаграммы гетеросистем ферромагнитный полупроводник – парамагнитный полупроводник EuS – PbS и EuS – SmS.
  5. Анализ возможности получения спин-поляризованного транспорта в наноразмерных гетеросистемах на основе ФП и расчет туннельной прозрачности (ТП) и степени спиновой поляризации электронов (ССПЭ) в гетероструктурах EuS – PbS и EuS – SmS.
  6. Исследование условий образования бозе-конденсата из триплетных экситонов высокой плотности и большим временем жизни в ферромагнитных слоях наноразмерных гетероструктур типа EuS – PbS с учетом влияния - обменного взаимодействия.
  7. Изучение возможности формирования реальных наноразмерных ферромагнитных гетеросистем на основе ферромагнитных металлов и полупроводников и применение их в микроэлектронике.

Научная новизна полученных в диссертации результатов состоит в том, что в ходе выполнения работы впервые:

  1. Проведен отбор новых гетеропар: EuO – SrO, EuS – PbS и EuS – SmS, удовлетворяющих требованиям максимального соответствия параметров кристаллических решеток (рассогласование менее 0,5%) и обладающих одинаковой сингонией.
  2. Проведены расчеты и анализ энергетических диаграмм гетеропереходов и минизонной структуры сверхрешеток на основе халькогенидов европия, самария и свинца с учетом влияния - обменного взаимодействия.
  3. Определена туннельная прозрачность и энергетический спектр сверхрешеток типа ФП – ПП для потенциала произвольной формы с учетом влияния интерфейсных состояний, флуктуаций магнитного порядка и обменного взаимодействия.
  4. Дан теоретический анализ условий создания устойчивого бозе-конденсата из прямых и межъямных экситонов, рассчитаны их энергия связи, время жизни, сила осциллятора и плотность в наноразмерых гетеросистемах на основе ферромагнитных полупроводников.
  5. Разработан и строго обоснован метод расчета кривых квазистатического перемагничивания наноразмерных мультислойных ферромагнитных пленок с учетом магнитного взаимодействия (метод вращающихся астроид).
  6. Разработан метод измерения энергии связи между ферромагнитными пленками с теоретическими расчетами и экспериментальной проверкой.
  7. Проанализированы свойства наноразмерных гетероструктур на основе ФП с целью их использования в спинтронике, в устройствах экситонной спектроскопии и различных областях современной микроэлектроники.
  8. Выделены новые типы квантовых ям: магнитные квантовые ямы, закрытые квантовые ямы.

Практическая и научная значимость, полученных в диссертации результатов определяется тем, что:

  • проведен отбор новых гетеропар ФП – ПП с максимальным соответствием кристаллических параметров, которые могут быть использованы в спинтронике и экситонной спектроскопии;
  • предложен новый метод расчета петель гистерезиса многослойных ферромагнитных пленок с учетом магнитного взаимодействия;
  • предложен новый метод измерения энергии связи для многослойных ферромагнитных пленок с магнитным взаимодействием;
  • ряд теоретических методов, разработанных для определения ТП (потенциал произвольной формы) или энергии связи экситонов (комбинированный метод на основе теории возмущения и вариационной процедуры), могут быть использованы при решении других задач квантовой теории конденсированного состояния вещества и физики полупроводников;
  • определены параметры и условия применения наноразмерных гетеросистем на основе ферромагнитных металлов и полупроводников в различных областях микроэлектроники (в спиновых и оптических транзисторах, лазерах и в качестве запоминающих сред).

На защиту выносятся:

  1. Результаты теоретического анализа энергетических диаграмм и зонной структуры наноразмерных гетеросистем на основе ФП – ПП с учетом влияния
    -обменного взаимодействия.
  2. Теоретические исследования и результаты анализа условий образования устойчивого бозе-конденсата из прямых и межъямных экситонов в барьерных слоях из хальконида европия сверхрешоток типа EuS-PbS.
  3. Методы теоретических исследований и результаты расчетов туннельной прозрачности сверхрешеток типа ФП – ПП для потенциала произвольной формы с учетом спиновой поляризации электронов и влияния интерфейсных состояний, флуктуаций магнитного порядка и -обменного взаимодействия
  4. Метод расчета кривых квазистатического перемагничивания мультислойных ферромагнитных пленок с учетом влияния магнитного взаимодействия.
  5. Метод измерения энергии связи между ферромагнитными слоями многослойных наноразмерных гетеросистем.
  6. Методы исследования и результаты анализа распределения спиновой поляризации в наноразмерных гетеросистемах на основе ферромагнитных металлов и полупроводников.
  7. Результаты теоретического анализа свойств наноразмерных гетероструктур на основе ФП с целью их применения в спинтронике, устройствах экситонной спектроскопии и приборах микроэлектроники.

Личный вклад автора. При выполнении работы  автором сделан определяющий вклад в постановку задач исследования наноразмерных гетеросистем на основе ферромагнитных металлов и полупроводников, анализ и интерпретацию результатов, написание статей. На основе результатов, представленных в диссертации, под руководством автора было защищено 6 кандидатских диссертаций.

Апробация полученных результатов.  Результаты, изложенные в диссертации, докладывались на Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Киев, 1967; Красноярск, 1971, 1976; Тула, 1983; Донецк, 1985; Ташкент, 1991);  Всесоюзном симпозиуме «Аппаратура и методы исследования тонких магнитных пленок» (Красноярск, 1968); Международном коллоквиуме по тонким магнитным пленкам (Минск, 1974); Всесоюзных школах-семинарах "Новые магнитные материалы для микроэлектроники", (Орджоникидзе, 1975; Саранск, 1984; Ташкент, 1988; Астрахань, 1992); Всероссийском координационном совещания педвузов по магнитным материалам (Астрахань, 1989); Международном совещании по температуроустойчивым функциональным покрытиям (Тула, 2001); Международной конференции «Физика электронных материалов» (Калуга, 2002); Всероссийских конференциях «Современные проблемы математики, механики, информатики» (Тула, 2002, 2003, 2004); Международной конференции «Современные проблемы математики, механики, информатики» (Тула, 2006); Международных школах-семинарах «Новые магнитные материалы микроэлектроники» (Москва, 2002, 2004, 2006); Physics of Electronic Materials(Kaluga, 2005); Всероссийской конференции «Наноструктуры» (С.-Пб., 2005); Международных конференциях «Химия твердого тела и современные микро- и нанотехнологии» (Кисловодск, 2006, 2007); Международной конференции «Актуальные проблемы физики твердого тела» (Минск, 2007).

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 41 работе, в числе которых 1 монография и 40 публикаций в центральных журналах, 9 из них, в рецензируемых журналах, рекомендованных ВАК для публикации материалов докторских диссертаций, а так же в трудах Всероссийских и Международных конференций.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, списка цитируемой литературы, включающего 139 наименований, и изложена на 261 странице машинописного текста, в том числе 69 рисунков и 5 таблиц.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность темы диссертации, сформулированы цели работы, ее научная и практическая значимость, перечисляются те результаты, которые являются новыми, приводятся основные положения, выносимые на защиту, отражена структура, объем и содержание диссертационной работы.

Первая глава диссертации посвящена анализу распределения спиновой поляризации на поверхности ферромагнитных слоев и в диэлектрических прослойках наноразмерных гетеросистем и его влияния на процессы перемагничивания, магнитострикцию и гальваномагнитные свойства таких структур.

Поверхность вводилась с помощью потенциала возмущения , обладающего двумерной периодичностью и локализованного в направлении, перпендикулярном плоскому дефекту. Спектр возмущенного гамильтониана  определялся из решения уравнения Шредингера. Для этого применялся метод теории потенциального рассеяния, приводящий к уравнению Липпмана-Швингера:                ,  (1)

где – решение однородного уравнения, а – частное решение неоднородного уравнения (– функция Грина). Для решений, локализованных вблизи плоскости возмущения (связанные состояния), уравнение (1) упрощается

.  (2)

В представлении слоевых орбиталей возмущение, действующее в малом пространстве и связанное с поверхностью , записывается в виде

(3)

где и – два соседних слоя, и – перечисляют атомы этих слоев,
– вектор поверхностной зоны Бриллюэна.

В случае поверхности (001) для ГЦК – решетки никеля, разрывающей связи между четырьмя атомными орбиталями (из 12 ближайших соседей), соотношение (2) дает систему уравнений для коэффициентов разложения по слоевым орбиталям, из которых получаем

,  (4)

где 1 и 5 – атомные орбитали в плоскости , – параметр связи. Уравнение (4) определяет условия существования связанных состояний  на поверхности. Его решение представляет собой энергетические зоны, связанные с этими состояниями.

Из-за отрицательной кривизны этих зон соответствующие состояния заполняются не двумя, а одним электроном. А так как они сдвигаются вверх, что связано с релаксацией и увеличением расстояния между атомами, это приводит к уменьшению прочности связи на поверхности, которая пропорциональна отношению .

Увеличение расстояния между атомами на поверхности приводит к сужению поверхностной зоны и росту локальной плотности состояний. Вследствие понижения плотности электронного газа на поверхности, экранировка внутриатомного кулоновского отталкивания для внешних атомов будет меньше, чем для внутренних. Тогда отталкивание на поверхности будет выше . Из этого следует, что, в соответствии с критерием Стонера ( – плотность состояний), существование и даже увеличение ферромагнитного упорядочения на поверхности более вероятно, чем в объеме.

Для теоретического анализа распределения спиновой поляризации в диэлектрической прослойке, разделяющей ферромагнитные слои, использовался метод функционала электронной и спиновой плотностей. В соответствие с этим градиентное разложение спинового функционала плотности   в атомной системе единиц записывалось:

,         (5)

где – плотность электронов с определенным направлением спина. Первый член соответствует плотности кинетической энергии, второй – обменному взаимодействию электронов в приближении Хартри-Фока, третий – корреляционной энергии (интерполяционная формула Вигнера), четвертый  – поправке к кинетической энергии из-за неоднородности .

Для решения вариационной задачи подбирались пробные функции электронного распределения с учетом пограничной  диэлектрической среды. Они находились из линеаризованного уравнения Томаса-Ферми:

        (6)

Решения с этими пробными функциями дают возможность получить зависимость параметра от при различных . В формуле (6)
– параметры, определяющие поляризацию электронов в объеме; – плотность положительного заряда. Вариационные параметры , вычислялись из условия минимума поверхностной энергии ферромагнитного металла . Определение поверхностной энергии проводилось с учетом дискретности решетки металла через соответствующие поправки в электростатической энергии взаимодействия. В этом случае . Здесь вклад от электронной системы записывается так:

       (7)        

Численные расчеты спиновой поляризации , проведенные для граней (100) и (111), заметно отличаются друг от друга. Значение спиновой поляризации для железа в объеме образца бралось равным на атом. В направлении [100] на расстоянии двух постоянных решетки значение спиновой поляризации изменяется незначительно и равно на поверхности на атом. В направлении [111] ее величина растет быстрее и равна 0,8 на атом. В обоих случаях изменение поляризации происходит по экспоненциальному закону.

За пределами ионной решетки преобладающая электронная компонента определенной поляризации убывает медленнее. Это приводит к тому, что на расстоянии  двух постоянных решетки электронное облако заметно поляризовано по спину в направлении, соответствующем поляризации в объеме образца.

Присутствие пограничной диэлектрической среды приводит к вытягиванию электронного «хвоста» и уменьшению плотности электронов на границе . Это ведет к увеличению магнитного момента на поверхности ферромагнетика. Причиной затягивания электронного облака (поляризованного по  спину) в диэлектрик служит снижение электростатического притяжения электронов к приповерхностному участку ферромагнетика, обедненному электронами. Таким образом, между двумя ферромагнитными пленками, разделенными диэлектриком толщиной до 10 , благодаря «затягиванию» поляризованных электронов диэлектрической средой, устанавливается своеобразный обмен электронами с сохранением спиновой поляризации. Рассмотрена возможность влияния на обменное взаимодействие тонких пленок окиси европия адсорбированием на ее поверхность атомов различных металлов с целью изменения концентрации носителей тока проводимости в приповерхностной области.

Задача заключалась в определении зонной структуры поверхности (111) ЕuО с хемосорбированным на нее монослоем кобальта в рамках модели сильной связи. Граница раздела вводилась с помощью потенциала возмущения .

Если поверхность (111) ЕuО покрыть монослоем хемосорбированных атомов Со, то s – и р – обитали поверхностного атома кислорода образуют связь с s – и d – орбиталями кобальта.

Разложение по слоевым орбиталям теперь будет включать в себя слоевые орбитали, хемосорбированных атомов Со. Они замещают орбитали европия, и соответствующие уравнения выглядят так:

        (8)

Условие существования связанных состояний, локализованных у поверхности, сводится к требованию:

      (9)

Из условия (9) следует, что энергии локализованных состояний располагаются за пределами объемной зонной структуры.

После хемосорбции на поверхности (111) не остается ни одной ненасыщенной связи. Связанные состояния возникают в основном у дна валентной зоны, образованной 2p- состояниями анионов, или внутри зоны проводимости, которая создается 6s- и 5d- состояниями катионов. Это приводит к перераспределению электронов проводимости в приповерхностной области и соответственно к изменению обменного взаимодействия.

Затем изложена теория нового метода расчета петель гистерезиса двухслойных пленок с учетом влияния магнитостатического взаимодействия неелевского типа и за счет размагничивающих полей формы пленок. Его можно назвать методом двухстороннего смещения астроид. Теоретические результаты сравнивались с петлями гистерезиса, полученными экспериментально с помощью эффекта Фарадея. Предложен метод измерения энергии взаимодействия между магнитными слоями. Даны теоретические расчеты этой связи и экспериментальные результаты ее измерения для двухслойных пленок различного состава.

В заключении главы представлены экспериментальные результаты измерения магнитнострикции и гальваномагнитных параметров двухслойных ферромагнитных пленок различного состава. Показано, что магнитное взаимодействие и электронный обмен существенно влияют на эти параметры наноразмерных структур.

Вторая глава посвящена  анализу гетеропереходов на основе ферромагнитного полупроводника EuS и оценке влияния обменного взаимодействия на энергетическую диаграмму и минизонную структуру гетеросистем EuS-PbS и EuS-SmS. Приведены кристаллографические, магнитные и зонные параметры ферромагнитного полупроводника EuS и изоструктурных к нему парамагнитных полупроводников PbS и SmS. На основе диффузионной модели Андерсона построены энергетические диаграммы гетеропереходов EuS-PbS и EuS-SmS. Проанализировано влияние обменного взаимодействия на энергетическую диаграмму гетеропереходов SmS-EuS и PbS-EuS. Определено влияние ферромагнитного порядка на энергетическую диаграмму гетероперехода PbS-EuS. Выполнен расчет изменения электронной плотности в сверхрешетке SmS-EuS вариационным методом. Также определен спектр минизонной структуры закрытых квантовых ям в сверхрешетке PbS-EuS.

Первым этапом исследования новой гетероструктуры является определение её энергетической диаграммы, анализ которой позволяет принципиально определить область практического применения данной гетеросистемы. Искривление зон вблизи гетерограницы связано с  перераспределением носителей при выравнивании уровней Ферми. Отметим, что в гетероструктруре SmS-EuS донорные свойства проявляют слои парамагнитного SmS, при этом сам самарий переходит в магнитоактивное состояние , что приводит к спиновому расщеплению уровней.

Известно, что в ферромагнитных полупроводниках происходит притяжение электронов через реальные магноны. В конечном итоге это повышает экранирование положительного пространственного заряда на границе гетеропереходов в сверхрешетке EuS – PbS увеличивает степень ферромагнитного порядка и, как следствие этого, понижает дно зоны проводимости магнитоактивного материала. Данный фактор необходимо учитывать при анализе энергетической зонной диаграммы, который был проведен выше, без учета ферромагнитного порядка в сульфиде европия. Поэтому расчеты, базирующиеся только на модели Андерсона, были пересмотрены.

В данной главе впервые в расчеты по модели Андерсона включено влияние косвенного s-f-обмена. При этом рассматриваемая задача усложняется и для ее решения целесообразно использовать вариационный метод. Здесь возникает и вторая проблема – проблема подбора пробной функции, выбор которой может быть существенно облегчен, если вариационную процедуру решения провести в комбинации с теорией возмущения.

Высокая концентрация электронов (до n1021см-3) на границе приводит к интенсивному косвенному обмену их с магнитными атомами европия и установлению более высокого ферромагнитного порядка в приповерхностном слое, толщину которого можно определить из вариационной процедуры решения соответствующего уравнения Шредингера. Оно описывает состояние электронов в пограничной области халькогенида европия и в приближении сплошной среды имеет вид:

, (10)

где А – интеграл s-f-обмена, Тk – «поверхностная» температура Кюри, S – спин магнитного атома Eu, Ω – площадь ферромагнитной области, m* – эффективная масса электрона, ε – статическая диэлектрическая проницаемость, а – постоянная решетки, r – расстояние от гетерограницы вглубь слоя EuS, равна единице внутри ферромагнитной микрообласти и нулю вне ее, – плотность положительного заряда в приповерхностной области сульфида европия. Малой величиной в гамильтониане уравнения (10) будем считать . Это действительно так, если эВ, эВ, а эВ для слоя EuS. В этом случае возмущение системы относительно слабо, если потенциальная энергия изменяется на величину U.

В квантовом пределе для решения уравнения (10) используется вариационная методика, где волновая функция аппроксимируется пробной функцией

,  (11)

параметр b в которой определяется из условия минимизации энергии электронов.

Для значений , a, ε, Tk и m*, соответствующих ферромагнитному полупроводнику EuS, были получены следующие величины r≈23 и . Таким образом, благодаря косвенному обмену через электроны проводимости, первоначально сосредоточенных в приповерхностном слое, устанавливается ферромагнитный порядок на глубине более 20. В этой области дно зоны проводимости может опускаться до 0,25эВ, предоставляя тем самым возможность другим электронам просачиваться в слой EuS. С учетом этого энергетическая диаграмма в приповерхностной области существенно изменится.

Перераспределение электронной плотности в сверхрешетке SmS-EuS и высокая концентрация носителей тока  приводят к интенсивному косвенному обмену их с магнитными атомами европия и установлению ферромагнитного порядка в приповерхностной области. Причем, на границе гетероперехода 2р-орбиты серы с одной стороны перекрываются через d-оболочки с 4f-состояниями Eu, а с другой – через d-состояния с 4f-орбитами Sm, что создает условия для реализации механизма двойного обменного взаимодействия, так как в этом случае ионы самария переходят в магнитоактивную конфигурации . Уровень Ферми в халькогениде самария поднимается выше и переводит его в вырожденное состояние. Плотность электронов в приповерхностной области со стороны SmS возрастает до n 1021 см-3 за счет их перетекания из слоя сульфида европия.

В третьей главе проведены исследования транспортных свойств гетероструктур EuS–PbS и EuS–SmS и выполнен анализ влияния ферромагнитного порядка на основны параметры туннелирования. В рамках метода трансферных матриц проведены расчеты ТП гетеросистем на основе моносульфида европия для разного направления спина туннелирующего электрона и определена ССПЭ в подобных структурах. Дана оценка влияния флуктуаций ферромагнитного порядка на спин-поляризованный транспорт в сверхрешетках типа ФП-ПП. Анализ транспортных свойств данных сверхрешеток был выполнен также в рамках метода вторичного квантования.

Для определения ТП амплитуды базисных волновых функций на выходе связывались с их значениями на входе. При этом 4f-состояния в барьере рассматривались как «донорные примесные уровни». В расчетах было учтено  внутреннее обменное поле ферромагнитных слоев () через AS:

барьер                                                 яма

,                         (12)

                          (13)

где , ; s=1, если спины ↑↑ и s=2, если ↑↓. Потенциал рассеивающих центров в барьере описывается δ-функцией (γ-сила рассеяния), что отвечает требованию локальности 4f-состояний , где r0 – радиус их действия.

Для связи решений уравнений (12) применялась трансферная матрица R, переносящая их из области барьера в область ямы, и матрица P, реализующая переход через рассеивающие центры в нерезонансной области:

Рис.1. Гетеробарьер PbS-EuS-PbS:
а) ТП  без учета влияния рассеяния,
- - - при их учете; 

б) ССПЭ

Рис.2. Гетероструктура EuS-PbS-EuS:
а) ТП  без учета влияния рассеяния,
- - - при их учете; 
б) Y1(E)=cos(KL)

ТП сверхрешетки T(E) и её энергетический спектр задаются уравнениями:

, ,  где  

i – номер  гетероперехода, n – число центров, К – «константа» распространения волновой функции.

На рис. 1 а приведены результаты расчета ТП гетероструктуры для разного направления спина туннелирующего электрона и на основе этих данных определена ССПЭ (рис. 1 б). Показано, что вплоть до энергий порядка 3 эВ ток в гетеросистеме будет спин-поляризованным. Сравнение туннельного и энергетического спектров позволяет идентифицировать пики прозрачности с вкладом резонансного туннелирования по состояниям размерного квантования ямы. Так на рис.2 видно, что причиной резонансного пика ТП в районе 2 эВ, является второй уровень размерного квантования ямы. Из проведенных вычислений следует, что вклад нерезонансного туннелирования по 4f-состояниям в барьере увеличивает общую ТП гетеробарьера.

Резонансное туннелирование по 4f-состояниям характеризуется временем жизни электрона tо в квазистационарном резонансном состоянии. Вблизи температуры Кюри появляется и другой характерный масштаб времени – время флуктуации обменного поля tc. Оно зависит от концентрации и природы магнитных ионов и связано с распределением электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. Одним из механизмов флуктуаций является смещение обменным полем энергетических уровней при локальном изменении магнитного порядка. Таким образом ТП Т(Е) барьера зависит от соотношения характерных времен tо и tc. Расчеты выполнены методом функций Грина на основе туннельного гамильтониана:                                

,               (14)

где

Здесь - операторы рождения и уничтожения электрона на состояниях, соответственно, в левом и правом слоях, – на «резонансных» состояниях в EuS. - описывает взаимодействие спина электронов 4f↑-подоболочек со спином туннелирующего электрона , где σ - вектор, компонентами которого являются матрицы Паули; J - параметр обменного взаимодействия.

Для случая совпадения направлений спина туннелирующего электрона со спинами электронов нижней 4f↑-подоболочки Еu волновая функция туннелирующего электрона удовлетворяет (14) и имеет вид

где и - спиноры, соответственно, в левом и правом слоях и на «резонансных» состояниях в EuS.

В этом случае ТП барьера определяется выражением

где - средняя вероятность туннелирования в единицу времени из состояния ak+Φo левого слоя в состояние bp+Φo правого. Получили, что где        - вклад от нерезонансного туннелирования, - обусловлен «гибридизацией» нерезонансной и резонансной частей, - вклад от резонансного туннелирования в случае  предельно медленных флуктуаций обменного поля ():


Для узкой 4f – зоны имеем Таким образом, добавление резонансного туннелирования по 4f↓ - состояниям в барьере заметно повышает его прозрачность Т↓=Т′+Т′′+Т′′′. Наличие обменного слагаемого в (14) приводит к двухпиковой структуре прозрачности барьера (см. рис.3).

При обратном предельном случае быстрых флуктуаций обменного поля, когда получено:

То есть флуктуации обменной энергии в области точки Кюри приводят к тому, что туннелирование становится существенно неупругим и ТП имеет вид лоренцевского пика.

Расчеты туннельных характеристик в рамках многозонной модели проведены на основе туннельного гамильтониана, записанного в матричной форме:

(15)

Волновая функции, удовлетворяющая (15), имеет вид:

где - операторы рождения, уничтожения электрона на состояниях с волновым вектором k.  Слагаемые вида - объемные волновые функции массивных материалов А и В, являющиеся решением невозмущенных гамильтонианов ; - локализованные функции, определяющие поверхностные состояния в системе PbS-EuS, - матрицы коэффициентов при соответствующих волновых функциях. На границе гетероперехода, вследствие того, что s – состояния металлов перекрываются слабо, f – состояния сильно локализованы, а при низкой температуре влияние d-состояний мало, из локализованных состояний наибольшее влияние на туннельную прозрачность окажут p-состояния.

В этом случае уравнение Шредингера после разделения по операторам рождения и подстановки (15) сводится к системе уравнений:

,                                (16)

где векторы и описывают соседние материалы; и – состояния, локализованные на границах между слоями, а элементы определяются по формуле , при этом и т.д., пренебрегая зависимостью от волнового вектора. Таким образом, расчеты туннельных характеристик сводятся к задаче по определению спектра энергий поверхностных состояний.

В четвертой главе в рамках метода ЛКАО проведено моделирование гетероперехода структур EuS – PbS и EuS – SmS с использованием слоевых орбиталей. Матричные элементы соответствующего модельного гамильтониана определялись путем сравнения экспериментальных и теоретических значений. Вначале туннельный и энергетический спектры рассчитывались без учета локализованных состояний. Их влияние на транспортные свойства в области гетероперехода анализировались методом функций Грина. Этот подход использовался при оценке влияния интерфейсных состояний на энергетический спектр и туннельную прозрачность гетеросистем EuS – PbS и EuS – SmS. Обобщение прямоугольной модели Кронига-Пенни на случай потенциала произвольной формы позволило в рамках метода трансферных матриц предусмотреть квантовые размерные эффекты в области приповерхностного заряда. В этом случае расчет энергетического спектра и туннельной прозрачности рассматриваемых гетероструктур можно было провести с учетом искривления зон вблизи гетеропереходов.

При анализе зонной структуры исходных материалов использовался метод сильной связи в рамках модели Слэтера-Костера. Базисная система ограничивалась s-орбиталями валентных оболочек катионов и анионов и px-, py-, pz-орбиталями валентной оболочки каждого аниона. В итоге семь различных базисных s-, p- и d-орбиталей задавались выражениями:

где в которых - радиальные части орбиталей Лёвдина.

Из данного базиса конструировались волновые функции

       

Для описания гетероперехода в направлении [111], с границей, проходящей по общему аниону – аниону серы, целесообразно было перейти к новой системе координат и слоевым орбиталям. Это позволило определить энергетический спектр в направлении [111] (т.е. вдоль оси сверхрешетки) только одним квантовым числом n.

Сверхрешетка при учете взаимодействия между ближайшими соседями представляет собой комбинированную сверхцепочку, составленную путем чередования цепочек из последовательности звеньев разных материалов.

Влияние периодической модуляции зон на образование минизонной структуры сверхрешетки исследовалось на следующей модели:

(17)

В (17) под элементами матриц подразумеваются, соответствующие им матрицы из модели Слетера-Костера, выраженные в базисе анионов и катионов ; слагаемые вида и определяют соответственно, спектр состояний аниона и катиона; - матрица взаимодействия, в случае верхнего индекса АВ, описывающая взаимодействие атомного слоя катионов B с вышележащим (sl1) или нижележащим (sl2) атомным слоем анионов А (индекс ВА  описывает взаимодействие  анионного слоя с катионными).

Затем система уравнений (17) переписывалась в виде, позволяющем использовать формализм трансферных матриц:

       

Рис.4. Энергетический спектр сверхрешетки PbS-EuS (dPbS= 4,1 нм, dEuS=4,1 нм).

Направление спина туннелирующего электрона:  а) параллельно спину 4f-подзоны;

б) – антипараллельно

Основные особенности туннельной прозрачности системы PbS-EuS исследовались и на одномерной модели. В этом случае элементы соответствующих матриц являлись числами, что существенно упрощало расчеты. Например, энергетический спектр сверхрешетки и ТП  определялись уравнениями

где .        

Расчеты весьма примечательны тем, что метод сильной связи приводит к результату по форме весьма близкой к данным метода трансферных матриц. Соответствующие графики показаны на рис. 4, где представлен спектр энергетических состояний для разного направления спина электрона.

Анализ туннельной прозрачности системы PbS-EuS показывает высокий  уровень спиновой поляризации, что отражают особенности зонной структуры данной системы. В частности, спиновая когерентность имеет резонанс в области нахождения 4f 7-состояний.

Важно отметить, что путем несмежных преобразований систему уравнений (17) можно привести к виду (16), где например:

и  .

Тогда для расчета энергетического спектра локализованных состояний вводится возмущение

,

которое разделяет кристалл на две части. Формальное решение уравнения Шредингера, учитывающего это возмущение, приводит к уравнению Липпмана – Швингера (1).

Пользуясь обобщением теоремы Лёвдина, удалось понизить размерность матрицы на случай большого числа блоков. При этом в прямоугольные блоки выделялись матрицы имеющие размерность 7x7. В конечном итоге было получено:

,

где, ,, ,        , а b(c)str и b(c)stl получились из b(c) удалением соответственно i-ой строки и j-ого столбца; – из a удалением  i-ой строки и j-ого столбца.

После этого определелялись функции Грина границы раздела PbS-EuS. Для этого взаимодействие между двумя полубесконечными кристаллами включалось путем образования химической связи между оборванными s-орбиталями Pb и гибридизированными орбиталями серы sр3-типа. Функцию Грина gГ границы раздела с взаимодействием определяли также из уравнения Дайсона. Если электронная структура границы раздела определялась полюсами функции Грина gГ, то дискретные состояния на границе, где перекрываются энергетические щели и карманы полубесконечных кристаллов PbS и EuS, задавались нулями определителя

               (18)

Диагональные элементы  матрицы Грина и имели вид

где , и - детерминанты соответствующих матриц, a и их миноры. Значение V2 рассчитывалось по интерполяционной формуле , где a - межъядерное расстояние, ηabm - безразмерный коэффициент, или теоретико-числовыми методами по вычислительной схеме Коробова.

Рис.5. Энергетический спектр сверхрешетки PbS-EuS (dPbS= 4,1 нм, dEuS=4,1 нм), вычисленный с учетом локализованных состояний на границах гетеропереходов: а) направление спина туннелирующего электрона параллельно спину заполненной 4f-подзоны; б) – антипараллельно

Таким образом, решение секулярного уравнения (18) позволяет найти спектр энергетических состояний, локализованных на границе раздела.

Результаты расчетов энергетического спектра сверхрешетки PbS-EuS отражают наличие спинового расщепления энергетических состояний, что связано с соответствующими изменениями зонной структуры ферромагнитного EuS. Подобное расщепление особенно сильно проявляется в области энергий 4f-состояний. Состояния, локализованные на границах гетеропереходов, оказывают существенное влияние в основном на энергетические состояния валентной зоны. Это связано со строением границы раздела PbS-EuS, проходящей по анионам серы в направлении [111], и тем, что валентные зоны исходных соединений также образованы из p-состояний аниона

Эффекты перераспределения зарядов в гетероструктуре вызывают искривление краев зон на границах гетеропереходов, что приводит к образованию вблизи гетеропереходов дополнительных потенциальных барьеров и квантовых ям. Очевидно, что в области подобных квантовый ям, вследствие размерного квантования, возможно появление инверсионных состояний. В связи с этим возникает задача нахождения решения волнового уравнения для периодических структур более общего вида, что позволит не только более точно определить вид волновой функции, учесть влияние перераспределения электронов на зонную структуру и ТП гетероструктур, но и указать пределы применимости «прямоугольного приближения». Данная задача решалась методом трансферных матриц, обобщенным на случай потенциала произвольной формы барьера и ямы.

Исходный потенциал был разбит на большое число участков Δх и на каждом таком участке потенциал считался постоянным. Перенос волновой функции с одного интервала в соседний осуществлялся выражением:

.

Несложно показать, что

,

Такой алгоритм перемножения матриц избран по причине того, что он позволяет произвести предельный переход к непрерывному случаю. Тогда связь между амплитудами на входе в неоднородный слой и выходе из него примет вид:

, где например

. (19)

Тогда получаем        

Здесь во втором приближении множители имеют вид:

получается заменой cos на sin;

.

Рис.6. Энергетический спектр сверхрешетки в области энергии дна зоны проводимости полупроводника, образующего яму

Результаты расчета показывают наличие вблизи дна зоны проводимости минизонного спектра, обусловленного расщеплением сверхрешеточным потенциалом состояний размерного квантования в областях приповерхностного заряда. Уширение обусловлено тем, что эти состояния расположены в пределах одной ямы, и взаимодействие между ними сильнее, чем межъямное. Достоверность разложения (19) проверялась на модели, имеющей точное решение (гармонический осциллятор), где было показано совпадение результатов.

В пятой главе проанализированы возможности и условия получения самых нижних по энергии связи прямых и межъямных экситонов в сверхрешетках EuS-PbS, изучено влияние косвенного обмена на основные параметры экситонов в наноразмерных гетеросистемах на основе ферромагнитных полупроводников, дана оценка влияния разности диэлектрических проницаемостей EuS и PbS на свойства межъямных и прямых экситонов и проведены расчеты условий конденсации экситонов в сверхрешетках EuS-PbS на базе теоретико-групповых методов.

Исследован экситонный спектр двух закрытых квантовых ям, образованных -уровнями в запрещенных зонах барьерных слоев халькогенида европия, входящих в сверхрешетку PbS-EuS (рис.7).

Из-за низких значений энергии связи (для PbS Eex~ 6,8 мэВ, ε2>>ε1) «рыхлые» экситоны в квантовых ямах сульфида свинца в расчетах не учитывались.

Гамильтониан для прямых экситонов имеет следующий вид:

, (20)

где – эффективные массы электрона и дырки, – координаты электрона  дырки вдоль квантовых ям, Se,h – спин электрона и дырки, ε1 – низкочастотная диэлектрическая проницаемость слоя EuS, А – интеграл s-f обмена, при и при . В случае межъямных экситонов гамильтониан запишется в следующей форме:

, (21)

где d – ширина слоя PbS, ε2 – низкочастотная диэлектрическая проницаемость сульфида свинца.

Волновые функции подбирались в виде линейной комбинации одночастичных функций с определенной локализацией дырки и электрона:

,               (23)

где λ – вариационный параметр, который можно найти из условия минимизации энергии системы с гамильтонианом (20) или (21) и волновыми функциями (22). Для межъямного экситона, где нужно учесть переход электрона между барьерами, волновая функция системы PbS-EuS имела вид:

,

где аji – амплитуды вероятности обнаружения электрона и дырки в разных квантовых ямах (i и  j). Энергии прямых и межъямных экситонов определялись из уравнений:

При определении вариационного параметра λ для прямого экситона использовался метод теории возмущения в комбинации с вариационной процедурой решения уравнения Шредингера с гамильтонианом (20). Малой величиной считалась энергия обменного взаимодействия

Из условия минимума полной энергии электронной системы получено:

  (23)

где – приведенная масса электрона и дырки.

Величина энергии (23) отсчитана от дна зоны проводимости Ес2 и ее абсолютное значение при k=0 равно энергии связи электрона и дырки в покоящемся экситоне. Как видно из формулы (23), она возросла на величину энергии обмена. На рис. 8 показана схема опускания энергетического уровня n=1 экситона при воздействии обменной связи.

Энергия связи межъямных экситонов значительно ниже из-за того, что статическая диэлектрическая проницаемость слоя моносульфида свинца на порядок больше, чем в EuS. Для дырки и электрона, локализованных в разных квантовых ямах, перекрытие волновых функций мало. Это уменьшает вероятность взаимной аннигиляции.

Магнитное поле (в нашем случае внутреннее молекулярное) существенно влияет на время жизни, спектр и коэффициент диффузии прямых и межъямных экситонов. Действительно, используя тот факт, что время жизни экситона обратно пропорционально интегралу перекрытия

,

где v – номер уровня перехода, было установлено значительно большее его значение для прямых экситонов, чем для межъямных. Время жизни последних сильно возрастает при увеличении ширины разделяющего слоя PbS.

Например, при d~50оно увеличивается почти на порядок.

Для разрешенных электрических дипольных переходов 4f-5d характерна большая сила осциллятора. Расчеты ее для Eu2+ по формуле

,

где N – число ионов, способных возбуждаться; α – коэффициент поглощения, v– частота света; дали действительно большие значения f=0,01÷0,03.

В модели магнитного экситона возбуждение электрона в зону проводимости происходит с 4f-уровня, что соответствует представлению Г25. Переход разрешен, если

где h – порядок группы, – характеры соответствующих представлений.

Нетрудно показать, что разрешенными будут переходы Г25 Г1 и Г25 Г12. Это соответствует экситонному переходу 4f6s и 4f5d, то есть экситон

образуется зонами 6s и 5d. Однако переход 4f6s не дает выигрыша в энергии и не является оптически активным.

Если учесть электронно-дырочное обменное взаимодействие и обменную связь экситона с ионами редкоземельного металла, то зависящая от спинов часть энергии взаимодействия во внешнем магнитном поле Н может быть представлена в следующем виде:

                       (24)

Здесь , 

Se, Sh и – спины 1/2, 3/2, 7/2 соответственно, электрона, дырки и иона европия, J – обменные коэффициенты для различных взаимодействий; gn=ge=2 и Б – магнетон Бора.

Энергетические уровни Еi экситона, расщепленные обменным взаимодействием, получим, рассматривая действие гамильтониана (24) на базисе экситонных волновых функций, соотсветствующих Е1–Е8:

где – волновой вектор экситона, аi – коэффициенты, определяемые из уравнений, полученных при действии оператора (24) на функции ij.

Из собственных значений гамильтониана (24) наибольший интерес представляют E1 и E8, которые при отсутствии внешнего магнитного поля можно определить из соотношения

, (25)

где AhAe0,1эВ и Jhe= –0,3мэВ. Тогда по формуле (25) имеем  E1= –0,2эВ и  E8= 0,2эВ. Таким образом, максимальное уширение экситонного спектра из-за косвенного обмена в ферромагнитном слое EuS составляет E= E8–E1=0,4эВ.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

  1. Методом функции Грина в приближении сильной связи и методом функционала электронной и спиновой плотности проведены расчеты распределения спиновой поляризации на поверхности ферромагнитного металла, например Ni, в диэлектрических прослойках многослойных ферромагнитных пленок типа Fe – Si и наноразмерных ферромагнитных гетеросистемах EuO – Co и EuO – SrO .

В приповерхностной области ферромагнитного металла степень спиновой  поляризации электронов выше, чем в объеме. Это связано с понижением их плотности, сужением d – зоны и перетеканием электронов между поверхностными и объемными атомами при выравнивании уровня Ферми. Электроны, поляризованные по спину, затягиваются диэлектриком из-за снижения электростатического притяжения электронов к поверхностной области ферромагнетика, обедненной электронами. Между ферромагнитными слоями, разделенными диэлектриком толщиной порядка , благодаря «затягиванию» поляризованных электронов диэлектрической средой, устанавливается обмен электронами с сохранением спиновой поляризации.

  1. Разработан и строго обоснован метод расчета кривых квазистатического перемагничивания двухслойных ферромагнитных пленок с магнитостатическим взаимодействием между слоями. Результаты теоретических расчетов подтверждены экспериментальными данными.

Разработан и строго обоснован экспериментальный метод измерения энергии магнитного взаимодействия между наноразмерными ферромагнитными слоями. С помощью него проведено измерение энергии связи в двухслойных ферромагнитных пленках различного состава – основы наноразмерных гетеросистем.

  1. Проведены экспериментальные исследования влияния магнитного и обменного взаимодействий на магнитострикционные и гальваномагнитные параметры двухслойных ферромагнитных пленок. Они дали дополнительные сведения об упругих, электрических и магнитных свойствах наноразмерных ферромагнитных гетеросистем. Эти структуры не только суммируют свойства отдельных пленок, но и обладают рядом новых свойств, связанных, например, с появлением подзон в энергетическом спектре s – и d –электронов. Знак эдс Холла и величина поля насыщения диктуются свойствами более толстого слоя, так как его проводимость выше и обменная связь в меньшей степени изменяет его магнитную структуру. Одной из причин увеличения эффекта Холла в двойных системах является возрастание эффективной намагниченности, происходящее из-за обменного и магнитного взаимодействий.
  2. Осуществлен отбор новых гетеропар: EuS – PbS, EuO – SrO и EuS – SmS, удовлетворяющих требованиям максимального соответствия параметров кристаллических решеток (рассогласование составляет 0,17%, 0,41% и 0,01%, соответственно, при допустимом значении 0,5%) и обладающих одинаковой сингонией. Это обеспечило практически идеальный гетеропереход с низкой плотностью поверхностных состояний и дислокаций несоответствия, что позволило использовать в расчетах энергетических диаграмм гетеропереходов диффузионную модель Андерсона и принимать рассеяние электронов на границах сверхрешеток ФП – ПП зеркальным в расчетах туннельной прозрачности; применять в анализе влияния обменного взаимодействия на энергетический спектр, распределение спиновой и электронной плотностей в области гетеропереходов метод огибающих функций и вариационные процедуры.
  3. Проведены расчеты энергетических диаграмм гетеропереходов EuS – PbS и SmS – EuS на базе модели Андерсона и вариационным методом дана оценка влияния s – f – взаимодействия на распределение электронной и спиновой плотностей в области гетерограницы ФП – ПП. Определены размеры ферромагнитных участков и высота барьеров на переходах EuS – PbS и EuS – SmS.

На основе метода огибающих функций с учетом влияния обменного взаимодействия рассчитана  минизонная структура сверхрешеток EuS – PbS и EuS – SmS.

Показано, что благодаря s – f –обменному взаимодействию и наличию и уровней в запрещенных зонах SmS и EuS, соответственно, источником спин-поляризованных электронов может быть и слой халькогенида самария, так как на гетерогранице ионы последнего переходят в магнитно-активное состояние .

Анализ минизонной структуры сверхрешеток ФП – ПП показал, что благодаря обменному взаимодействию в них, образуется новый тип квантовых ям: магнитных и закрытых. Они существенно влияют на туннельную прозрачность систем ФП – ПП и спин-поляризованный транспорт электронов.

  1. Методом трансферных матриц и методом сильной связи проведены расчеты туннельной прозрачности гетеросистем ФП – ПП с учетом влияния обменного взаимодействия. Дана оценка условий резонансного и нерезонансного туннелирования при наличии состояний. Показано, что главный резонансный вклад в проводимость через зону дают только электроны, имеющие соответствующее направление спина.

В рамках метода функций Грина рассчитано влияние магнитного порядка на туннельные характеристики гетероструктур ФП – ПП и показано условие вырождения двухпиковой структуры в лоренцевскую.

Также учтено влияние инверсионных состояний на туннельную прозрачность и энергетический спектр этих гетеросистем. Расчеты для этих состояний проведены путем обобщения модели Кронига – Пенни на случай потенциала произвольной формы.

Результаты этого анализа корректны и применимы в технике проектирования устройств спиновой информатики и спиновых транзисторов, где используется спин – поляризованный ток.

  1. Теоретико-групповыми методами изучены условия образования прямых и межъямных экситонов в сверхрешетках ФП – ПП и показано влияние обменного взаимодействия на энергию свзязи и другие параметры подобных коллективных возбуждений. Оценено воздействие внутреннего магнитного поля на время жизни и спектр межъямных экситонов, находящихся в триплетном состоянии со временем жизни много большем синглетного. Установлено, что плотность таких экситонов возрастает до и создаются условия для образования в таких системах устойчивого бозе-конденсата из прямых и межъямных экситонов до температур 16 К. Результаты этих исследований могут быть использованы в экситонной спектроскопии.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ ОТРАЖЕНО

В СЛЕДУЮЩИХ РАБОТАХ

  1. Об измерении энергии связи в двухслойных ферромагнитных пленках / Ю.Ф. Головнев, И.Я. Ганжа, М.К. Савченко и др. // Известия АН СССР. Физика. – 1967 . – Т. 31,  № 5. – С. 779 -782.
  2. Головнев Ю.Ф., Савченко М.К. Анализ квазистатического перемагничивания двухслойных пленок с учетом влияния поверхностной энергии связи // Известия вузов. Физика. – 1967. – № 6. – С. 18 - 23.
  3. Влияние толщины прослойки на энергию связи Неля двухслойных магнитных пленок / Ю.Ф. Головнев, И.Я. Ганжа, М.К. Савченко, В.С. Черкашин  // Известия вузов.  Физика. – 1968. – № 4. – С. 29-37.
  4. Головнев Ю.Ф. Петли гистерезиса магнитостатически связанных двухслойных пленок // Известия вузов. – Физ. – 1972. – № 4. – С. 24-31.
  5. Головнев Ю.Ф., Прищева А.Г., Савченко М.К. Критические кривые магнитостатических связанных ферромагнитных пленок // Физика металлов и металловедение. – 1973. – Т. 35, вып. 1. – С. 71-77.
  6. Получение монокристаллических слоистых ферро-феритовых пленок и  некоторые их магнитные свойства / Ю.Ф. Головнев, В.В. Левенко, А.И. Комалов и др. //  Известия вузов.  Физика. – 1974. – № 5. – С. 63- 67.
  7. Доменная структура тонких (1-80 мкм) эпитаксиальных кристаллов никеля и кубического кобальта / Ю.Ф. Головнев, В.В. Левенко, А.И. Комалов и др. // Труды 6-го Международного коллоквиума по тонким магнитным пленкам. –  Минск, 1974. – С. 123 - 128.
  8. Головнев Ю.Ф., Кудряшова И.Я. Эффект Холла в двойных магнитных пленках // Исследования в области физики конденсированного состояния вещества: Труды  БИЕН БФ СОАН СССР. –  1976. –  Вып. 16. –  С. 166- 171.
  9. Головнев Ю.Ф., Бессмертный А.В. Магнитострикционное взаимодействие  в многослойных ферромагнитных пленках // Исследования в  области  физики  конденсированного  состояния  вещества: Труды БИЕН  БФ  СОАН  СССР. – 1976. – Вып.  16. – С. 161- 165.
  10. Головнев Ю.Ф., Панин В.А., Прохорова Т.А. Хемосорбция на поверхности магнитных халькогенидов // Труды XVIII Международного совещания по температуроустойчивым функциональным покрытиям. – Тула, 2001. – С. 43 – 49.
  11. Головнев Ю.Ф., Панин В.А., Прохорова Т.А. Электронная структура границы раздела SrО-EuO // Известия ТулГУ. Математика, механика, информатика. – 2001. – Т.7, вып. 2. – С. 65- 69.
  12. Головнев Ю.Ф., Панин В.А., Прохорова Т.А. Электронные состояния на гетерогранице Sr-EuO //  Известия ТулГУ. Математика, механика, информатика. – 2001. – Т. 7, вып. 2. – С. 151-153.
  13. Головнев Ю.Ф., Парамонов А.В. Расчет зонной структуры в приближении огибающей функции для сверхрешеток из магнитных полупроводников // Известия ТулГУ. Математика, механика, информатика. – 2002.  – Т. 8, вып. 2. – С. 77 - 81.
  14. Головнев Ю.Ф., Парамонов А.В. Квантовые магнитные ямы в сверхрешетках из магнитных и немагнитных полупроводников // Новые магнитные материалы микроэлектроники: Сборник трудов XIX Международной школы – семинара. – М., 2002. – С. 244 - 246.
  15. Головнев Ю.Ф.,  Добровольский Н.М.,  Надеждина Е.Е. Расчет кулоновских и обменных  интегралов методом  оптимальных коэффициентов  // Известия ТулГУ.  Математика,  механика, информатика.  –  2002.  – Т. 8,  вып. 1. –  С. 29- 40.
  16. Головнев Ю.Ф., Никольская Л.В. Магнитные сверхрешетки на основе гетероструктуры EuS-PbS // Новые магнитные материалы микроэлектроники: Труды XIX Международной школы-семинара. – М., 2004. –  С. 889 - 891.
  17. Головнев Ю.Ф., Ермолов А.В. Расчёт тунельной прозрачности магнитной гетероструктуры PbS – EuS – PbS //  Новые магнитные материалы микроэлектроники: Труды XIX Международной школы-семинара. – М., 2004. – С. 892 - 894.
  18. Головнев Ю.Ф., Парамонов  А.В.  Механизм  образования сверхрешетки ферромагнетик –  парамагнетик в гетероструктуре SmS – EuS  // Новые магнитные материалы микроэлектроники: Материалы XIX  Международной школы-семинара. – М., 2004. – С. 424 - 426.
  19. Головнев Ю.Ф., Никольская Л.В. Построение зонных диаграмм гетероперехода методом Андерсона и расчет зонной структуры сверхрешетки PbS-EuS методом эффективной массы // Известия ТулГУ. Математика, механика, информатика. – Т. 10, вып. 3. – С. 31- 40.
  20. Головнев Ю.Ф., Парамонов А.В. Моделирование и расчет гетероперехода и сверхрешетки на основе моносульфидов самария и европия // Известия ТулГУ. Математика, механика, информатика. – 2004. – Т. 10, вып. 3.  – С. 41 - 47.
  21. Головнев Ю.Ф., Ермолов А.В. Расчет прозрачности гетеробарьера SmS – EuS – SmS функций Грина на основе туннельного гамильтониана в представлении вторичного квантования // Известия ТулГУ. Математика, механика, информатика. – 2004. – Т. 10,  вып. 3. – С. 43 - 52.
  22. Golovnev J.F.,  Nikolskaja  L.V. Heterostructures from magnetic and paramagnetic semiconductors for spintronics // Physics of Electronic Materials: 2 - nd International Conference Proceedings. –  Kaluga, 2005. – V. 2. – Р. 244 - 248.
  23. Golovnev  J.F.,  Ermolov  A.V.  The  analysis  of  zoned  structure  of  a superlattice  for  spinpolarized  transport  //  Physics  of  Electronic  Materials:  2-nd  International  Conference  Proceedings.  –  Kaluga,  2005. –  V. 2. –  Р. 309 - 313.
  24. Golovnev J.F., Paramonov A.V. Energy distribution of electrons in a superlattice  from  magnetic semiconductors SmS-EuS //  Physics of Electronic Materials: 2 - nd International Conference Proceedings. – Kaluga, 2005. – V. 2. – Р. 313 - 317.
  1. Головнев  Ю.Ф., Никольская Л.В. Экситоны  в сверхрешетках PbS-EuS // Известия ТулГУ.  Физика. –  2005. – Вып.  5. – С. 104 - 110.
  2. Головнев Ю.Ф., Ермолов А.В. Изменение энергетического спектра сверхрешетки PbS – EuS под влиянием состояний, локализованных на границах гетеропереходов // Известия ТулГУ. Физика. – 2005. – Вып. 5. – С. 83 - 103.
  3. Головнев Ю.Ф., Никольская Л.В. Прямые и межъямные экситоны в магнитных наноструктурах // Новые магнитные материалы микроэлектроники: Материалы XX Междунар. школы-семинара. – М., 2006. – С. 999 - 1000.
  4. Головнев Ю.Ф. Ермолов А.В.  Влияние состояний ферромагнитного компонента на туннельную прозрачность гетероструктур SmS – EuS // Новые магнитные материалы микроэлектроники: Материалы  XX Междунар. школы – семинара. – М., 2006. – С. 997 - 998.
  5. Головнев Ю.Ф., Ермолов А.В. Спин-поляризованный транспорт в гетероструктурах PbS – EuS и SmS – EuS // Химия твердого тела и современные микро- и нанотехнологии: Тезисы докладов  VI Международной конференции. – Кисловодск, 2006. – С. 104 - 105.
  6. Головнев  Ю.Ф., Никольская  Л.В. О конденсации  экситонного газа в  сверхрешетках  на основе  ферромагнитных  полупроводников  // Химия  твердого тела и современные микро- и нанотехнологии: Материалы  VI  Международной  конференции. – Кисловодск, 2006. – С. 102 - 103.
  7. Головнев Ю.Ф., Нургулеев Д.А. Резонансное туннелирование в гетероструктурах на основе ферромагнитных полупроводников //  Современные проблемы фундаментальных и прикладных наук: Труды 50-й научной конференции МФТИ. – М., 2007. – Т. 5. – С. 141-144.
  8. Головнев Ю.Ф., Лаковцев А.Б. Экситоны в сверхрешетках на основе редкоземельных полупроводников // Современные проблемы фундаментальных и прикладных наук: Труды 50-й научной конференции МФТИ. – М., 2007. – Т. 8. – C. 68-69.
  9. Головнев Ю.Ф., Ермолов А.В.  Влияние обменного взаимодействия на распределение электронной  плотности  в области гетероперехода SmS-EuS // Современные проблемы фундаментальных  и прикладных наук:  Труды 50-й  научной  конференции МФТИ. – М., 2007. – Т. 8. –  C. 61-63.
  10. Полевые транзисторы на основе ферромагнитных гетероструктур  / Ю.Ф. Головнев, Л.В. Никольская, А.В. Парамонов, М.О. Тюрина //  Актуальные проблемы физики твердого тела: Сборник докладов III Международной научной конференции. – Минск, 2007. – Т. 2. –  С. 16 - 17.
  11. Головнев Ю.Ф., Лаковцев А.Б. Бозе-конденсация межъямных экситонов в сверхрешетках на основе ферромагнитных полупроводников //  Актуальные проблемы физики твердого тела: Сборник докладов Международной научной конференции. – Минск, 2007. – Т. 1. – С. 242 - 243.
  12. Головнев Ю.Ф., Нургулеев Д.А. Туннельная прозрачность многобарьерных структур EuS / PbS //  Актуальные проблемы физики твердого тела: Сборник докладов III Международной научной конференции. – Минск,  2007.  –  Т. 2. – С. 141-142.
  1. Головнев Ю.Ф., Ермолов А.В. Влияние ферромагнитного порядка на квантоворазмерные эффекты в гетероструктурах на основе ферромагнитного полупроводника EuS //  Химия твердого тела и современные микро- и нанотехнологии: Материалы VII Международной научной конференции. – Кисловодск, 2007. –  С. 261- 263.
  2. Golovnev J.F., Nikol’skaya L.V. Direct and Interwell Excitons in Magnetic Nanostructures // Bulletin of the Russian Academy of Scientices: Physics.

– 2007. – V.71, № 11. – Р. 1623 - 1625.

  1. Головнев Ю.Ф., Нургулеев Д.А. Неупругое резонансное туннелирование  в гетероструктурах  на  основе ферромагнитных полупроводников // Химия твердого тела и современные микро-  и нанотехнологии:  Материалы VII Международной научной конференции. –  Кисловодск, 2007. –  С. 313 - 315.
  2. Головнев Ю.Ф. Наноразмерные ферромагнитные гетеросистемы. – Тула: Изд-во ТГПУ, 2007. – 262 с.
  3. Головнев Ю.Ф., Никольская Л.В. Прямые и межъямные экситоны в магнитных наноструктурах  //  Известия РАН.  Физика. – 2007. – Т. 71, № 11. – С. 1664 - 1666.
 






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

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.