CC BY
9Статья поступила в редакцию 04.07.11. Ред. рег. № 1067
The article has entered in publishing office 04.07.11. Ed. reg. No. 1067
УДК 537.311
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА КОМПОЗИТОВ ИЗ НАНОЧАСТИЦ Cu И Co41Fe39B20 В МАТРИЦЕ CuO„
Ю.Е. Калинин, М.А. Каширин, В.А. Макагонов, А.В. Ситников
Воронежский государственный технический университет 394026 Воронеж, Московский пр., д. 14 тел.: +7-473-2466647; факс: +7-473-2463277; e-mail: mnitro@yandex.ru
Заключение совета рецензентов: 08.07.11 Заключение совета экспертов: 10.07.11 Принято к публикации: 12.07.11
В работе исследованы электрические свойства наноструктурных композитов, полученных при совместном ионно-лучевом распылении систем Co41Fe39B20 и CuO. Структура и морфология пленок изучена с помощью электронной микроскопии. Получены концентрационные зависимости удельного электрического сопротивления и коэффициента термоЭДС. По данным температурных зависимостей сделаны оценки эффективной плотности электронных состояний на уровне Ферми и среднего числа локализованных состояний между соседними гранулами.
Ключевые слова: нанокомпозит, тонкие пленки, оксид меди, электрические свойства.
ELECTRICAL PROPERTIES OF COMPOSITES FORMED FROM Cu AND Co41Fe39B20 NANOPARTICLES EMBEDDED INTO CuO„ MATRIX
Yu.E. Kalinin, M.A. Kashirin, V.A. Makagonov, A.V. Sitnikov
Voronezh State Technical University 14 Moscow ave., Voronezh, 394026, Russia Tel.: +7-473-2466647; fax: +7-473-2463277; e-mail: mnitro@yandex.ru
Referred: 08.07.11 Expertise: 10.07.11 Accepted: 12.07.11
Electrical properties of nanostructured composites obtained by simultaneous ion-beam sputtering of Co41Fe39B20 and CuO have been studied. The structure and morphology of the films have been studied by transmission electron microscopy. Concentration dependence of resistivity and Seebeck coefficient of obtained films have bee obtained experimentally. Estimation of the effective density of states at the Fermi level as well as the average number of localized states between the neighboring grains have been made based on the temperature dependence of the films resistivity.
Keywords: nanocomposite, thin films, copper oxide, electrical properties.
Введение
Одним из перспективных направлений в физике конденсированного состояния является исследование физических свойств композиционных материалов, состоящих из наночастиц ферромагнитного металла в диэлектрической матрице. Научный интерес к таким нанокомпозитам обусловлен тем, что наличие в их структуре ферромагнитных частиц нанометрового размера приводит к появлению уникальных электрических, гальваномагнитных, оптических и магнитооптических свойств. Это открывает широкие возможности применения таких систем в различных областях микроэлектроники. В качестве примеров наиболее значимых свойств можно отметить туннельное магнитосопротивление, достигающее 1213% при комнатной температуре [1], гигантский эф-
фект Холла, на 4 порядка превышающий данный эффект в чистых металлах [2], магниторефрактивный эффект, на два порядка превышающий традиционные магнитооптические эффекты [3] и др. [4-5].
Важным и до конца не решенным является вопрос о природе термоЭДС композитов с различным сочетанием элементов матрицы и наполнителя. С практической точки зрения интерес к таким системам связан с надеждами получить высокие значения термоэлектрической добротности [6-8]. Эти надежды основаны на проявлении необычных для объемного материала значений локальных кинетических параметров частиц или их объединений. В частности, использование нанокомпозитов вблизи порога протекания, обладающих высокой плотностью межфазных границ, существенно снижает теплопроводность материала. С другой стороны, многие окислы (на-
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 7 (99) 2011 © Научно-технический центр «TATA», 2011
пример, окиси меди, железа и некоторые другие), имеют высокие значения термоЭДС, а наличие системы из магнитных частиц вносит дополнительный вклад в процессы электропереноса, что в конечном счете также способствует повышению термоэлектрической добротности.
В настоящей работе представлены результаты исследования транспортных свойств в нанокри-сталлических пленочных гетероструктурах Сu+Co4lFeз9B20+CuOи.
Образцы и методика эксперимента
Композиты Сu+Co41Fe39B20+CuOи были получены методом ионно-лучевого распыления составной мишени на ситалловую подложку [9]. Прямоугольная мишень из сплава Co41Fe39B20 размером 280x80x10 мм припаивалась к водоохлаждаемому медному основанию, и на ее поверхности крепились 12 навесок CuO 80x10x2 мм с постепенно увеличивающимся интервалом. Такое расположение позволило в одном технологическом цикле получить градиентные пленки композита толщиной 1-2 мкм с содержанием металлической фазы от 4 до 55 ат. %. Структуру пленок для различных составов исследовали методом просвечивающей электронной микроскопии (Jim-2100, Jeol) в ЦКП «Центр наноструктурных материалов и нанотехнологий» Белгородского государственного университета. Для исследования структуры методом ПЭМ пленки толщиной около 100 нм напыляли на монокристаллы NaCl. Элементный состав пленок проводили энергодисперсионной рентгеновской приставкой Oxford INCA Energy 250 на сканирующем электронном микроскопе JEOL JSM-6380 LV. Состав композита определялся по пяти измерениям, взятым с различных участков подложек с последующей полиномной экстраполяцией состава по всей длине подложек [10].
Измерения электрического сопротивления проводились методом амперметра-вольтметра с помощью лабораторного мультиметра Victor 9808+. Для измерения зависимости термоЭДС от концентрации металлической фазы Co41Fe39B20 использовались образцы шириной 3 мм и длиной 60 мм, вдоль которых создавался необходимый температурный градиент. Исследования температурных зависимостей электрического сопротивления и термоЭДС в интервале 80-273 K проводились с помощью измерительной ячейки, помещенной в криостат, охлаждаемый жидким азотом. Рабочий объем криостата откачивался до остаточного давления ~ 10-2 торр. Увеличение температуры с постоянной скоростью осуществлялось с помощью одного (в случае электросопротивления) или двух резистивных нагревателей. При этом для температурной зависимости термоЭДС поддерживался градиент температуры 12-20 К. Разница температур обеспечивалась подачей различных напряжений от двух одинаковых источников постоянного тока к нагревателям. Исследование полевых зависи-
мостей магнитосопротивления проводилось при комнатной температуре при параллельной и перпендикулярной ориентации линий напряженности магнитного поля по отношению к направлению тока и плоскости образца. Диапазон изменения напряженности магнитного поля составлял ± 10 кЭ.
Экспериментальные результаты
На рис. 1 приведено светлопольное ПЭМ изображение пленок композитов с различным содержанием металлической фазы Co4lFe39B2o.
Рис. 1. Микрофотографии, полученные ПЭМ для композитов с различной долей (x, ат.%) аморфной проводящей фазы
Co41 Fe39B20
Fig. 1. TEM micrographs of the composites with different fractions (x, at.%) of Co40Fe40B20 amorphous conducting phase
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 7 (99) 2011
© Scientific Technical Centre «TATA», 2011
Для всех составов наблюдается наличие гранулированной структуры композита, где темные области соответствуют участкам, обогащенным металлическим компонентом. Помимо этого при малых концентрациях аморфной проводящей фазы Со41ре39В20 проявляется сложная гетерогенная система, в которой доминирует кристаллическая фаза Си20 в виде скоплений размером 20-50 нм (см. дифрактограмму на верхней вставке рис. 1). По мере увеличения концентрации аморфной проводящей фазы Со41Ре39В20 размер гранул незначительно увеличивается и при концентрации аморфной проводящей фазы Со41Бе39В20 порядка 16-20 ат. % на электронограммах начинают проявляться дифракционные кольца от решетки меди (нижняя вставка рис. 1).
Также следует отметить, что на ПЭМ микрофотографиях появляется светлая лабиринтная сеть, предположительно связанная с аморфными окислами металлических гранул, которая особенно отчетливо проявляется при больших концентрациях металлической фазы (рис. 1) кристаллической меди и аморфной Со41Ре39В20. Исходя из конфигурации мишени и условий формирования данных композитов, общую формулу можно записать в виде (Со41ре39В20МСи+Си0и)ю0-х.
На рис. 2 представлены зависимости удельного электрического сопротивления и термоЭДС наногра-нулированных композитов (Со41Ре39В20)_у(Си+Си0и)100-_у от концентрации металлической фазы (Со41Бе39В20).
10
О
d
10
x, ат%
Рис. 2. Зависимости удельного электрического сопротивления (р) и термоэдс (S) от содержания металлической фазы в композитах (Co^Fe^B^xCCu+CuGJu^x Fig. 2. Dependence of resistivity (р) and thermopower (S) on the content of the metallic phase in (Co4iFe39B2o)x(Cu+CuG„)ioo-x composites
При изменении содержания металлической фазы Со41Бе39В20 от 4 до 8 ат. % удельное электрическое сопротивление исследованных композитов уменьшается с 2,6-10-2 до 1,2-10-3 Омм, что связывается с ростом металлической фазы. Увеличение доли металлической фазы с 8 ат. % до 15 ат. % сопровождается небольшим ростом удельного электрического сопротивления, что связано с образованием окисных диэлектрических оболочек металлических гранул, уменьшением содержания оксида меди в исследуе-
мых нанокомпозитах. Таким образом, толщина диэлектрической прослойки между металлическими гранулами меди и Со41ре39В20 немного увеличивается, а это в свою очередь ведет к небольшому росту удельного электрического сопротивления.
В диапазоне концентраций металлической фазы от 15 до 52 ат. % происходит уменьшение удельного электрического сопротивления. В этой области составов значение электрического сопротивления оказывается на порядок меньше, чем в композитах с высоким содержанием диэлектрика вследствие снижения толщины диэлектрической прослойки.
Величина коэффициента термоЭДС в пленках растет при увеличении доли проводящей фазы и достигает максимума при х = 22 ат.%, после чего она начинает плавно снижаться.
Для определения механизмов электрической проводимости в композитах (Со41ре39В20)_у(Си+Си0и)100-_у были исследованы температурные зависимости электрического сопротивления (рис. 3) и термоЭДС (рис. 4). Для композитов с концентрацией металлической фазы Со41ре39В20 выше 11 ат. % наблюдается отрицательный коэффициент электрического сопротивления.
2500-
2000-
1500-
1000:;
500-
о
400-
300-
200-
100-
80
120
160 200 T, K
240 280
Рис. 3. Зависимости электросопротивления (R) от температуры композитов (Co41Fe39B20)x(Cu+CuG„)100-x при х, ат %: 1 - 19; 2 - 25; 3 - 32; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 49; 7 - 11 Fig. 3. Dependences of electrical resistance (R) vs. temperature in (Co41Fe39B20)x(Cu+CuO„)100-x composites with different x, at%: 1 - 19; 2 - 25; 3 - 32; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 49; 7 - 11
-11-, -10-9
> -7-
<Л
-6 -5-4-
80
120
160
200 T, K
240
280
Рис. 4. Зависимости коэффициента термоЭДС (S) от температуры композитов (Co41Fe39B2o)x(Cu+CuG„)1oo-x при х, ат %: 1 - 19; 2 - 25; 3 - 32; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 49; 7 - 11 Fig. 4. Dependences of Seebeck coefficient (S) vs. temperature in (Co41Fe39B20)x(Cu+CuG„)100-x composites with different x, at%: 1 - 19; 2 - 25; 3 - 32; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 49; 7 - 11
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 7 (99) 2011 © Научно-технический центр «TATA», 2011
В интервале температур выше ~ 160 К наблюдается линейный рост термоЭДС. В области более низких температур наблюдается отклонение от линейной зависимости. Точную зависимость термоЭДС от температуры установить не удалось вследствие большой погрешности измерений в этом интервале температур.
На рис. 5 представлены полевые зависимости маг-нитосопротивления нескольких образцов нанокомпо-зитов (Со41ре39В20)_у(Си+СиОи)100-_у. Все зависимости
были получены при параллельной ориентации магнитного поля и тока. При концентрации проводящей фазы Со40Бе40Б20 до х = 17 ат. % электросопротивление не зависит от напряженности магнитного поля (кривая 1 на рис. 5). При дальнейшем увеличении проводящей магнитной фазы Со41Бе39Б20 в исследуемых композитах наблюдается отрицательное магнито-сопротивление, однако его величина почти на порядок меньше, чем у композитов с такими же гранулами, но в другой матрице [11].
0,05-
0,00-
-0,05-
-0,10-
v^O o4 -0,15-
о
tz -0,20-
a:
< -0,25-
-0,30-
-0,35-
-0,40-
1-'-1-1-г
-10000 -7500 -5000 -2500
0 H, Э
1-'-1-1-г
2500 5000 7500 10000
Рис. 5. Полевые зависимости магнитосопротивления композитов (Со^РезэВгоМСи+СиО^юо-х c различной долей (x, ат.%)
аморфной проводящей фазы Co40Fe40B20 при х, ат %: 1 - 17; 2 - 29; 3 - 42,5; 4 - 50,2; 5 - 46,8 Fig. 5. Field dependence of magnetoresistance of (Со4^е39В20)х(Си+СиО„)100-х composites with different fractions of amorphous Co4iFe39B20 conducting phase x, at.%: 1 - 17; 2 - 29; 3 - 42.5; 4 - 50.2; 5 - 46.8
Обсуждение результатов
Обсудим полученные результаты. Формирование гранулированной структуры в композитах металл-диэлектрик происходит на поверхности подложки, куда осаждаются атомы или атомные комплексы (два, три атома), выбитые из мишени. Разделение конденсирующейся среды на две фазы (диэлектрическая и металлическая) осуществляется в результате процессов самоорганизации, движущей силой которых является стремление к снижению энтропии при реализации нестационарного процесса, которым является конденсация из газовой фазы [12]. Далеко не всякое сочетание элементов, совместно осаждаемых на подложки, будет приводить к формированию гранулированной структуры. Необходимо, чтобы энергетический выигрыш в результате химического взаимодействия элементов, формирующих диэлектрическую фазу друг с другом, был бы выше, чем при взаимодействии элементов диэлектрической и металлической фаз. Именно поэтому в подавляющем числе случаев при получении композитов в качестве диэлектрической фазы используют оксиды легко-окисляемых элементов - кремния или алюминия.
При совместном распылении полупроводников и металлов процесс распыления и последующего формирования гранулированной структуры усложняется, поскольку химическая связь между кислородом и металлическим атомом полупроводникового соединения более слабая и помимо гранул распыляемого металла формируются металлические гранулы атомов, образующиеся при разрыве химических связей распыляемого соединения. Подобная картина наблюдалась при распылении составных мишеней металл-полупроводник и формировании композитов (1п+Со41рез9В20);с(1пз5^4,2Об0,з)100-* [13]. При получении исследованных композитов в настоящей работе помимо образования новой металлической фазы меди происходит изменение полупроводникового соединения Си2О вместо распыляемого СиО и формирование окисной оболочки вокруг гранул Со41ре39В20. Такая особенность приводит к изменению концентрационной зависимости электрического сопротивления.
Для перколяционных систем металл-диэлектрик характерна 8-образная концентрационная зависимость электрического сопротивления [14]. Для исследованных композитов металл-полупроводник концентрационная зависимость сильно отличается от
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 7 (99) 2011
© Scientific Technical Centre «TATA», 2011
классической 8-образной. Аналогичная зависимость в виде кривой с экстремумами наблюдалась для системы (1п+Со41рез9Б20)х(1пз5,5У4,2Об0,з)ю0-х [13]. В этой системе концентрационная зависимость электрического сопротивления связывалась с двумя концентрационными кривыми по двум металлическим фазам: индию и сплаву Со41ре39В20. В исследуемых композитах (Си+Со41ре39В20)у(СиОи)100-_у также присутствуют две металлические фазы, однако причина наблюдаемой концентрационной кривой с экстремумами другая, поскольку металлическая фаза меди присутствует и после максимума. В исследуемых композитах рост удельного электрического сопротивления в интервале концентраций металлической фазы Со41ре39В20 от 9 до 18 ат. % связывается с образованием диэлектрической оболочки из окислов металлов вокруг металлического сплава Со41?е39В20. Концентрационная зависимость термоЭДС с максимумом отличается от исследованных ранее композитов на основе Со41ре39В20 в матрицах А12О3 и 8Ю2, в которых, напротив, на кривых наблюдался минимум термоЭДС при концентрациях вблизи порога протекания [15]. В данном случае очевидно, что такое поведение связано с элементным составом матрицы композита, однако выяснить до конца причины появления максимума в рамках данной статьи не представляется возможным. Исследования пленок окиси меди, полученных ионно-лучевым распылением, показали, что знак термоЭДС положительный, а ее абсолютная величина в 30-50 раз превышает аналогичную характеристику изученных в работе композитов.
Чтобы установить доминирующий механизм проводимости для исследованных композитов, температурные зависимости, представленные на рис. 3, были перестроены в координатах 1п(Л/Л0) ^ (1/Т)1/4 (рис. 6) и 1п(Л/Л0) ^ 1п(Го/7) (рис. 7), где Я0 - величина электрического сопротивления при комнатной температуре Т0.
т,к
301 233 183 145 117 95 78
T-1/4,K-1/4
Рис. 6. Зависимости In(R/R0) от T"1/4 для композитов (Co41Fe39B20)x(Сu+CuO„)100.x c различной долей (x, ат.%) аморфной проводящей фазы Co41Fe39B20 при х, ат %: 1 - 25; 2 - 32; 3 - 19; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 52; 7 - 47 Fig. 6. Dependences of In (R/R0) on T "ш for (Co41Feз9B2о)x(Сu+CuO„)1оо -x composites with different fractions of amorphous Co41Fe39B20 conducting phase x, at%: 1 - 25; 2 - 32; 3 - 19; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 52; 7 - 47
T, K
300 271 246 222 201 182 165 149
ln[T0/T]
Рис. 7. Зависимости ln(R/R0) от 1п(Г0/Г) для композитов (Со41Ре39Б20)х(Си+СиО„)100.х c различной долей (x, ат.%) аморфной проводящей фазы Со41Ре39Б20 при х, ат %: 1 - 25; 2 - 32; 3 - 19; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 52; 7 - 47 Fig. 7. Dependences of ln(R/R0) on 1п(Г0/Г) for (Со41ре39Б20)х(Си+СиО„)ю0 -x composites with different fractions of amorphous ^^Pe^B^ conducting phase x, at%: 1 - 25; 2 - 32; 3 - 19; 4 - 38; 5 - 43; 6 - 52; 7 - 47
Анализ полученных зависимостей показал, что для всех рассматриваемых образцов на зависимостях ln(R/R0) ~ (1/7)1/4 и ln(R/R0) ~ ln(T0/T) наблюдается заметный изгиб, свидетельствующий о смене механизма электрической проводимости. При этом установлено, что электрическая проводимость подчиняется закону 1/4 в низкотемпературном интервале 77-144 К.
Справедливость закона Мотта в низкотемпературном интервале температур свидетельствует о том, что в исследуемых композитах доминирует перенос заряда путем прыжковой проводимости электронов с переменной длиной прыжка по локализованным состояниям, лежащим в узкой полосе энергий вблизи уровня Ферми, а выражение для проводимости имеет следующий вид [16]:
а = е2 R \phN (Ef )exp (-(B/T )1/4 ), (1)
где
в = ; ^
a kg (Ef )
е - заряд электрона; R - длина прыжка; vph - фактор спектра взаимодействия фононов; T - абсолютная температура; g(EF) - плотность состояний на уровне Ферми; a - радиус локализации волновой функции электрона; k - постоянная Больцмана.
По графикам на рис. 6 были определены значения величин В для исследованных составов композитов. Зная значения величин В и принимая для радиуса локализации а ~ 10 нм, то есть средний размер металлической гранулы, определяем по формуле (2) значения эффективной плотности состояний на уровне Ферми для разных составов композитов. Результаты расчета приведены на графике рис. 8.
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 7 (99) 2011 © Научно-технический центр «TATA», 2011
Для на-нокомпозитов (Си+Со41ре39В20)у(СиОп)100-_у на зависимости плотности состояний от концентрации металлической фазы наблюдается минимум при х = 25 ат. %. Увеличение доли металлической фазы с 25 до 52 ат. % приводит к росту плотности состояний и приближению к значениям, характерным для аморфного металлического сплава Со4]Рез9В2о, то есть чем выше доля металлической фазы в композите (чем ближе он к порогу перколяции), тем больше плотность локализованных состояний.
1023
10*:
о *
m
ш
102li
10-
15 20 25 30 35 40 45 50 55
X, ат.% Co Fe В „
' 41 39 20
Рис. 8. Зависимость плотности электронных состояний на уровне Ферми от концентрации металлической фазы
нанокомпозитов (Co41Fe39B20)x(Cu+CuO„)100.x Fig. 8. Dependence of the density of states at the Fermi level on the concentration of metallic phase in the (Co41Fe39B20)x(Cu+CuOn)100 -x nanocomposites
Более высокие значения эффективной плотности состояний на уровне Ферми исследованных композитов по сравнению с композитами с гранулами Со4]Ре39В20 в других диэлектрических матрицах, а также небольшое увеличение g(ЕF) при х < 25 ат. % обусловлено наличием в диэлектрической матрице гранул меди.
В интервале температур 144-300 К для исследованных образцов справедлив степенной закон, о чем свидетельствует рис. 7, что позволяет использовать модель неупругого резонансного туннелирования, когда перенос осуществляется по конечному числу каналов со средним значением локализованных состояний <п>, и определить их число по методике, разработанной в работах [17-18]. Согласно этой модели температурная зависимость проводимости в канале, содержащем п локализованных состояний, имеет степенной вид [19]:
ст = P
Л2
Ас5
(n-1)/( n+1)
( ga2 n2l )nT al
-exp
-2l
a(n +1)
(3)
где Р - коэффициент; Л - константа деформационного потенциала; р0 - плотность вещества матрицы; с - скорость звука; g - плотность локализованных состояний; а - радиус локализованного состояния; I - среднее расстояние между гранулами; уп = п -- 2/(п+1), Р„ = 2п/(п+1); Е - глубина залегания локализованного состояния в области барьера.
Средняя электрическая проводимость между гранулами определяется суммой проводимостей по нескольким каналам:
т( gr )
=х<
(4)
В гранулированной структуре ниже порога протекания общая проводимость структуры о определяется туннельной проводимостью между гранулами о(бг) или, если гранулы образуют ограниченные проводящие кластеры, проводимостью кластеров и проводимостью между кластерами. Поскольку проводимость кластеров значительно выше туннельной проводимости, то в первом приближении полагают, что наибольший вклад в общую о гранулированной структуры дает одно слагаемое - оп. При этом о будет иметь степенную зависимость от температуры, которая определяется о^г) с п = <п> - усредненным по всей структуре числом локализованных состояний в туннельных каналах между гранулами. Температурная зависимость электрической проводимости при этом описывается формулой
1пст = -
211 —1п-
а
1
12
gal Т
(5)
Аппроксимируя полученные экспериментальные кривые о(Т) степенными зависимостями с показателем степени у и учитывая (5), среднее число локализованных состояний <п> между гранулами, принимающих участие в электронном транспорте через гранулированную структуру при данной температуре, было определено как [18]
(n) =1 у-1 +(у2 + 2 y + 9)
1/2
(6)
Анализ полученных экспериментальных зависимостей показал, что в довольно широком интервале температур (там, где выполняется закон 1п(К/Л0) ^ ^ 1п(7У7)) эти зависимости удовлетворяют степенному закону. Это позволило определить величину степени у температурных зависимостей электрического сопротивления и рассчитать среднее число локализованных состояний <п> в туннельных каналах между изолированными проводящими кластерами гранул по формуле (6). Результаты расчета (рис. 9) показали, что с увеличением доли металла в составе композита среднее число локализованных состояний между гранулами меняется по кривой с максимумом, причем такая зависимость коррелирует с зависимостью, представленной на рис. 8.
При этом в области высоких концентраций диэлектрического компонента для исследованных композитов с матрицей сложного состава значения <п> почти не отличаются от таковых для композитов с матрицей из 8Ю2 [20].
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 7 (99) 2011
© Scientific Technical Centre «TATA», 2011
1,50 1,45 1,401,351,30л
v 1,25 1,201,151,10-
15
20
25 30
35
40
45 50
55
X, ат.% Co Fe В
' 41 39 20
Рис. 9. Зависимость среднего числа локализованных состояний от концентрации металлической фазы нанокомпозитов (Co41Fe39B20)x(Cu+CuO„)100-x Fig. 9. Dependence of the average number of localized states on the concentration of metallic phase in the (Co41Fe39B20)x(Cu+CuO„)100-x nanocomposites
В заключение авторы выражают благодарность Кудрявцеву Е.А. (ЦКП БелГУ) за помощь в проведении структурных исследований и Солдатенко С.А. (лаборатория электронной микроскопии и электронографии ВГТУ) за полезные дискуссии.
Заключение
1. Методом ионно-лучевого распыления получены композиты (Со41ре39В20)_у(Си+СиОп)100-_у, представляющие гетерогенные системы из аморфных металлических гранул Со41ре39В20 и кристаллических наночастиц меди, хаотично распределенных в матрице Си2О.
2. Экспериментально исследованы зависимости электрической проводимости и термоЭДС от концентрации металлической фазы.
3. Исследованы температурные зависимости электрического сопротивления для композитов (Со41ре39В20)_у(Си+СиОп)100-_у. Показано, что для исследованных композитов в области низких температур (77-180 К) доминирующим механизмом переноса заряда является прыжковый механизм проводимости по локализованным состояниям диэлектрической матрицы вблизи уровня Ферми с переменной длиной прыжка. Дальнейшее повышение температуры сопровождается сменой механизма проводимости от закона Мот-та (1п(о) гс (1/7)14) к степенной зависимости.
4. По результатам исследований температурных зависимостей электрической проводимости, где выполняется закон Мотта, сделана оценка плотности локализованных состояний на уровне Ферми и ее изменение от концентрации металлической фазы.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 10-02-90030).
Список литературы
1. Berkowitz A.E., Mitchell J.R., Carey M.J., Young A.P., Zhang S., Spada F.E., Parker F.T., Hutten A., Thomas G. Giant magnetoresistance in heterogeneous Cu-Co alloys // Phys. Rev. Lett. 1992. Vol. 68. P. 37453748.
2. Аронзон Б.А., Грановский А.Б., Калинин Ю.Е., Николаев С.Н., Рыльков В.В., Ситников А.В., Тугу-шев В.В. Планарный эффект Холла и анизотропное магнитосопротивление в слоистых структурах Co0,45Fe0,45Zr0,1/a-Si с перколяционной проводимостью // ЖЭТФ. 2006. Т. 129, вып. 7. С. 127-136.
3. Грановский А., Гущин В., Быков И., Козлов А., Kobayashi N., Ohnuma S., Masumoto T., Inoue M. Гигантский магниторефрактивный эффект в магнитных гранулированных сплавах CoFe-MgF // ФТТ. 2003. Т. 45, № 5. С. 867-869.
4. Исхаков Р.С., Денисова Е.А., Комогорцев С.В., Чеканова Л.А., Калинин Ю.Е., Ситников А.В. Ферромагнитный резонанс и магнитная микроструктура в пленках нанокомпозитов Cox(SiO2)1-x, (CoFeB)x(SiO2)1-x // ФТТ. 2010. Т. 52, № 11. С. 2120-2123.
5. Филиппов Д.А., Галкина Т.А., Лалетин В.М., Srinivasan G. Инверсный магнитоэлектрический эффект в дискообразных образцах из феррит-пьезоэлектрических композитов // ФТТ. 2011. Т. 53, № 9. С. 1737-1742.
6. Снарский А.А., Женировский М.И., Безсуднов И.В. О предельных значениях добротности термоэлектрических композитов // Физика и техника полупроводников. 2008. Т. 42, вып. 1. С. 82-86.
7. Bulusu A., Walker D.G. Review of electronic transport models for thermoelectric materials // Superlat-tices and Microstructures. 2008. No. 44. P. 1-36.
8. Wang Z., Chen H., Chu Y., Cheng Y., Zhu L., Jian X., Yu H. Thermoelectric properties p-type Si-20 at.% Ge by addition of TiN nanoparticles // Materials Science Forum. 2009. Vol. 610-613. P. 399-402.
9. Ситников А.В. Получение нанокомпозитов металл-диэлектрик ионно-лучевым распылением / Выездная секция Международного семинара по проблемам магнетизма в магнитных пленках, малых частицах и наноструктурных объектах. Астрахань, 2003. С. 75-79.
10. Ситников А.В. Положение порога перколяции нанокомпозитов аморфных сплавов Fe41Co39B20, Co86Tai2Nb2 и Fe45Co45Zri0 в матрице из SiO2 и Al2O3: Дис^ канд. физ.-мат. наук. 2002.
11. Андреенко А. С., Березовец В. А., Грановский А.Б., Золотухин И.В., Иноуэ М., Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Стогней О.В., Палевский Т. Инверсное магнитосопротивление в магнитных гранулированных композитах (Co41Fe39B20)_y(Al2O3)100-_y // ФТТ. 2003. Т. 45, № 8. С. 1446-1449.
12. Кадомцев Б.Б. Динамика и информатика // УФН. 1994. Т. 164, № 5. С. 449-530.
13. Бабкина. И.В., Габриельс К.С., Калинин Ю.Е., Кудрин А.М., Ситников А.В. Электрические свойства
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 7 (99) 2011 © Научно-технический центр «TATA», 2011
и термическая устойчивость наногранулированных пленок (Co4iFe39B2o)x(In35,5Y4,2O6o,3)ioo-x // Альтернативная энергетика и экология - ISJAEE. 2010. № 8. С. 24-28.
14. Zolotukhin I.V., Kalinin Yu.E., Ponomarenko A.T., Shevchenko V.G., Sitnikov A.V., Stognei O.V., Figovsky O. Metal-dielectric nanocomposites with amorphous structure // J. Nanostructured Polymers and Nanocomposites. 2006. Vol. 2, No. 1. P. 23-34.
15. Белоусов В.А., Калинин Ю.Е., Ситников А.В. Влияние термической обработки на термоЭДС композитов из наночастиц Q)FeB в диэлектрических матрицах Al2O3 и SiO2 // Химия поверхности и нанотехноло-гия: тез. докл. III-й всерос. конф. (с международным участием). Санкт-Петербург (Хилово). 2006. С. 230-231.
16. Мотт Н., Дэвис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах. М.: Мир, 1982.
17. Луцев Л.В., Звонарева Т.К., Лебедев В.М. Электронный транспорт в гранулированных пленках аморфного углерода с наночастицами кобальта // Письма в ЖТФ. 2001. Т. 27, Вып. 15. С. 84-89.
18. Луцев Л.В., Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Стогней О.В. Электронный транспорт в магнитном поле в гранулированных пленках аморфной двуокиси кремния с ферромагнитными наночастицами // ФТТ. 2002. Т. 44, № 10. С. 1802-1810.
19. Глазман Л.И., Матвеев К. А. Неупругое тунне-лирование через тонкие аморфные пленки // ЖЭТФ. 1988. Т. 94, Вып. 6. С. 332-343.
20. Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Стогней О.В. Транспортные свойства нанокомпозитов металл-диэлектрик // Вестник ВГТУ. 2007. № 11. С. 6-17.
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 7 (99) 2011
© Scientific Technical Centre «TATA», 2011
