WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

данными в области температур от 5 до 100 K. КроВыражение (14) отличается от установленного в [3] ме того, для объяснения наблюдаемой в эксперименте показателем степени, ответственным за полевую зависи- кюри-вейсовской зависимости магнитной восприимчимость, что соответствует учету динамического характера вости в [6] предполагалось, что плотность состояний спиновых флуктуаций. Однако в статическом пределе вблизи верхнего и нижнего краев валентной зоны и ( T ) это отличие исчезает. Кроме того, коэффи- зоны проводимости должна иметь большие значения циенты и зависят от внешнего магнитного поля, а первой производной. Это предположение противоречит не являются постоянными, как в случае, рассмотренном результатам зонных расчетов из [14] (см. вставку на в [3]. Характер этой зависимости определяется зонной рис. 1). В рамках же развиваемого подхода наличие структурой и может быть различным. спиновых флуктуаций (в случае FeSi нулевых) должно Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 1000 К.А. Шумихина, А.Г. Волков, А.А. Повзнер привести к продольным спиновым и зарядовым флуктуациям и, как следствие этого, к андерсоновской локализации электронных состояний с энергиями, лежащими в интервале шириной EC ниже верхнего края валентной зоны и выше нижнего края зоны проводимости. Если принять эффективные ширины валентной зоны и зоны проводимости равными: = 0.33 и = 0.2 1 (оценивая их из условия равенства плотностей состояния на краях подвижности), то, согласно (11), при T электронные состояния валентной зоны локализованы в (1) интервале энергий EC > E(1) - >0, а состояния зоны (2) проводимости — в интервале EC < - E(2) < 0; E(1) и E(2) — положения верхнего и нижнего краев этих (1) (2) зон соответственно, EC и EC — значения порогов подвижности для валентной зоны и зоны проводимости, отсчитанные от E(1) и E(2) (рис. 2, a). При этом из-за спин-флуктуационного расщепления химический потенциал оказывается в области делокализованных электронных состояний (рис. 2, a), а основное состояние FeSi будет металлическим. Далее, поскольку с увеличением температуры амплитуда нулевых спиновых флуктуаций убывает быстрее, чем растет амплитуда тепловых спиновых флуктуаций [6], спин-флуктуационное расщепление электронного спектра уменьшается и при 5 < T < 50 K химический потенциал оказывается в области локализованных состояний (рис. 2, b, c). При этом в данном интервале температур спин-флуктуационное расщепление электронного спектра велико настолько, что энерРис. 2. Зависимость плотности электронных состояний FeSi гетическая щель оказывается „схлопнутой“ (рис. 2, b, c).

от энергии при различных температурах. Пунктирная линия В этом интервале температур реализуется прыжковая соответствует положению химического потенциала, заштрихоэлектропроводность, и соответственно электросопротивванные области — локализованным состояниям.

1/ление должно изменяться по закону ln T, что и наблюдается в эксперименте [13,15]. Также в этой области температур восприимчивость будет изменяться 2 на величину 2Um, по закону Кюри–Вейса с постоянной Кюри C = µBnloc, где nloc — число занятых локализованных состояний, (0) Eg(T ) =Eg - 2Um. (15) которое в соответствии с (9) и (11) может быть найдено как Вследствие этого при T 50 K FeSi претерпевает электронный фазовый переход в полупроводниковое (2) EC +E(2) E(1) состояние, а характер температурной зависимости его электросопротивления скачком изменится с прыжкового nloc = g() f ( - µ)d + g() f ( - µ)d.

на активационный. Значение энергии активации Ea будет (1) E(2) E(1)-EC отличаться от ширины запрещеной зоны, так как области (1) энергий шириной EC ниже энергетической щели и Получающееся при этом значение постоянной Кюри (2) шириной EC выше ее отвечают локализованным элекC = 8.81 · 10-5 emu · K/mol совпадает с найденным из тронным состояниям. Таким образом, энергия активации эксперимента [13]. Дальнейшее увеличение температуры носителей тока определяется соотношением ведет к исчезновению нулевых спиновых флуктуаций и возникновению энергетической щели в электронном (1) (2) (0) Ea = EC + EC + Eg - 2Um (16) спектре (рис. 2, d). При этом в силу того, что тепловые флуктуации спиновой плотности увеличиваются с и убывает с ростом температуры. Однако в силу ростом T медленнее, чем исчезают нулевые спиновые того, что амплитуда тепловых спиновых флуктуаций флуктуации, энергетическая щель возникает скачком.

линейно возрастает с температурой, уменьшение Ea Ее ширина (Eg(T )) из-за спин-флуктуационного расщепс ростом T не может быть обнаружено в экспери(0) ления электронного спектра будет меньше значения Eg ментах по электросопротивлению ((T ) exp(-Ea/T ), (найденного путем одноэлекронных зонных расчетов) а m(T ) T ). Значение энергии активации, найденное Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. Особенности электронных переходов в почти ферромагнитных полупроводниках (на примере FeSi) из температурной зависимости электросопротивления, [8] P.W. Anderson. Phys. Rev. 109, 1492 (1958).

(1) (2) (0) будет определяться соотношением a = EC +EC +Eg [9] Н.Ф. Мотт. Переходы металл–изолятор. Наука, М. (1979).

С. 342.

и, согласно оценкам значений порогов протекания, рав[10] А.Г. Волков, А.А. Повзнер, В.В. Крюк, П.В. Баянкин, ФТТ но a = 0.088 eV. Этим и объясняется несовпадение 41, 10, 1792 (1999).

значений энергии активации, найденных путем зонных [11] J.A. Hertz, M.A. Klenin. Phys. Rev. B 10, 3, 1084 (1974).

расчетов и из эксперимента. Дальнейшее возрастание [12] Л.И. Винокурова, А.В. Власов, Э.Т. Кулатов. ИОФАН 32, амплитуды тепловых спиновых флуктуаций (с ростом T ) 4, 463 (1991).

приведет вновь к схлопыванию энергетической щели, [13] M.B. Hunt, M.A. Chernikov, E. Felder. Phys. Rev. B 50, 20, смещению порога протекания в валентной зоне (зоне 14 933 (1994).

проводимости) вверх (вниз) относительно химическо- [14] H. Ohta, S. Kimura, E. Kulatov, S. Halilov, T. Nanba, M. Motokawa, M. Sato, K. Nagasaka. J. Phys. Soc. Jpn. 63, го протенциала и вследствие этого к обращению в (1994).

нуль энергии активации (см. (13)) при TMI 81 K.

[15] Sh. Takagi, H. Yasuoka, Sh. Ogawa. J. Phys. Soc. Jpn. 50, 8, Таким образом, при TMI 81 K FeSi вновь претерпе2539 (1981).

вает электронный фазовый переход, но теперь из по[16] Н.Е. Случанко, В.В. Глушков, С.В. Демишев, М.В. Конлупроводникового в металлическое состояние. Последрин. Письма в ЖЭТФ 68, 10, 774 (1998).

дующие особенности и механизмы формирования его электрических свойств рассматривались в [10]. При этом было установлено, что роль спин-флуктуационной перенормировки спектра продолжает оставаться решающей вплоть до температуры T 300 K, выше которой формирование металлического состояния (в частности, увеличение числа носителей тока) завершается. Выше 300 K определяющими в формировании температурного изменения электросопротивления становятся механизмы рассеяния, и (T ) FeSi возрастает с увеличением T.

Эта область температур была исследована в [10] и не является предметом обсуждения данной работы.

Таким образом, сформулированное обобщение спинфлуктуационной теории позволяет описать последовательность электронных превращений, наблюдаемых в почти ферромагнитных полупроводниках. На основе анализа экспериментальных данных о FeSi можно сделать вывод о возможности сильного спин-флуктуационного рассеяния, обусловливающего возникновение области локализованных электронных состояний. Учет этого обстоятельства важен для дальнейшего развития представлений об электронных фазовых переходах в почти ферромагнитных полупроводниках и полуметаллических слабых зонных магнетиках. Можно также ожидать, что рассмотренный механизм электронных превращений имеет место и в кондо-системах (например, SmB6), поведение которых аналогично FeSi [16].

Список литературы [1] Э.Л. Нагаев. УФН 168, 8, 917 (1998).

[2] Э.Л. Нагаев. УФН 166, 8, 833 (1996).

[3] N.G. Bebenin, V.V. Ustinov. J. Phys.: Cond. Matter. 10, (1998).

[4] P. Phodes, E.P. Wohlfarth. Proc. Roy. Soc. A 273, 1353, (1963).

[5] Т. Мория. Спиновые флуктуации в магнетиках с коллективизированными электронами. Мир, М. (1988). 288 с.

[6] А.А. Повзнер, А.Г. Волков, П.В. Баянкин. ФТТ 40, 8, (1998).

[7] А.Г. Волков, А.А. Повзнер, В.В. Крюк, П.В. Баянкин, Ю.Б. Кудасов. ЖЭТФ116, 5 (11), 1770 (1999).

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.