WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

вблизи интерфейса Cr/Fe на масштабе порядка корреляВзаимодействие участвующих в формировании ВСП ционной длины ВСП в хроме (T ) lD. Очевидно, что электронов с плоским дефектом задается при помощи данный вывод имеет весьма общий характер, т. е. вблизи эффективного потенциала U(x), резко спадающего на любого плоского дефекта в виде границы раздела Cr/X, длине d a. Поскольку корреляционная длина ВСП где металл X имеет отличную от Cr валентность, будет (T ) >0 > d, термодинамический потенциал системы иметь место перераспределение зарядовой плотности на можно записать в виде (2), причем форма „поверхмасштабе lD и как следствие спиновой плотности на ностной“ составляющей s подбирается под конкретную масштабе (T ). Однако крайне сложно установить, как физическую систему. Например, потенциал связаны параметры потенциала U(x) с типом металла 2 X в каждом конкретном случае. Заранее совершенно s = (0)/2 (4) не ясно, например, как следует выбирать знак и вемоделирует ситуацию объемного АФМ с идеально плос- личину U0 в случае X = V или X = Sn. Дело в том, ким немагнитным дефектом, расположенным в начале что для эпитаксиальных структур типа [Cr(t)/X(1ML)] Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 1886 В.Н. Меньшов, В.В. Тугушев актуальной является проблема механической адаптации Таким образом, в рамках сравнительно простой мопримесного монослоя X к решетке Cr. Действительно, дели для зонного АФМ со встроенным в него плоским вблизи плоского дефекта на длине релаксации ls неиз- немагнитным дефектом удается показать, что вносимые бежны деформации кристаллической структуры матри- им перераспределение зарядовой плотности и искажение цы с амплитудой до нескольких процентов постоянной решетки ведут к возникновению (в области T > TN) или решетки, что может сказаться на условиях устойчивости существенной перестройке (в области T < TN) состоясистемы относительно формирования ВСП. Поскольку ния с ВСП.

в обсуждаемой системе (T ) ls lD, эпитаксиальные Хотя простейшей системой, для описания которой напряжения можно рассматривать в рамках функциоприменим наш подход, является трехслойная структура нального подхода (1)–(3) как локальные неоднородноCr/X(1ML)/Cr(100), результаты без труда можно перести, вносящие вклад в эффективный потенциал U(x).

нести также на некоторые другие структуры. Если источВообще говоря, вопрос о том, какой вклад в U(x) — ником изменения условий появления ВСП является гра„зарядовый“ или „деформационный“ — доминирует в ница раздела Cr/X между достаточно толстыми слоями случае того или иного типа дефекта X, остается открыCr (x > 0) и другого металла X (x<0), „поверхностная“ тым. Поэтому термин „контактно-индуцированная ВСП“ компонента имеет вид s = (0)/4, а формулы (6) представляется наиболее адекватным для обозначения и (7) формально справедливы для полупространства любого механизма перестройки магнитного порядка x > 0. Здесь U(x) имеет смысл эффективного потенвблизи интерфейса Cr/X, связанного с существованием в циала, возникающего на масштабе d (lD, ls ) вблизи функционале квадратичного по параметру порядка (x) интерфейса Cr/X из-за контактной разности потенциалов локального члена типа (4).

и различия кристаллических решеток Cr и металла X.

Далее будем задавать величину и знак локального Отметим также, что рассмотрение без труда может быть взаимодействия электронов матрицы с дефектом как обобщено на случай дефекта с произвольной кристаллофеноменологические параметры модели. В зависимости графической ориентацией, а не только (100).

от соотношения между коэффициентами и c1 можно Постановка вопроса о пространственной конфигуравыделить следующие варианты модификации ВСП вблиции ВСП нуждается в серьезной модификации при опизи плоского немагнитного дефекта: 1) <0, c1 > 0 — сании структур с близко расположенными плоскими де„наведенная“ ВСП; 2) <0, c1 < 0 — „усиленная“ фектами, например сверхрешеток типа [Cr(t)/X(1ML)].

ВСП; 3) >0, c1 < 0 — „ослабленная“ ВСП.

Если период сверхрешетки t существенно превосходит Для структуры типа [Cr(t)/X(1ML)] можно полуудвоенную корреляционную длину, t 2 (T ), форма чить пространственное распределение параметра порядВСП, разумеется, слабо отличается от полученной выше ка (x) как экстремаль функционала (2–4) [19]. Выше в модели изолированного плоского дефекта. Это отлиточки объемного перехода (c1 > 0) плоский дефект чие, однако, становится существенным при t 2 (T ).

порождает при <0 состояние с ВСП, локализованной Подробное рассмотрение задачи о формировании ВСП на корреляционной длине (T ) =F c2/c1, в структурах с периодически расположенными плоскими -F |x| Dдефектами будет проведено в следующем разделе.

(x) = sh +, th =, (T ) (T ) (T ) 2c2F 3. Пространственная структура ВСП D- =. (5) || в сверхрешетке [Cr(t)/X(1ML)] Равенство (T) =D- определяет температуру возникновения состояния (5) с ближним АФМ-порядком. Ниже Многослойную периодическую наноструктуру точки TN имеет место деформация ВСП следующего [Cr(t)/X(1ML)] можно рассматривать как матрицу вида:

хрома, в которой монослои Cr периодически ± |x| замещаются вдоль одной из кубических осей (x) = th + ±, F монослоями немагнитного металла X. Считаем, что 4D± 0 2c2F система не ограничена ни в одном из направлений, а sh(2±) =, D± = ±, (6) идеально плоские монослои металла X располагаются F на расстоянии t = Na/2 друг от друга. Следует отметить, где знак плюс или минус отвечает случаю >0 или что используемый подход в рамках приближения средне <0 соответственно. Как видно из формулы (6), в зависимости от знака ВСП вблизи плоского де- го поля является удовлетворительным для не слишком малого периода t структуры: t (T ) >0 > d > a.

фекта либо усиливается ( (x) > при <0), либо Мы пренебрегаем деталями изменения (x) вблизи ослабляется ( (x) < при >0) на корреляционной плоскости дефекта на расстояниях, меньших длины длине (T ) =F/. Выше была введена так называемая интерполяционная длина D±, которая в используемой когерентности 0, где локальное приближение для микроскопической модели почти не зависит от темпера- функционала неприменимо. Вне этого тонкого слоя туры [14,16]. записываем в форме (2), причем „поверхностная“ Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Контактно-индуцированный магнетизм в наноструктурах на основе хрома с монослоями... составляющая s теперь имеет вид В низкотемпературной области Ts < T < TN (характерная температура Ts будет оценена ниже) <0 оги s = (xi )/2, xi = t(2i + 1)/2, (7) бающая ВСП на интервале |x| < t/2 имеет вид i x k (x) =k nc, k, (12) k xi — координата i-го X-монослоя, i = 0, ±1, ±2,....

F Минимизацией функционала (2), (3), (7) получаем уравнение где k = 1 - k2, = 2 / 1 - 2k2, 0 < k2 < 1/2.

k Величина 2 /F играет роль обратной корреляцион2 Fc2 - c1 - 2c2 = 0, (8) ной длины ниже точки Нееля, т. е. при T < TN. Подставляя функцию (12) в (9), найдем, что модуль k которое описывает конфигурация параметра порядка удовлетворяет уравнению вдали от плоского дефекта, а поведение (x) вблизи дефекта на малых по сравнению с длиной 0 масштабах t t F t k k k sn, k dc, k =, < K(k). (13) в данном подходе учитывается через граничные условия 2F 2F D- 2F k (xi + 0) = (xi - 0), В области еще более низких температур T < Ts зависимость параметра порядка от координаты выражается (xi) формулой (|x| < t/2) (xi + 0) - (xi - 0) = (9) Fc x k в каждой плоскости x = xi. Условия (9) определяют (x) = dc, k, (14) k F в заданном температурном интервале амплитуду и масштаб пространственных изменений огибающей где = 2 / 1 + k2, 0 < k < 1. При этом k удовлеk ВСП в зависимости от периода t и параметра связи.

творяет уравнению Задача (8)-(9) имеет множество решений. Нас интересует только основное состояние системы, в t t F k k (k )2sc, K nd, k =, котором период (x) совпадает с технологическим 2F 2F D- k периодом структуры. Поэтому далее ограничимся анализом только тех решений задачи (8)–(9), которые t k < K(k), k = 1 - k2. (15) удовлетворяют условию (x) = (x + it).

2F Если параметр <0, в высокотемпературной области Как следует из (15), в случае слабого рассеяния ноc1 > 0 формируется дальний магнитный порядок со сителей заряда на плоском дефекте, ( D-/F) 1, следующим распределением огибающей ВСП в пределах и (или) большого периода сверхрешетки, ( t/F) 1, элементарной ячейки сверхрешетки |x| < t/дополнительный модуль мал, (k )2 1, и распределеFk x ние (14) для огибающей ВСП близко к однородному:

(x) = nc, k, (10) (x) = 1 +(k )2 ch(2 x/F)/2.

k k 0 В точке T = Ts зависимость (x) (12) плавно сменя ется зависимостью (14). Температура Ts = Ts (t, D-) как где k = 1 - k2, k = 2k2 - 1, 1 > k2 > 1/2. Здесь и далее решения задачи представлены через эллиптиче- функция параметров системы определяется уравнением ские функции Якоби [20]. Как следует из условий (9), 2D- 0 t t параметр k связан с характерными длинами системы, 0 = ctg, 0 < <, (16) D-, t следующим образом: F 2F 2F которое можно получить предельным переходом k t t k t dc, k sn, k =, < K(k), (11) в (13) и (15). Уравнение (16) обозначает условную 2k 2k D- 2k границу, по одну сторону которой лежат состояния с где K(k) — полный эллиптический интеграл первого сильно неоднородным профилем ВСП по элементарной рода. Длина D- была введена в (6). Устремляя k 1 ячейке сверхрешетки, по другую — состояния, близкие в (11), определим условие устойчивости парамагнитного по своей структуре к соизмеримой фазе однородносостояния относительно возникновения неоднородной го АФМ.

ВСП (10), из которого можно найти температуру Нееля Профиль пространственного распределения ВСП (x) TN = TN(t, D-) для сверхрешетки с <0. При условии (10)–(11), (12)–(13) и (14)–(15) показывает монотонное t D- величина TN лишь немного превышает TN. усиление магнитного порядка при движении вдоль оси x = Если же t < D-, отношение TN/NN D-/t мо- от середины слоя Cr к границе Cr/X. На рис. 1 для жет стать формально сколь угодно большим — конечно, некоторых значений периода t изображена зависимость пока t > 20. параметра порядка в середине слоя (0) и на границе Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 1888 В.Н. Меньшов, В.В. Тугушев (t/2) от обратной корреляционной длины. Амплитуда Основному состоянию с ВСП в сверхрешетке с поВСП падает с увеличением толщины слоя Cr и с ростом ложительным параметром >0 отвечает единственное температуры, полностью исчезая в критической точке решение задачи (8)–(9). На интервале |x| < t/2 оно TN = TN(t, D-). имеет вид x k (x) =k cd, k, (17) k F где = 2 / 1 + k2, 0 < k < 1. Уравнение для опреk деления параметра решения (17) k по форме совпадает с уравнением (15) с той оговоркой, что в нем необходимо сделать замену D- D+ (длина D+ определена в (7)). Поэтому в пределе k 0 получаем уравнение в форме (16) (где D- D+), которое имеет смысл условия возникновения дальнего порядка с неоднородной ВСП в форме (17). На рис. 2 на вставке приведена фазовая диаграмма, из которой видно, что АФМ-порядок отсутствует в сверхрешетке с периодом t, который меньше некоторого критического значения t = t(T, ). Вструктуре с >0 температура АФМ-упорядочения всегда ниже объемной температуры Нееля: TN(t, D+) < TN. Вблизи точки Нееля TN(t, D+), где k огибающая ВСП (17) принимает простой вид 0, (x) = 2k cos 2 x/F.

0 В случае же слабого рассеяния носителей заряда на Рис. 1. Амплитуда спиновой плотности в середине слоя плоском дефекте, ( D-/F) 1, и (или) большого Cr (0) (минимум, сплошная линия) и на границе (t/2) (максимум, штриховая линия) как функция обратной корре- периода сверхрешетки, ( t/F) 1, дополнительный ляционной длины для трех различных значений толщины t модуль мал, (k )2 1, и распределение (17) близко к t = 0.1, 1.0, 5.0 в случае <0. Точки — амплитуды однородному: (x) = 1 - (k )2 ch(2 x/F)/2.

0 2DВСП от обратной корреляционной длины для объемного Профиль пространственного распределения ВСП зонного АФМ. На вставке представлена магнитная фазовая (x) (17) показывает монотонное ослабление магнитнодиаграмма мультиструктуры [Cr/X(1ML)] с <0.

го порядка при движении вдоль оси x от середины слоя Cr к границе Cr/X. На рис. 2 для некоторых значений периода t изображена зависимость параметра порядка в середине слоя (0) и на границе (t/2) от обратной корреляционной длины. Амплитуда ВСП падает с уменьшением толщины слоя Cr и с ростом температуры, полностью исчезая в точке перехода TN = TN(t, D-).

4. Заключение Обсудим некоторые интересные экспериментальные результаты [6–11], касающиеся магнитных свойств структур [Cr(t)/Sn(1ML)] и [Cr/Sn(1ML)/Cr/X]. Прежде всего необходимо сделать предположения о знаке потенциала дефекта U0{X}. Этот феноменологический параметр, описывающий эффекты перераспределения электронной плотности и искажения решетки вблизи межслоевой границы Cr/X, может иметь тот или иной знак в зависимости от сорта металла X. Известно, что моноатомные вставки V, Ag, Au и Sn растут эпитакРис. 2. Амплитуда спиновой плотности в середине слоя сиально со слоями матрицы Cr, формируя кубическую Cr (0) (максимум, сплошная линия) и на границе (t/2) объемно-центрированную или тетрагональную решетку (минимум, штриховая линия) как функция обратной коррес соседними атомами Cr. Поэтому можно предпололяционной длины для трех различных значений толщины t t жить, что „деформационный“ вклад в потенциал U0{X} = 0.1, 1.0, 5.0 в случае >0. Точки — зависимость 2D+ сравнительно мал по сравнению с „кулоновским“ вклаамплитуды ВСП от обратной корреляционной длины для дом. Влияние эффекта перетекания заряда между слоем объемного зонного АФМ. На вставке представлена магнитная фазовая диаграмма сверхрешетки [Cr/X(1ML)] с >0. X и Cr на величину и знак U0{X} можно оценить, Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Контактно-индуцированный магнетизм в наноструктурах на основе хрома с монослоями... опираясь на хорошо установленные данные о свой- Список литературы ствах разбавленных сплавов на основе хрома Cr1-yXy [1] E. Fawcett. Rev. Mod. Phys. 60, 1, 209 (1988).

(y 1) [5].

[2] H. Zabel. J. Phys.: Cond. Matter 11, 48, 9303 (1999).

В сплаве Cr1-yVy, как известно, реализуется только [3] D.T. Pierce, J. Unguris, R.J. Celotta, M.D. Stiles. J. Magn.

несоизмеримая ВСП, а температура Нееля почти линейMagn. Mater. 200, 1–3, 290 (1999).

но уменьшается от 311 K до нуля с ростом концентрации [4] R.S. Fishman. J. Phys.: Cond. Matter 13, 13, R235 (2001).

[5] E. Fawcett, H.L. Alberts, V.Yu. Galkin, D.R. Noakes, ванадия y от нуля до 4 at.% [5]. С точки зрения приJ.V. Yakhmi. Rev. Mod. Phys. 66, 1, 25 (1994).

ближения „жесткой зоны“ это означает, что атомы V, [6] K. Mibu, S. Tanaka, T. Shinjo. J. Phys. Soc. Japan 67, 14, растворенные в Cr, действуют как электронные акцепто2633 (1998).

ры, ухудшая „нестинг“ [18]. С другой стороны, фазовая [7] K. Mibu, M. Takeda, J. Suzuki, A. Nakanishi, T. Kobayashi, диаграмма сплава Cr1-ySny имеет область соизмеримой Y. Endoh, T. Shinjo. Phys. Rev. Let. 89, 28, 287 202 (2002);

Pages:     | 1 || 3 |



© 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.