CC BY
37Газоаналитические системы и сенсоры водорода
Gas analytical systems and hydrogen sensors
ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НАНОКОМПОЗИТОВ МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК С АМОРФНОЙ СТРУКТУРОЙ
Ю. Е. Калинин ^ , А. В. Ситников, О. В. Стогней
H^t Member of the International Editorial Board and the International Reviewers Board
Воронежский государственный технический университет Московский пр., 14, Воронеж, 394026, Россия Тел.: (0732)46-66-47; факс: (0732)46-32-77; e-mail: kalinin@ns1.vstu.ac.ru
Сведения об авторе:
доктор физ.-мат. наук, зав. кафедрой «Физика твердого тела» ВГТУ.
Образование: ВПИ (1976 г.).
Область научных интересов: электрические, магнитные, магниторезис-тивные свойства гранулированных нанокомпозитов ферромагнетик-диэлектрик; релаксационные явления в аморфных металлических сплавах; чувствительность к водороду тонких пленок на основе окислов металлов. Разработка датчика водорода.
Публикации: более 90 статей.
Калинин Юрий Егорович
Сведения об авторе:
кандидат физ.-мат. наук, старший научный сотрудник кафедры «Физика твердого тела» ВГТУ.
Образование: ВПИ (1983 г.).
Область научных интересов: методы получения гранулированных тонких пленок, электрические, магнитные, магниторезис-тивные свойства гранулированных нанокомпозитов ферромагнетик-диэлектрик; чувствительность к водороду тонких пленок на основе окислов металлов. Разработка датчика водорода.
Публикации: более 30 статей.
Ситников Александр Викторович
The short summary of the papers devoted to the studies of electric properties of metal-dielectric nano-composites featuring amorphous structure is presented. The concentration dependencies of electric resistance of the composites have the S-form, which is referred from the model of percolation conductivity theory, with the threshold values at the concentration area ~40-60 % atm of the metal component. As was stated, at the contents of metal phase below percolation threshold within temperature range 77-180 K, the hopping conductance mechanism becomes the dominating one for charge transport, with the alternating hopping length over the localized states in the vicinity of Fermi level. Further temperature increase is accompanied with the change in conductance mechanism, from Mott law (ln(o) ^ (1/T)1/4) to the power law. Also considered were the magnetotransport properties of nano-composites. The correlation between magnetoresistance and the density of states at Fermi level (g(£^)) was identified: the maximum values of magnetoresistance are higher for the composites, having the higher g(Ep) value.
Статья поступила в редакцию 15.06.2007 г. Ред. рег. № 089. The article has entered in publishing office 15.06.2007. Ed. reg. No. 089.
Введение
Гранулированные композиционные материалы, состоящие из металлических наногранул, (2-10 нм), случайным образом распределенных в диэлектрической матрице, представляют собой почти идеальные системы для исследования физических свойств наноструктурированных материалов благодаря относительной простоте изменения концентрации. Впервые такие материалы (cermets) были получены в начале 1970-х годов, и в этом же десятилетии были сформулированы основные модельные представления об электрических и магнитных свойствах композитов [15]. Повторный интерес к этим материалам возник в 1990-х годах, когда появилась потребность в новых магнитных головках для записи и воспроизведения информации. Исследования магнитных свойств нанокомпозитов ферромагнитных гранул в диэлектрической матрице показали [6], что если объемная доля металла ниже перколяционного перехода, гранулы являются од-нодоменными, а композит в целом при комнатной температуре проявляет суперпарамагнитные свойства. В том случае, когда объемная доля металла превышает перколяционный порог, гранулы образуют связанную фрактальную сетку, и композит проявляет магнитно-мягкие свойства.
Было также установлено, что композиты с ферромагнитными гранулами характеризуются наличием гигантского магнитосопротивления [79] (достигающего 8 % при комнатной температуре [10]), а также аномальным эффектом Холла [11], высокими значениями магниторефрак-тивного эффекта [12-13] и эффекта Керра [1415]. Подавляющее большинство известных и исследуемых нанокомпозитов представляет собой системы с кристаллической структурой гранул. В настоящей работе представлены результаты исследования физических свойств гранулированных нанокомпозитов металл - диэлектрик, в которых как гранулы, так и диэлектрическая матрица являются аморфными.
1. Получение нанокомпозитов
Для получения композитов аморфный ферромагнитный сплав - диэлектрик в работе использован метод ионно-лучевого распыления, применяемый авторами при синтезе таких материалов [16, 17].
Напылительная установка была спроектирована на основе вакуумного напылительного поста УВН-2М. После его модернизации в вакуумной камере напылительной установки были размещены три источника ионно-лучевого распыления, как представлено на рис. 1. Два источника служат для напыления ферромагнитного и диэлектрического слоев, и один для очистки подложки.
Рис. 1. Многофункциональная установка ионно-лучево-го распыления: 1 — водоохлаждаемая мишень; 2 — источник ионно-лучевого распы1ления; 3 — подложка; 4 — вращающийся подложко-держатель; 5 — источник ионного травления; 6 — компенсатор
Fig. 1. Multifunctional facility for ion-beam dissipation: 1 — water-cooled target; 2 — the source of ion-beam dissipation; 3 — substrate; 4 — rotating substrate holder; 5 — the source of ion etching; 6 — canceller
Источник ионно-лучевого распыления представляет собой магнитную систему, состоящую из постоянных магнитов 1 (рис. 2) и корпуса магнитопровода 2. Магнитная система создает большую напряженность магнитного поля (~80кА/м) в магнитном зазоре 3. К аноду 4 приложено высокое положительное смещение (1-5 кВ). Перпендикулярная конфигурация магнитного и электрического полей в области магнитного зазора 3 приводит к возникновению самостоятельного тлеющего разряда. Выталкиваемые электрическим полем из плазмы ионы аргона создают поток частиц высокой энергии, который направляется на мишень от источника распыления или на подложку от источника ионного травления.
Рис. 2. Источник ионно-лучевого распы1ления: 1 — постоянный магнит; 2 — корпус — магнитопровод, 3 — магнитныш зазор; 4 — анод
Fig. 2. The source of ion-beam dissipation: 1 — constant magnet; 2 — magnetic cable body; 3 — magnetic gap; 4 — anode
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 10(54) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
Такой способ распыления имеет целый ряд преимуществ относительно широко используемого магнетронного нанесения тонких пленок. Низкое значение рабочего давления 710-4 Торр реализуется благодаря тому, что рабочий газ (аргон) подается непосредственно в область анода. Имеется возможность распылять магнитные и немагнитные металлические материалы потому, что магнитная система ионного источника не связана с материалом мишени.
Так как распыляемая поверхность находится под потенциалом «земли», то наличие источников электронов (компенсатора) позволяет нейтрализовать избыточный положительный заряд ионов на ней, что дает возможность распылять диэлектрические материалы при постоянном напряжении на аноде. Нагрев поверхности подложки в процессе напыления незначителен вследствие того, что область максимальной концентрации плазмы находится в магнитном зазоре ионного источника, поэтому не происходит взаимодействия высокоэнергетических электронов с поверхностью подложки, и единственный поток энергии на подложку поступает от атомов осаждаемого материала. Благодаря тому, что рабочий газ (аргон) подается непосредственно в источник ионов, а активные газы — в рабочую камеру, состав плазмы в магнитном зазоре источника изменяется в меньших пропорциях, чем соотношение давлений газовой среды в камере в сторону избытка аргона. Это уменьшает влияние активных газов на режимы работы источника при реактивном распылении.
Для подачи напряжения на анод источника ионов используются модернизированные высоковольтные блоки питания БП-100. Наличие автотрансформатора позволяет плавно регулировать напряжение на выходе от 0 до максимального значения (+7кВ). По периметру вакуумной камеры расположен подложкодержатель 2 (рис. 1), который закреплен на оси и может совершать вращение с заданной скоростью от 1 до 0,001 об/мин. На подложкодержателе закреплено шесть подложек 8 размером до 200 х 200 мм2. Отсутствие принудительного охлаждения упрощает и механизм перемещения подложек из позиции напыления одного сплава в позиции нанесения другой пленки или ионной очистки. Использование подобного рода источников и их компоновка в вакуумной камере установки УВН-2М позволяет получать нанокомпозиты аморфный ферромагнитный сплав - диэлектрик с разной концентрацией компонентов и многослойные наноструктуры с широким диапазоном толщин слоев ферромагнетика и диэлектрика.
Для напыления аморфных нанокомпозиций использовались сплавные мишени различных
составов: Co41Feз9B20, С^дР^Г^ С^дТ^^,
изготовленные плавкой в вакууме с использо-
ванием индукционной печи из металлов соответствующего состава. Мишени подвергались шлифовке с двух сторон, припаивались к водо-охлаждаемому основанию и устанавливались в позицию распыления. Габаритные размеры мишени: длина 280 мм, ширина 80 мм и толщина 5-15 мм. При получении гранулированных на-нокомпозитов пластины из различных диэлектриков (монокристаллического кварца, окиси алюминия и др.) толщиной ~2 мм и шириной ~9 мм (рис. 3) закреплялись на поверхности перпендикулярно продольной оси сплавной мишени. Большие размеры мишеней позволяют располагать навески как равномерно, так и неравномерно. В последнем случае в одном технологическом цикле напыления можно получать непрерывный спектр составов компонент составной мишени вдоль ее длины.
i
(2) (1)
Рис. 3. Макет составной мишени из сплавного основания металлического сплава (1) с пластинами из диэлектрика (2)
Fig. 3. The mockup of the composite target made of fused footing of metal alloy (1) with dielectric plates (2)
Рабочим газом является аргон чистотой 99,992 % . Во время распыления происходила непрерывная смена аргона в камере за счет его напуска через дозирующий вентиль в ионный источник и откачки диффузионным насосом типа Н2500/350 производительностью 1800 л/с. Предварительно рабочая камера откачивалась примерно в течение одного часа до давления не хуже 10-5 Торр. В процессе эксплуатации установки экспериментально были определены оптимальные режимы работы: давление аргона в камере 8,010-4Торр, ток плазмы 170 мА при напряжении 3500 В. При данных режимах скорость роста пленки на неподвижную подложку составляла не менее 1,5 мкм/ч. Перед напылением производилось предварительное распыление мишени в течение 30 мин с целью снятия верхнего слоя мишени и осаждения материала на экранах и других частях камеры. После окончания предварительного распыления в течение 20-30 мин производилась ионная очистка подложки при вращении подложкодержателя. Скорость травления поверхности составляла 0,1 мкм/ч. Очистка подложки необходима для улучшения адгезии осаждаемого слоя к подложке. Затем производилось распыление в рабочем режиме получения пленки композиционного ма-
териала заданной толщины в течение нескольких часов. Толщина напыляемого слоя определялась временем напыления.
В качестве подложек были использованы ситалловые пластины размером 60*48 мм2 для измерения электрического сопротивления, магнитных и диэлектрических характеристик, монокристаллы поваренной соли для электронной просвечивающей микроскопии и покровные стекла для спектрального анализа.
2. Структура и электрическое сопротивление нанокомпозитов
Структура. Структура полученных аморфных композиций была исследована с помощью электронно-микроскопического анализа. Для проведения исследований структуры композитов были получены различные пленки толщиной около 60 нм.
На рис. 4-6 представлена микроструктура композитов, полученных на водоохлаждаемых подложках. Темные области на фотографиях соответствуют металлическим гранулам, поскольку они содержат более тяжелые элемен-
Рис.4. Микроструктура композитов (Fe40Co40B20)38 3 (SiO2)617, напы1ленны1х на неподвижную водоохлаждаемую подложку
Fig. 4. Microstructure of composites (Fe40Co40B20)38 3(SiO2)617, sprayed on the static water-cooled substrate
Рис.5. Микроструктура композитов (Fe40Co40B20)47 4 (SiO2)52 6, напы1ленны1х на неподвижную водоохлаждаемую подложку
Fig. 5. Microstructure of composites (Fe40Co40B20)474(SiO2)526, sprayed on the static water-cooled substrate
Рис. 6. Микроструктура композитов (Fe40Co40B20)56 2 (SiO2)438, напыленных на неподвижную водоохлаждаемую подложку
Fig. 6. Microstructure of composites (Fe40Co40B20)526(SiO2)43S, sprayed on the static water-cooled substrate
ты, которые менее проницаемы для электронов. Размеры гранул изменяются в пределах 2-8 нм, причем с увеличением содержания металлической фазы средний размер гранул возрастает. На фотографиях гранулы окружены светлыми областями, которые соответствуют изолирующим барьерам из SiO2. Следует отметить, что полученные в процессе роста пленки гранулы не абсолютно изолированы в диэлектрической матрице (даже в случае высокой концентрации SiO2), а образуют небольшие конгломераты и цепочки, которые в свою очередь формируют лаби-ринтоподобную структуру.
На рис. 7-8 представлена микроструктура композитов, полученных на вращающихся подложках. Анализ представленных микрофотографий показывает, что размеры гранул оказываются существенно меньше по сравнению с композитами, осаждаемыми на неподвижную подложку. Однако, и в этом случае средний размер гранул возрастает при увеличении содержания металлической фазы. Структура композитов, полученных на неподвижных подложках, находящихся при температуре 250 °С, подобна структуре композитов, напыленных на неподвижную водоохлаждаемую подложку (рис. 9).
Концентрационные зависимости электрического сопротивления композитов (Co40Fe40B20)x (SiO2)100-x, измеренные при комнатной температуре, представлены на рис. 10. При напылении на неподвижную водоохлаждаемую подложку изменение концентрации x от 25 до 64 ат.% немонотонно уменьшает электрическое сопротивление исследуемой системы примерно на 5 порядков (кривая 1). Полученная зависимость характерна для многих гетерогенных систем металл - диэлектрик, а значительное уменьшение удельного электрического сопротивления композитов при увеличении концентрации металлической фазы связывается с переходом от
Рис.7. Микроструктура композитов (Fe40Co40B20) (SiO2)714, напыленных на вращающуюся подложку Fig. 7. Microstructure of composites (Fe40Co40B20)2se(SiO2)7 sprayed on the rotating substrate
Рис.8. Микроструктура композитов (Fe40Co40B20) (SiO2)551, напыленных на вращающуюся подложку Fig. 8. Microstructure of composites (Fe40Co40B20)44 9(SiO2)5 sprayed on the rotating substrate
Рис.9. Микроструктура композитов (Fe40Co40B20)562 (SiO2)438, напыленных на неподвижную подложку при T=250 °С
Fig. 9. Microstructure of composites (Fe40Co40B20)562(SiO2)43S, sprayed on the static substrate at T = 250 °C
неметаллического типа проводимости к металлическому. Характерной особенностью данной зависимости является отклонение от монотонного поведения для составов, находящихся вблизи порога перколяции, что особенно заметно после термической обработки в вакууме при T = 400 °С в течение 30 мин (кривые 4-6). При
этом термообработка композитов приводит к увеличению электрического сопротивления сплавов, находящихся до порога протекания, и к его уменьшению — за порогом протекания. По точке пересечения концентрационных зависимостей электрического сопротивления композитов в исходном состоянии и термообработанных, можно определить порог перколяции, который в данном случае составил 50 ат. % .
Различие в поведении композитов при отжигах подтверждает наличие разных механизмов электропереноса в исследуемых материалах и позволяет разделить их на две группы, существенно отличающиеся по структуре. В первой группе композитов (с малым содержанием металла) металлические включения полностью изолированы друг от друга, поэтому перенос заряда осуществляется в результате туннелирова-ния электронов между металлическими гранулами через диэлектрический барьер, а также посредством «прыжков» электронов по локализованным состояниям, находящимся вблизи уровня Ферми в диэлектрической матрице. Величина удельного электрического сопротивления такого композита определяется переносом носителей заряда через матрицу, а, следовательно, составом и структурным состоянием диэлектрической фазы. Увеличение при отжиге удельного электрического сопротивления композитов, находящихся до порога протекания, связано со структурной релаксацией аморфной диэлектрической матрицы и с увеличением расстояния между гранулами [18].
Для композитов второй группы (с концентрацией металлической фазы более 50 ат. %) перенос заряда осуществляется по аморфной металлической фазе, образующей непрерывную сетку включений в диэлектрической матрице. Удельное электрическое сопротивление композита в этом случае определяется концентрацией металлической фазы и ее структурой. Рост температуры приводит к снижению у таких композитов удельного электрического сопротивления, что характерно для аморфных металлических сплавов и связано со структурной релаксацией бесконечной сетки металлических проводящих каналов, сформированных из гранул аморфной металлической фазы.
Значительные изменения на концентрационной зависимости удельного электрического сопротивления наблюдаются в том случае, когда напыление осуществляется на подложку, принудительно нагретую до температуры Т = 250 °С. Кривая 2 на рис. 10 соответствует концентрационной зависимости удельного электрического сопротивления композитов (Ре40Со40В20)ж(8Ю2)100_ж, напыленных на неподвижную подложку, нагретую до Т = 250 °С. Кривая 5 соответствует зависимости этих же композитов после 30-минутного отжига при Т = 400 °С. В исходном состоянии сплавы, напыленные на нагретую подложку и расположенные
ш
13
Рис. 10. Зависимости удельного электрического сопротивления от атомной доли металла при комнатной температуре композитов (Co41Fe3llB20)x(SiO2)1-x, напы1ля-емыьх в течение 600 мин на неподвижную охлаждаемую подложку (кривыье 1—2), вращающуюся подложку (кри-выье 5-6) и нагреваемую подложку при T = 250 °С (кри-выье 3-4): в исходном состоянии (кривыье 1, 3, 5) и после отжига при T = 400 °С в течение 30 мин (кривые 2, 4, 6) Fig. 10. Specific electric resistance versus atomic fraction of metals at the room temperature for composites (Co41Fe39 B20)x(SiO2)1-x, sprayed within 600 min on the static cooled substrate (curves 1, 2), rotating substrate (curves 5, 6) and the heated substrate at T = 250 °C (curves 3, 4): in the original state (curves 1, 3, 5) and after annealing at T = 400 °C within 30 min (curves 2, 4, 6)
до порога протекания, имеют практически такие же значения удельного электрического сопротивления, что и композиты, сформированные на во-доохлаждаемой подложке. Композиты, находящиеся за порогом протекания, имеют более высокие значения удельного электрического сопротивления по сравнению с аналогами, представленными кривой 1. Порог перколяции для таких композитов также сместился к х = 54 ат. % по сравнению с 50 ат. % в предыдущем случае.
Если напыление осуществлять на вращающуюся подложку, которая принудительно не нагревается, то формируются композиты, по характеру изменения удельного электрического сопротивления близкие к соответствующим характеристикам пленок, полученных на неподвижной подложке, однако, величина удельного электрического сопротивления их выше, чем в первом случае (кривая 3). Порог протекания для композитов, полученных на вращающихся подложках, также определенный по пересечению кривых для исходных (кривая 3) и термообра-ботанных (кривая 6) образцов, соответствует значению х = 48 ат. %, что ниже порога протекания для композитов, полученных на неподвижной водоохлаждаемой подложке.
Замена диэлектрической матрицы SiO2 на А1203 сопровождается общим снижением удельного электрического сопротивления композитов
Рис. 11. Зависимости удельного электрического сопротивления от атомной доли металла при комнатной температуре композитов (Co41Fe39B20)x(SiO2)100-x (кривая 1) и (Co41Fe39B20)x(Al2O3)100-x (кривая 3) в исходном состоянии и после отжига в течение 30 мин при T = 400 °С (кривы1е 2, 4) соответственно
Fig. 11. Specific electric resistance versus atomic fraction of metal at the room temperature for composites
(C°41Fe3lB20)x(SiO2)100_x, (curve 1), and (C°41Fe39B20)x(SiO2)100-x
(curve 3) in the original state and after annealing at T = = 400 °C within 30 min (curves 2, 4, correspondingly)
во всем диапазоне концентраций и смещением порога перколяции в сторону меньших концентраций металлической фазы. На рис. 11 показаны зависимости удельного электросопротивления от атомной доли металла при комнатной температуре композитов (Со41Ее39В20)х(А1203)100-х, осажденных в течение 420 мин на неподвижную водоохлаждаемую подложку (кривые 1-2) в сравнении с композитами (Со41Ге39В20)х^Ю2)100-х. Кроме этого, в композитах (Со41Ге39В20)х(А1203)100-х наблюдается меньшее изменение удельного электрического сопротивления после отжига в течение 30 мин при Т = 400 °С. Изменение температуры отжига сопровождается увеличением относительного изменения удельного электросопротивления и незначительным смещением положения порога перколяции в сторону больших концентраций металлической фазы (рис. 12). Так, при увеличении температуры отжига композитов (Со41Ее39В20)х(А1203)100-х от 400 до 500 °С порог перколяции смещается от 44 до 45 ат. %.
Наиболее эффективное влияние на положение порога перколяции оказывает присутствие реактивных газов, вводимых в напылительную камеру при получении композитов (рис. 13-14). Анализ полученных результатов свидетельствует о том, что максимальное смещение порога перколяции в случае присутствия азота при напылении композитов наблюдается для гранул из металлического сплава Со41Ге39В20 (кривая 1 на рис. 13). Причем, увеличение парциального давления азота от 0 до 42 % в композитах (Со41Ге39В20)х^Ю2)100-х приводит к смещению порога перколяции от 50 до 75 ат. % металлической фазы. Мы полагаем, что при получении композитов в присутствии азота или кислорода на поверхности металлических гранул образу-
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 10(54) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
Рис. 12. Зависимости удельного электрического сопротивления от атомной, доли металла при комнатной температуре композитов (Co41Fe39B20)x(Al2O3)100x в исходном состоянии (кривая 1), после отжига в течение 30 мин при T = 400 °С (кривая 2), 450 °С (кривая 3) и 500 °С (кривая 4)
Fig. 12. Specific electric resistance versus atomic fraction of metals at the room temperature fro composites (Co41Fe39B20)x(SiO2)100x, in the original state (curve 1) and after annealing at T = 400 °C within 30 min (curve 2) at T = 500 °C (curve 4)
Рис. 13. Зависимости положения порога перколяции от парциального давления азота в композитах (Co41Fe39B20)x(Si(°2)100-x (кривая 1), (CoS4mi4Ta2)JSiO2)100-x
(кРивая 2), (Fe45<Co45Zr10)x(SiO2)100-x (кРиваЯ 3)
Fig. 13. Position of percolation threshold versus partial pressure of nitrogen in composites (Co41Fe39B20) (SiO2)100- , (curve 1), (Co84Nb14Ta2)x(SiO2)100-x (curve 2), (^fo^rJx (SiO2)100-x (curve 3)
ется дополнительная диэлектрическая оболочка из нитридов или окислов металлов, изменяющая величину удельного электрического сопротивления и положение порога перколяции. Косвенным подтверждением этого предположения служат дополнительные максимумы на температурных зависимостях удельного электрического сопротивления композитов, полученных в присутствии активных газов.
При замене диэлектрической матрицы из SiO2 (кривая 2 на рис. 13) на Al2O3 (кривая 1 на рис. 14) характер смещения порога перколяции при изменении парциального давления азота в вакуумной камере изменяется. Уже при
Fig. 14. Зависимости положения порога перколяции от парциального давления азота в композитах (Co41Fe3SB20)
(AI2O3)
100-x (кривая 1 ), (Co41Fe3gB20)x(SiO2)100-x (кривая 2) U
кислорода в композитах (Co41Fe3SB20)x(Al2O3)100 x (кривая 3) Fig. 14. Position of percolation threshold versus partial pressure of nitrogen in composites (Co41Fe39B20)x(Al2O3)100x, (curve 1), (Co41Fe39B20)x(SiO2)100-x (curve 2) and oxygen in composites (Co41Fe39B20)x(Al2O3)100-x (curve 3)
парциальном давлении ~15 % в композитах (Co41Fe39B20)x(Al2O3)100_x положение порога перколяции выходит на насыщение и при дальнейшем увеличении давления азота не изменяется (кривая 2 на рис. 14). Такое отличие, вероятно, связано с разным взаимодействием азота с атомами алюминия и кремния, растворенными в металлических гранулах. Если для соединения Si3N4 стандартная мольная энергия образования Гиббса имеет отрицательный знак и равна 647 кДж/моль, то для AlN эта величина положительна и имеет значение 287 кДж/моль [19]. Такие значения мольной энергии Гиббса образования свидетельствуют о том, что при нормальных условиях алюминий не образует с азотом химического соединения и тот располагается в металлических гранулах композитов (Co41Fe39B20)x(Al2O3)100_x в виде твердого раствора, в то время как в композитах (Co41Fe39B20)x(SiO2)100_x азот может образовывать соединение Si3N4.
При одинаковых парциальных давлениях азота или кислорода в случае реактивного напыления композитов удельное электросопротивление больше в композитах с матрицей из SiO2, чем в композитах, содержащих матрицу из Al2O3. Такая закономерность может быть связана с меньшим коэффициентом диффузии реактивных газов в AI2O3 по сравнению с SiO2- При этом атомы кислорода более сильно влияют на порог перколяции по сравнению с атомами азота, смещая его в сторону больших концентраций металлической фазы (кривая 3 на рис. 14). Это влияние связано с образованием оболочки из оксидов металлов, обладающих большим значением удельного электросопротивления по сравнению с нитридами.
Температурные зависимости электрического сопротивления композитов. Для изучения термической устойчивости аморфного состояния нанокомпозитов (Со45Ре4^г10)х(А12О3)100-ж были измерены температурные зависимости электросопротивления (рис. 15), которые можно разделить на две группы. В одной группе композитов (с содержанием металлической фазы до порога протекания) в интервале температур от комнатных до 750 К удельное электросопротивление изменяется слабо, а в области более высоких температур наблюдается его заметный рост до температуры Т ~ 923 К с последующим небольшим понижением. В кристаллическом состоянии такие композиты также имеют отрицательный температурный коэффициент электрического сопротивления (ТКС).
В другой группе композитов, когда содержание металла превышает 41 ат. %, удельное электросопротивление незначительно понижается во всем диапазоне температур с более резким спадом в области температур кристаллизации. В этой группе перенос заряда осуществляется по аморфной металлической фазе, образующей непрерывную сетку включений в диэлектрической матрице. Удельное электросопротивление композита в этом случае определяется концентрацией и структурой металлической фазы, а также морфологией композита в целом. Повышение температуры приводит к снижению у таких композитов удельного электросопротивления в результате структурной релаксации и последующей кристаллизации неупорядоченной структуры, что характерно для аморфных металлических сплавов.
р, Ом-м
:-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1-Г
IU"3fc_._I_._I_._I_._I_._I_._I_._■ ^ ■
200 300 400 500 600 700 800 900 1000
т, к
Рис. 15. Температурные зависимости удельного электрического сопротивления гранулированных композитов (Co45Fe45Zr10)x(Al2O3)100-x при концентрации металлической фазы x: 1 — 31,7; 2 — 34; 3 — 36,3; 4 — 38,7; 5 — 40,8; 6 — 43,7
Fig. 15. Temperature dependencies of specific electric resistance of granulated composites (Co45Fe45Zr2V0)x(Al2O3)100-x at the concentration of metal phase x: 1 — 3l.7; 2 — 34.3; 3 — 36.3; 4 — 38.7; 5 — 40.8; 6 — 43.7
16
Для того, чтобы выяснить механизм электрической проводимости нанокомпозитов, необходимо изучить ее зависимость от температуры. Температурные зависимости электрической проводимости композитов (Со45Ге4^г10)ж(А12О3)100_ж в области низких температур представлены на рис.16 в координатах 1и(о/о0) го (1/Т)1/4 и 1п(о/о0) ^ (1/Т)1/2 , где о0 — проводимость при комнатной температуре [19]. Результаты таких исследований показали, что для составов, расположенных до порога протекания, как на зависимостях 1и(о/о0) го (1/Т)1/4, так и 1п(о/о0) го го (1/Т)1/2 при температуре 180 ± 10 К наблюдается заметный излом, свидетельствующий о смене механизма электрической проводимости. При этом установлено, что электрическая проводимость подчиняется «закону 1/4» (проводимость Мотта) в низкотемпературном интервале (рис. 16,6), а в диапазоне температур 180-300 К — «закону 1/2» (рис. 16,а).
О/а0 278 230 193 Т,К
1
0,8
а/< 1
0,5
0,26 0,28 0,30 0,32 0,34
у-1/4
б
Рис. 16. Температурные зависимости логарифма электрической проводимости в координатах ln(a/a0) ~ (1/T)1/2
(a) и ln(a/a0) ~ (1/T)1/4 (б) для композитов (Co45Fe45Zr10)x (Al2O3)100 x в интервале температур 180-290 К (а) и 80180 К (б) при разных концентрациях металлической фазы x, ат.%о: 1 —31,7; 2 — 34; 3 — 36,3; 4 — 37,3; 5 — 38,7
Fig. 16. Temperature dependencies of electric conductance logarithm in coordinates ln(s/s0) — (1/T)1/2 (a) and ln(s/s0) - (1/T)1'4 (b) for composites (Co45Fe45Zr10)x (Al2O3)100 x in temperature range 180-290 K (a) and 80-180 K
(b) at different concentrations of metal phase x, % atm: 1 — 31.7; 2 — 34; 3 — 36.3; 4 — 37.3; 5 — 38.7
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 10(54) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
J,:
0,060 0,066 0,072
163 124 95 75 T,K
Справедливость закона Мотта в интервале температур 80-180 К (рис. 16,6) свидетельствует о том, что в такого рода композитах доминирует перенос заряда от гранулы к грануле путем прыжковой проводимости электронов по диэлектрической матрице от одной «оборванной» химической связи к другой (прыжковый механизм с переменной длиной прыжка по локализованным состояниям, лежащим в узкой полосе энергий вблизи уровня Ферми), а выражение для проводимости имеет следующий вид [20]:
a = e2 R2-vph ■ g exp
Л1/4
(1)
где
B = -
16
а3 к-8(ЕЕ)' <2)
е — заряд электрона, К — расстояние прыжка, — фактор спектра фононов взаимодействия, Т — абсолютная температура, g(EF) — плотность состояний на уровне Ферми, а — радиус локализации волновой функции электрона, к — постоянная Больцмана.
Зависимости 1п(о/о0) ^ (1/Т)1/4 позволяют определить значения величин В для изучаемых составов композитов. Зная В, для разных составов композитов были определены значения плотности состояний на уровне Ферми, представленные на рис. 17. Если экстраполировать зависимости g(EF) -Х(Со) к концентрации металлической фазы, соответствующей порогу протекания, а затем использовать соотношение
g (ef )хс = g 0- XC
(3)
g (Ер )Х — эффективная плотность состояний композита на уровне Ферми, экстраполиро-
где
Рис.17. Концентрационные зависимости плотности состояний на уровне Ферми нанокомпозитов (Fei!Coi!Zrl0)i(SiO2)l00_i (1), (Fet!Cot!Zrl0)i(Al;ps)l00_i (2), (Coi1Fe3SB20)i(SiO2)100_i (3) и (CoSiNb1iTa2)i(SiO2)100_i (4) Fig. 17. Concentration dependencies of density of states at Fermi level for nano-composites (Co45Fe45Zr10) (SiO2)100_ (1), (Fei!Coi!Zrl0)i(Al2Os)l00_i (2), (CotlFeS9B20)i(Si<°2)l00_i (3) and (CosNbltTa2)x(SiO2)W0_x (4)
ванная к порогу протекания, g0 — плотность состояний на уровне Ферми для металлической фазы, Хс — порог протекания, можно оценить плотность электронных состояний на уровне Ферми металлических гранул [21]. С увеличением концентрации металлической фазы и приближением к порогу протекания плотность состояний приближается к значениям, характерным для аморфных металлических сплавов [22]. При увеличении концентрации диэлектрической фазы наблюдается снижение плотности состояний на уровне Ферми, значение которой приближается к типичным, характерным для аморфных полупроводников, полученных распылением из газовой фазы [23]. Характерной особенностью полученных зависимостей является зависимость плотности состояний на уровне Ферми от элементного состава материала гранул: g(EF) нанокомпозитов возрастает в соответствии с изменением материала гранул в последовательности Со^Та ^ СоРеВ ^ CoFeZг (см. рис. 17).
Наличие локализованных состояний в диэлектрической матрице должно оказывать влияние на механизм проводимости и в более высокотемпературном интервале, где выполняется закон 1п(о) ^ (1/Т)1/2, когда энергия фононов начинает оказывать доминирующее влияние на перенос заряда. Поэтому для описания температурных зависимостей электрической проводимости в этом температурном интервале была использована модель неупругого резонансного туннелиро-вания [24_25], когда перенос осуществляется по конечному числу каналов со средним значением локализованных состояний <п> и определено их число по методике, разработанной в работах [2627]. Согласно этой модели, температурная зависимость проводимости в канале, содержащем п локализованных состояний, имеет степенной вид
о„ = P
Л 2
Рос5
(n-l)/(n+l)
(ga2n2l) YnEen al
exp
-2l
i(n +1)
(4)
где а — радиус локализованного состояния, I — среднее расстояние между гранулами, уп = п-2/ /(п + 1), вп = 2п/(п + 1), Р — коэффициент, Л — константа деформационного потенциала, р0 — плотность вещества матрицы, с - скорость звука, g — плотность локализованных состояний, Е — глубина залегания локализованного состояния в области барьера. Средняя электрическая проводимость между гранулами определяется суммой проводимостей по нескольким каналам:
0( ^) =£°п.
(5)
В гранулированной структуре ниже перко-ляционного порога общая проводимость структуры о определяется туннельной проводимостью между гранулами о^ или, если гранулы обра-
n
зуют ограниченные проводящие кластеры, то проводимостью кластеров и проводимостью между кластерами. Так как проводимость кластеров значительно выше туннельной проводимости, то в первом приближении полагают, что наибольший вклад в общую о гранулированной структуры (5) дает одно слагаемое оп в температурном интервале [Тп, Тп+1]. При этом о будет иметь степенную зависимость от температуры, которая определяется о^ с п = <п> — усредненным по всей структуре числом локализованных состояний в туннельных каналах между гранулами, а температурная зависимость электрической проводимости описывается формулой
lnC гс —
21 in а
1
gal 2T
1/2
(6)
Аппроксимируя полученные экспериментальные кривые о(Т) степенными зависимостями с показателем степени у и учитывая (1), среднее число локализованных состояний <п> между гранулами, принимающими участие в электронном транспорте через гранулированную структуру при данной температуре, было определено как [26-27]:
П = 2 Y—1 + (Y2 + 2У+ 9)1
1/2'
(7)
С учетом (5) для выявления степенного закона экспериментальные результаты измерений о(Т) были построены в координатах 1п(о0/о) -/ [1п(Т0/Т)] (где о0 — электрическая проводимость при комнатной температуре и Т0 = 300 К) (рис. 18). Анализ полученных эксперименталь-
ных зависимостей показал, что в довольно широком интервале температур (там, где выполняется закон 1п(о) го (1/Т)1/2) эти зависимости удовлетворяют степенному закону. Это позволило определить степень у температурных зависимостей проводимости и рассчитать среднее число локализованных состояний <п> в туннельных каналах между изолированными проводящими кластерами гранул по формуле (7).
Результаты расчета показали, что с увеличением доли металла в составе композита среднее число локализованных состояний между гранулами уменьшается, причем, такая зависимость практически линейна (рис. 19). При этом, в области высоких концентраций диэлектрического компонента для композитов с матрицей из А12О3 значения <п> почти не отличаются от таковых для композитов с матрицей из SiO2 [28]. Поскольку температурная зависимость, удовлетворяющая «закону 1/2», при рассматриваемом механизме проводимости справедлива при температурах Т> Т*, задаваемой соотношением [27]:
ln (T *gal2 )—(l/a )
13
(8)
то, принимая за Т * ~ 180 К (т. е. температуру смены механизма проводимости от -1п(о) го (1/Т)1/4 к зависимости, в которой 1п(о) го (1/Т)1/2), а ~ 0,8 нм, I ~ 2 нм, можно оценить плотность локализованных состояний g ~ 1,31022 эВ
-1
см
что по по-
рядку величины совпадает с данными, рассчитанными по формуле (1).
Анализ температурных зависимостей удельного электрического сопротивления доперколя-ционных композитов, представленных на рис. 15, показал, что при температурах выше комнатной наблюдается отклонение от закона 1/2 и в некотором интервале температур спрямляется в ко-
Рис. 18. Относительные температурные зависимости проводимости образцов (Co45Fe45Zr10)x(Al2O3)100-x в исходном состоянии при разных концентрациях металлической фазы x, ат."%: 1 — 31,7; 2 — 34; 3 — 36,3; 4 — 37,3; 5 — 38,7
Fig. 18. Relative temperature dependencies of (Co45Fe45Zr10)x (Al2O3)100-x sample conductivity in the original state at different concentrations of metal phase x, % atm: 1 — 31.7; 2 — 34; 3 — 36.3; 4 — 37.3; 5 — 38.7
Рис. 19. Зависимости среднего числа локализованных состояний от концентрации металлического компонента для композитов (Co4SFe4SZr10)x(Al2O3)100-x в исходном состоянии
Fig. 19. The average number of localized states versus concentration of metal component for composites (Co45Fe4SZr10)x(Al2O3)100-x in the original state
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 10(54) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
ординатах 1п(р/р0) - /(1/Т), где р0 — удельное электрическое сопротивление при Т = 333 К (рис. 20). Если применить для описания температурных зависимостей формулу для термоактивированной прыжковой проводимости
Р = Ро ехР (Ч*Т), (9)
где w — энергия активации прыжка, значение которой порядка ширины зоны локализованных состояний, то из наклона температурных зависимостей для исследованных композитов (Со45Ре457г10)ж(А12О3)100-ж, представленных на рис.19, можно получить: w = 0,030 ± 0,005 эВ для х - 34 ат. % (кривая 1), w = 0,066 ± 0,007 эВ для х - 28 ат. % (кривая 2), и w = 0,09 ± 0,01 эВ для х - 23 ат. % (кривая 3). С другой стороны, для этого интервала температур также можно применять модель неупругого резонансного тун-нелирования, а отклонение от «закона 1/2» объяснять включением дополнительных каналов туннелирования, что и приводит к росту электрической проводимости. Следовательно, для окончательного вывода о механизме проводимости в этом диапазоне температур необходимы дополнительные исследования.
При дальнейшем повышении температуры происходит отклонение от линейной зависимости в координатах 1п(р/р0) -/(1/Т) (рис. 20), а при Т > 600 К наблюдается небольшой рост р (см. рис.15). При Т > 700 К в аморфной структуре композитов начинаются процессы структурной релаксации и последующей кристаллизации, приводящие к необратимым изменениям мор-
1п(р/р0)
0,0023 0,0024 0,0025 0,0026 0,0027 0,0029 0,0029 0,0030 0,0031
1/Т, К"'
Рис. 20. Температурные зависимости логарифма электрического сопротивления в координатах ln(p/p0) ~ (1/T) для композитов (Co45Fe45Zr10)x(Al2O3)100-x в интервале температур 330-600 К при разных концентрациях металлической фазы x, ат. %: 1 — 34; 2 — 28; 3 — 23 Fig. 20. Temperature dependencies of electric conductivity logarithm in coordinates ln(r/r0) — (1/T) for composites (Co45Fe45Zr10)x(Al2O3)100-x in temperature range 330-600 K at different concentrations of metal phase x, % atm: 1 — 34; 2 — 28; 3 — 23
фологии, что сопровождается резким увеличением удельного электрического сопротивления.
Таким образом, в области низких и умеренных температур в доперколяционных композитах (Со45Ре457г10)ж(А12О3)100-ж доминирующее влияние на перенос заряда оказывает диэлектрическая матрица, а основными механизмами проводимости можно считать прыжковый механизм с переменной длиной прыжка и неупругое резонансное туннелирование по локализованным состояниям вблизи уровня Ферми. Полученные высокие значения плотности локализованных состояний обусловлены технологией получения нанокомпозитов. В процессе получения образцов происходит частичное окисление металлических гранул, что приводит к недостатку атомарного кислорода в диэлектрической матрице и преобладанию соединения А12Оу, где у < 3. Следовательно, в такой матрице имеется огромное количество дефектов, на которых может быть локализован электрон при низких температурах.
Если причиной образования локализованных состояний являются дефекты структуры аморфной диэлектрической матрицы, то термическая обработка должна снизить их количество. Для подтверждения этой гипотезы была проведена серия изотермических отжигов в вакууме ~10-4Торр в течение 30 мин при Т = 293893 К, и рассчитано среднее число локализованных состояний <п> в туннельных каналах между изолированными проводящими кластерами в зависимости от температуры отжига по формуле (7). Зависимости <п> от температуры изотермических отжигов композитов (Со45Ре457г10)х (А12О3)100-Х, определенные для разных составов, представлены на рис. 21 [28]. Для композитов
<п>
1,80 Р"1 ' " ' ' 1—1 ' ' 1—1 ' ' ' ' ' -
1 20 "................. ■
250 300 350 400 450 500 550 600 650 700
Г, К
Рис.21. Зависимости среднего числа локализованных состояний композитов (Co45Fe45Zr10)x(Al2O3)100-x от температуры изотермического отжига при различных концентрациях металлической фазы x, ат. %>: 1 — 31,7; 2 — 34; 3 — 36,3; 4 — 37,3; 5 — 38,7
Fig. 21. The average number of localized states of composites (Co4SFe45Zr10)x(Al2O3)100-x versus temperature of isothermal annealing at different concentration of metal phase, x, % atm: 1 — 31.7; 2 — 34; 3 — 36.3; 4 — 37.3; 5 — 38.7
всех исследованных составов термообработка при температурах до 550 К приводит к снижению среднего числа локализованных состояний между гранулами. Однако у композитов с концентрацией металлической фазы x <37 ат. % при повышении температуры отжига наблюдается рост <n>. Такое поведение на зависимостях <n> ~ Тотж указывает на присутствие двух релаксационных процессов. Один из них ведет к уменьшению <n>, а второй — к увеличению. Можно предположить, что процесс уменьшения <n> связан с отжигом дефектов аморфной матрицы, ответственных за локализованные состояния.
В ковалентно-связанных структурах за простейший дефект принимается ненасыщенная связь [28]. Причем, точечные дефекты аморфной структуры оказываются более разнообразными, чем в кристаллической решетке. Они могут быть простыми (типа единичных ненасыщенных связей) и более сложными, включающими несколько ненасыщенных связей. Отжиг дефектов аморфной структуры при низких температурах термообработки может осуществляться путем распада сложных на простейшие и их последующей миграцией к границе раздела гранула-матрица, как показано на схеме (рис. 22). Для исследуемых композитов при низких температурах миграция дефектов к границам раздела является доминирующей, что и сопровождается небольшим уменьшением <n>. При температуре отжига >700 К процессы структурной релаксации и последующей кристаллизации приводят к необратимым изменениям морфологии структуры и некоторому росту <n> между соседними гранулами для композитов с высокой концентрацией диэлектрической фазы.
Список литературы
1. Neugebauer C. A. Resistivity of Cermet Films Containing Oxides of Silicon // Thin Solid Films. 1970. Vol.6. P. 443-447.
2. Gittleman J. L., Goldstain Y., Bozowski S. Magnetic roperties of Granular Nikel Films // Phys. Rev. B. 1972. Vol. B5. P. 3609-3621.
3. Abeles B., Sheng P., Coutts M. D., Arie Y. // Advances in Physics. 1975. Vol. 24. P. 407-461.
4. Эфрос А. Л., Шкловский Б. И. Теория протекания и проводимость сильно неоднородных сред // УФН. 1974. Т. 117. №3. С. 2-14.
5. Efros A. L., Shklovski B. I. Conduction of nanostructured metall - insulator // Phys. Stat. Solid. В. 1976. No. 76. P. 475-490.
6. Fiorani D., Tholence J., Dormann J. L. Magnetic properties of small ferromagnetic particles (Fe-Al2O3 granular thin films): comparison with spin glass properties // J. Phys. C. 1986. Vol. 19. P. 5495-5507.
7. Miyazak T., Tezuka N. Giant magnetic tunneling effect in Fe/Al2O3/Fe junction // JMMM. 1995. Vol.139. P. L231-L234.
'мхТ Xj •лво A
а б в
Рис. 22. Схема, поясняющая распад дефекта аморфной структуры А (а) на простейшие В и С (б) и миграцию дефекта С к границе раздела гранула-матрица (в) Fig. 22. The outlay, explaining decay of the defect of amorphous structure A (a) into the simplest B and C (b) and migration of defect C to granule-matrix interface (c)
8. Honda S., Okada T. and Nawate M. Tunneling giant magnetoresistance in Fe-SiO2 multilayered and alloyed films // JMMM. 1997. Vol. 165. P. 153-156.
9. Yakushiji K., Mitani S., Takanashi K. et al. Composition dependence of particle size distribution and giant magnetoresistance in Co-Al-O granular films // JMMM. 2000. Vol. 212. P. 75-81.
10. Fujimori H., Mitani S., Ohnuma S. Tunnel-type GMR in metal-nonmetal granular alloy thin films // Mater. Sci. Eng. 1995. Vol. B31. P. 219-223.
11. Denardin J. C., Pakhomov A. B., Knobel M., Liu H., Zhang X. X. Giant Hall in Co-SiO2 nano-composites // J. Phys.: Condens. Mat. 2000. No. 12. P. 3397-3399.
12. Быков И. В., Ганьшина Е. А., Грановский А. Б., Гущин В. С. Магниторефрактивный эффект в гранулированных пленках с туннельным магнитосопротивлением // Физика твердого тела. 2000. 1942. №3. C. 487-491.
13. Грановский А. Б., Быков И., Ганьши-наЕ. А., Гущин В. С., Козлов А., Юрасов А. Н., Калинин Ю. Е. Магниторефрактивный эффект в магнитных нанокомпозитах // ЖЭТФ. 2003. Т. 123, вып. 6. С. 1256-1267.
14. Кимель А. В., Писарев Р. В., Ржевский А. А., Калинин Ю. Е., Ситников А. В., Стог-ней О. В., Bentivegna F., Rasing Th. Магнитооптическое исследование гранулированных пленок оксида кремния с ферромагнитными частицами CoNbTa // Физика твердого тела. 2003. Т. 45, вып. 2. С. 269-272.
15. Золотухин И. В., Калинин Ю. Е., Неретин П. В., Ситников А. В., Стогней О. В. Электрическое сопротивление аморфных наноком-позитов CoTaNb+SiO2 // Альтернативная энергетика и экология. 2002. № 2. С. 7-14.
16. Ситников А. В. Получение нанокомпо-зитов металл-диэлектрик ионно-лучевым распылением // Выездная секция Международного семинара по проблемам магнетизма в магнитных пленках, малых частицах и наноструктур-ных объектах. Астрахань, 2003. С. 75-79.
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 10(54) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
17. Белоногов Е. К., Калинин Ю. Е., Ситников А. В. Ионно-лучевой метод получения гранулированных и многослойных структур ферро-маг-нетик-диэлектрик для защиты от электромагнитного излучения / / Proc. XII Int. Conf. on Spin-Electronics and Gyrovector Electrodynamics, Section of Int. Conf. «Electromagnetic Fields and Materials». M.: МЭИ(ТУ), 2003. С.447-458.
18. Рабинович В. А., Хавин 3. Я. Краткий химический справочник. Л.: Химия, 1977.
19. Калинин Ю. Е., Ремизов А. Н., Ситников А. В. Электрические свойства аморфных на-нокомпозитов (Co45Fe45Zr10)x(Al2O3)1-x // Физика твердого тела. 2004. Т. 46, вып. 11. С. 2076-2082.
20. Мотт Н., Девис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах. М.: Мир, 1974.
21. Zolotukhin I. V., Kalinin Yu. E., Ponoma-renko A. T., Shevchenko V. G., Sitnikov A. V., Stognei O. V., Figovsky O. Metal-dielectric nano-composites with amorphous structure // J. Nano-structured Polymers and Nanocomposites. 2006. Vol. 2, No. 1. P. 23-34.
22. Ольхафен П. Металлические стекла. М.: Мир, 1986. Ч. II. С. 328-378.
23. Хейванг В., Биркхольц У., Айнцингер Р., Ханке Л., Кемптер К., Шнеллер А. Аморфные
Information
The Russian research organizations: loffe Physico-Technical Institute of the Russian Academy of Sciences, St.-Petersburg State Institute of Technology and Federal State Unitary Enterprise "Special Design and Technological Office "Technolog" will arrange the third International Symposium "Detonation Nanodiamond: Technology, properties and applications" which will be held in St.-Pe-tersburg, Russia on July 1-4, 2008.
The first International Symposium "Detonation Nanodiamond. Technology, Properties and Applications" was held in St.-Peters-burg, Russia on 7-9 July, the International conference "NANO-CARBON & NANODIAMOND 2006" combined the 2nd International Symposium "Detonation Nanodiamond. Technology, Properties and Applications" and the 2nd Nanocarbon Workshop".
The proceedings of the "NC&ND 2006" has been published in the journal "Diamond and Related Materials" in December 2007.
The third Symposium will focus on the latest advances in the science and technology of nanodiamond and ultrananocrystalline diamond, and some other forms of nanocarbons, especially carbon onions, nanographite and carbide derived carbon
The number of participants of the conference will be no more than 100.
Program will include about 10 invited lectures (40 minutes), not more than 20 oral presentations (25 minutes) and poster session. The list of invited speakers will be created on the basis of suggestions from the advisers and members of the Program Committee.
The Symposium will be held in St Petersburg, Russia, The Symposium organizers will arrange for a sightseeing program to introduce the guests to St Petersburg. The Symposium will be held in the period of bright nights, when the city looks especially beautiful.
и поликристаллические полупроводники. М.: Мир, 1987. С. 23.
24. Глазман Л. И., Матвеев К. А. Неупругое туннелирование через тонкие аморфные пленки // ЖЭТФ. 1988. Т. 94, вып. 6. С. 332-343.
25. Глазман Л. И., Шехтер Р. И. Неупругое резонансное туннелирование электронов через потенциальный барьер // ЖЭТФ. 1988. Т. 94, вып. 1. С. 292-306.
26. Луцев Л. В., Звонарева Т. К., Лебедев В. М. Электронный транспорт в гранулированных пленках аморфного углерода с наночас-тицами кобальта // Письма в ЖТФ. 2001. Т. 27, вып. 15. С. 84-89.
27. 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 // Физика твердого тела. 2002. Т. 44, №10. С. 1802-1810.
28. Калинин Ю. Е., Ремизов А. Н., Ситников А. В., Самцова Н. П. Структура и электрические свойства аморфных нанокомпозитов (Со45Ее457г10)х^Ю2)100-х // Перспективные материалы. 2003. № 3. С. 62-66.
Продолжение следует
Scope
1. Materials (Nanodiamonds, Ultrananocrystaline diamond, Carbon onions, Nanographite, Carbide derived carbon).
2. Phenomena (Synthesis, Electronic properties, Magnetic properties, Optical properties, Mechanical properties, Phase transitions).
3. Technology.
4. Theory and computer simulation.
5. Methods for characterization.
6. Applications.
Important Dates
Preliminary registration Abstract deadline Second announcement Visa Support Deadline Final Registration & Hotel Reservation Deadline Registration fee Deadline Conference Dates
Language
The official language of the Symposium will be English. Contacts
Organizing Committee Third International Symposium "Detonation Nanodiamond: Technology, properties and applications" NANODIAMOND 2008
Polytechnicheskaya, 26, St.-Petersburg, 194021, Russia
Phone: +7 (812) 2927377
Fax: +7 (812) 2970073
E-mail: Nanodiamond@mail.ioffe.ru
http://www.ioffe.ru/nanodiamond/2008
NANODIAMOND' 2008
St Petersburg, Russia July 1-4, 2008
March 15, 2008 March 15, 2008 April 20, 2008 March 1, 2008
April 15, 2008 May 11, 2008 July 1-4, 2008
