CC BY
25Газоаналитические 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
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, е-mail: kalinin@ns1.vstu.ac.ru
Продолжение. Начало см. в № 10'2007
3. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА многослойных СТРУКТУР МЕТАЛЛ-АМОРФНЫЙ ПОЛУПРОВОДНИК
Магнитные и транспортные свойства многослойных структур типа ферромагнитный металл - немагнитный металл, ферромагнетик - полупроводник или ферромагнетик - диэлектрик существенно изменяются с изменением толщины немагнитной прослойки d, что обусловлено осциллирующим характером обменного взаимодействия. При этом для электрической проводимости аморфных структур диэлектрической или полупроводниковой прослоек в области низких температур, когда толщина слоя больше длины прыжка, в достаточно большом интервале температур выполняется закон Мотта [20].
При понижении температуры, когда длина прыжков электронов увеличивается, электрическая проводимость начинает зависеть от продольного размера d. При этом при не слишком малых значениях d в определенном интервале температур в аморфных полупроводниках и диэлектриках преобладают процессы резонансного туннелирования через локализованные состояния. Например, для туннелирования через аморфный слой кремния резонансные процессы являются определяющими при d>6нм [30]. Предполагается, что данный механизм проводимости реализуется при температурах, предшествующих прыжковой проводимости с переменной длиной прыжка [20]. С другой стороны, для аморфных нанокомпозитов металл-диэлектрик резонансное туннелирование доминирует в интервале температур 180-270 К, т.е. наступает после прыжковой проводимости, когда реализуемое при этих температурах элект-рон-фононное взаимодействие приводит к сущест-
венному уширению резонансной кривой. Поэтому в данной работе ставилась задача изучения низкотемпературной зависимости проводимости в многослойной структуре Co0 45Fe0 45Zr0 j/a-Si с числом бислоев, равным 40 при толщине металлической фазы ~11 нм, и толщиной a-Si ~14 нм и выявления областей реализации различных механизмов проводимости.
В качестве металлической фазы был использован сплав FecoZr, который относится к аморфным безметаллоидным системам с максимальным содержанием ферромагнитной фазы (90 %). Кроме того, в аморфных сплавах переходных металлов с цирконием уровень Ферми может приходиться на максимум плотности состояний валентной зоны (главным образом d-состояний), а величина плотности состояний может достигать нескольких единиц эВ-1 на атом [22]. Аморфный кремний был выбран в качестве прослойки потому, что в нем хорошо исследован режим прыжковой проводимости с переменной длиной прыжка.
Многослойные структуры Co0 45Fe0 45Zr01/a-Si были получены в вакуумной установке путем ион-но-лучевого распыления мишеней из Co0 45Fe0 45Zr01 и Si на ситалловые подложки при комнатной температуре. Прежде, чем получать многослойные структуры, производилось предварительное распыление мишеней в течение 30 мин при закрытой подложке с целью снятия верхнего слоя мишени. После окончания предварительного распыления в течение 20-30 мин осуществлялась также ионная очистка подложек в процессе вращения подложкодержа-теля. Скорость травления поверхности составляла 0,1 мкм/ч. Затем производилось получение пленок композиционного материала заданной толщины в течение нескольких часов на вращающейся подложке. В качестве инертного газа использовался
Статья поступила в редакцию 15.06.2007 г. Ред. per. № 089.
The article has entered in publishing office 15.06.2007. Ed. reg. No. 089.
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.
Температурные зависимости электрического сопротивления многослойной структуры в координатах 1пИ^1/Т представлены на рис.23. В температурном интервале 220-300 К эта зависимость является линейной функцией обратной температуры. Если применить для описания температурных зависимостей формулу (9) для термоактивированной прыжковой проводимости между ближайшими соседними состояниями, то из наклона температурных зависимостей для исследованных структур можно получить те=0,080±0,005эВ, что соответствует энергии прыжка в аморфном кремнии [20].
Анализ температурной зависимости электрического сопротивления при более низких температурах показал, что электрическая проводимость подчиняется «закону 1/4» (закону Мотта) в низко-
Рис.23. Температурная зависимость электрического сопротивления в координатах 1нЯ о 1 /Тдля многослойных структур
С00,4ВРе0,4В2Г0.1/а
Рис.23. Температурная зависимость электрического сопротивления в координатах 1нЯ ос1/Т для многослойных структур
С00,45Ре0,452Г0.1/а
Рис.24.Температурные зависимости логарифма электрического сопротивления в координатах ЫЕж(1/Т)1/4 для многослойных структур Сод5£Еед4£2гд1/а-ЫЬ в интервале температур 150-220 К
Рис.24.Температурные зависимости логарифма электрического сопротивления в координатах ЫЕж(1/Т)1/4 для многослойных структур Сод 4{Ред ^^^г /а-ЫЬ в интервале температур 150-220 К
Рис.25. Температурные зависимости кого сопротивления в координатах 1нЯ ных структур Со045Еед4£Хг01/а-8Ь в 80-150 К
Рис.25. Температурные зависимости кого сопротивления в координатах 1пЯ ных структур Сод 45Ре0 52гд /а-ЫЬ в 80-150 К
логарифма электричес-ос (1 /Т)1/2 для многослой-интервале температур
логарифма электричес-о (1 /Т)1/2 для многослой-интервале температур
температурном интервале от 80 до 150 К (рис.24), а в диапазоне температур 150-220 К — «закону 1/2» (рис.25). Справедливость закона Мотта в интервале температур 80-150 К свидетельствует о том, что в этом случае в полупроводниковой структуре доминирует перенос заряда путем прыжковой проводимости электронов по локализованным состояниям (прыжковый механизм с переменной длиной прыжка по локализованным состояниям, лежащим в узкой полосе энергий вблизи уровня Ферми).
Зависимости 1п(8/б0)<^(1/Т)1/4 позволяют определить значения величин В для изучаемых составов композитов в уравнении (1). Зная В, для исследуемой многослойной структуры было определено значение плотности состояний на уровне Ферми, которое составило g(EF)~3,06 • 1019 эВ1 • см-3. Полученная оценка плотности локализованных состояний практически совпадает со значениями, характерными для аморфного кремния, полученного распылением в вакууме. По формуле
R(T) = -a-BV4-T-y4 8
(10)
была сделана оценка длины прыжков носителей заряда при температуре ~100 К. Средняя длина прыжков около 3,6 нм.
Наличие локализованных состояний в полупроводниковой прослойке оказывает влияние на механизм проводимости и в более высокотемпературном интервале, где выполняется закон 1п(с)<Ц1/Т)1/2, когда энергия фононов начинает влиять на перенос заряда. В этом температурном интервале электроны по отдельным проводящим каналам могут неупруго туннелировать от одного металлического слоя к другому через локализованные состояния. Согласно этой модели температурная зависимость проводимости в канале, содержащем п локализо-
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 12 (56) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
ванных состояний, имеет степенной вид. С учетом (4) для выявления степенного закона экспериментальные результаты измерений о(Т) были построены в координатах 1по-/(1пТ). Анализ полученной экспериментальной зависимости показал, что в довольно широком интервале температур (там, где выполняется закон 1п(о)^(1/Т)1/2) эта зависимость удовлетворяет степенному закону. Это позволило определить степень g температурной зависимости проводимости и рассчитать среднее число локализованных состояний <п> в туннельных каналах между электродами. Результаты расчета показали, что в исследуемой многослойной структуре <п>~3,5. Если разделить толщину полупроводникового слоя на число промежутков между состояниями (<п>+1), получим 3,1 нм, т.е. значение, близкое к длине прыжка при температуре 100 К, полученное из выражения (10).
4. МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЕ ГРАНУЛИРОВАННЫХ НАНОКОМПОЗИТОВ Магнитосопротивление аморфных нанокомпозитов
В гранулированных нанокомпозитах ферромагнитный металл-диэлектрик воздействие магнитного поля приводит к изменению электрического сопротивления. При увеличении напряженности магнитного поля происходит уменьшение удельного электрического сопротивления материала (рис.26). Причем, в отличие от гомогенных систем, уменьшение достигает 10-12% в полях 10кЭ. Благодаря таким большим значениям эффект получил название «гигантское магнитосопротивление», однако, в последнее время чаще стал применяться термин «туннельное магнитосопротивление», отражающий физический механизм отрицательного магнитосопротивления [31-33].
Рис.26. Магнитосопротивление аморфных гранулированных композитов (Со41Ре3вБ20)х(8Ю2)100_х при 300К Рис.26. Магнитосопротивление аморфных гранулированных композитов (Со41Ее3вБ20)х('ЗЮ2)100_х при 300К
Причиной наблюдаемого изменения электрического сопротивления является спин-зависимое туннелирование поляризованных электронов между ферромагнитными наногранулами. В гранулах, находящихся в ферромагнитном состоянии, плотность электронных состояний с противоположными спинами различна: наличие ферромагнитного упорядочения спинов приводит к тому, что происходит смещение энергетических электронных подзон по шкале энергии. Энергетическая подзона d-электронов со спинами, параллельными намагниченности гранулы (п), оказывается практически полностью заполненной, в то время как электронные состояния со спинами, противоположными намагниченности (п1) в соседней подзоне, заполнены лишь частично. Вследствие этого, плотность электронных состояний на уровне Ферми в двух подзонах гранулы оказывается различной. В том случае, когда две ферромагнитные гранулы разделены диэлектрическим барьером толщиной несколько нанометров, между ними возможно туннелирование электронов. Однако, вероятность туннелирования будет максимальна лишь тогда, когда ориентация магнитных моментов гранул параллельна. В этом случае электроны, находящиеся на плотнозаселенном уровне Ферми одной гранулы, могут туннелировать в незанятые состояния (с той же ориентацией спина) соседней гранулы. Если магнитные моменты гранул антипараллель-ны, то для электронов с плотнозаселенного уровня Ферми одной гранулы практически нет доступных состояний в соседней грануле и вероятность тун-нелирования минимальна. Таким образом, тунне-лирование электронов между ферромагнитными наногранулами зависит от спиновой поляризации электронов и от взаимной ориентации магнитных моментов гранул. Следовательно, управляя намагниченностью наногранул, можно влиять на туннельную проводимость наносистемы. Этот принцип положен в основу интенсивно развивающегося в настоящее время нового направления электроники — спинтроники.
Исследования МС в композитах ферромагнетик-диэлектрик показали, что при комнатной температуре характер концентрационной зависимости МС крайне немонотонен, однако он одинаков для такого рода сред независимо от элементного состава фаз: четко выраженный максимум вблизи порога перколяции и снижение величины МС до нуля за порогом протекания (рис.27) [34]. Концентрационное положение максимума МС обусловлено геометрическими особенностями композитов, находящихся вблизи порога протекания, — минимальной толщиной диэлектрического барьера, через который осуществляется туннелирование поляризованных электронов между ферромагнитными гранулами.
Характерная особенность, обнаруженная при исследовании наногранулированных композитов,
Рис.27. Концентрационные зависимости магнитосопротив-ления нанокомпозитов (Fe45Co45ZrI0) (SiO2)100_ , (Co4IFe3gB20) x(SiO2)100_x (CoS4NbuTa2)x(Sio2) 100-x и "(Co,JfbuTa°)
Рис.27. Концентрационные зависимости магнитосопротив-ления нанокомпозитов (Fe45Co45Zr10) (SiO2)100- , (Co41Fe39B20) ('CoS4Nbi4Ta2)JSiO*2)ioo„ и Ъо^Ъ^а)
x(SiO2)100 x(SiO2)100-x
— разные значения максимума магнитосопротив-ления для композитов с гранулами различного элементного состава. Оказывается, эти композиты имеют различные значения плотности электронных состояний на уровне Ферми, которые представлены на рис.17, где экспериментально полученные из измерений температурных зависимостей электрического сопротивления величины экстраполированы до значений, соответствующих порогу протекания. Интересно, что плотность локализованных состояний зависит от элементного состава гранул: значение g(EF) растет в нанокомпозитах с гранулами Со№>Та^ СoFeB^ CoFeZr. Аналогичная корреляция наблюдается и между максимальными значениями магнитосопротивления и плотностью состояний на уровне Ферми: максимум магнитосопротивления выше у композитов, имеющих большее значение g(EF). Аналогичная корреляция наблюдается и между максимальными значениями магнитосопротивле-ния и магнитострикции насыщения (т.е. деформацией ферромагнитного материала в насыщающем магниитном поле) металлической фазы, из которой сформированы гранулы [35]. При увеличении значений магнитострикции насыщения ферромагнитных включений, обусловленном изменением элементного состава гранул (от Со№Та к CoFeB и далее к CoFeZr), магнитосопротивление линейно возрастает. Наблюдаемые корреляции между магнитострикцией насыщения ферромагнитной фазы и максимальными значениями магнитосопротивления связываются с возрастанием вклада d-электронов в спин-зависимое туннелирование при последовательном изменении материала гранул: Со№Та ^ CoFeB ^ CoFeZr.
Положительное магнитосопротивление
наногранулированных композиционных материалов Со-
-A10
2 n
Отрицательное магнитосопротивление композитов является воспроизводимым независимо от
метода и технологических особенностей получения объекта исследования, а механизм его понятен и объяснен теоретически [35-36]. Вместе с тем, известно, что, наряду с отрицательным ГМС, в наногранули-рованных композитах может проявляться положительное магнитосопротивление (ПМС), то есть сопротивление наногранулированного образца аномально возрастает при приложении к нему магнитного поля. Такой эффект, в частности, наблюдался как при комнатных температурах в композитах (№^е)-^Ю2) [37], Fe-Hf-0 [38], №^Ю2 [39], Fe-Si02 [40, 41], Со-Si02 [42], так и при гелиевых в СoFeB-Al203 [43]. В отличие от отрицательного ГМС, ПМС наблюдается в достаточно узкой концентрационной области, что возможно и объясняет небольшое количество работ, посвященных этому эффекту. Физическая причина этого явления остается до конца не выясненной, и в каждом конкретном случае приводится своя, оригинальная трактовка возникновения ПМС.
Концентрационная зависимость удельного электросопротивления наногранулированных композитов Сох(А12Оп)100х представлена на рис.28,а. Вид зависимости характерен для перколяционных систем, в которых имеет место изменение механизма электропереноса при изменении соотношения между металлической и диэлектрической фазами композита [34]. Полученные результаты позволили оценить интервал составов, соответствующих порогу перколяции (~60-66ат.% Со). Эти значения отличаются от положения порога перколя-ции в композитах со сложными металлическими фазами, полученных по этой же технологии: Со4^е39В20)х(А12Оп)100-х (44ат.% металлической фазы), (Со84х№14Та2)х(А12Оп)100-х (42 ат.% металлической фазы) и ^е45Со4^г10)х(А12Оп)1(Ю_х (41 ат. % металлической фазы) [44]. Причина наблюдаемого смещения обусловлена несколько иными условиями формирования Со-А12Оп, исследуемого в данной работе. Композиционные материалы со сложными металлическими фазами были получены в результате распыления составных мишеней в атмосфере чистого аргона (без примеси кислорода). Напыление Со-А12Оп производилось в смешанной атмосфере аргона и кислорода. Введение кислорода в камеру приводит не только к формированию более стехиометрического оксида алюминия, но и к частичному поверхностному окислению кобальтовых гранул. Образование оксида кобальта при распылении кобальтовых мишеней в смешанной атмосфере (Аг+02) экспериментально подтверждено рядом исследований [45-46]. Наличие оксида кобальта равносильно существованию в системе второй диэлектрической фазы, что требует более высокой концентрации металла для образования протяженных проводящих областей с низким удельным электросопротивлением.
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 12 (56) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
Рис.28. Концентрационная зависимость удельного электросопротивления (а), отрицательного магнитосопротивления (В(Н)-Втах)/Втах) (б) и положительного магнитосопротивления (в) наногранулированных композитовСох(А120п)100-х Рис.28. Концентрационная зависимость удельного электросопротивления (а), отрицательного магнитосопротивления (В(Н)-Втах)/Втах) (б) и положительного магнитосопротивления (в) наногранулированных композитовСох(А120п)100-х
В интервале составов 35-68 ат.% Со в полученных образцах наблюдается отрицательное магни-тосопротивление (рис.28,б). Концентрационная зависимость отрицательного ГМС имеет обычный вид, характерный для композитов металл-диэлектрик: 1 — слабая зависимость от состава в допер-коляционной области 35-54ат.% Со (рис.29); 2 — максимальные значения магнитосопротивления (ДК/Итах=6,4%) наблюдаются вблизи порога перколяции со стороны диэлектрической области; 3 — уменьшение ГМС, практически до полного исчезновения, имеет место при увеличении концентрации кобальта в интервале 54-68ат.% Со (рис.28, б). Такая зависимость обусловлена изменением морфологии композитов при изменении соотношения между фазами. Максимальные значения магнитосопротивления реализуются в том случае, когда ширина диэлектрического барьера между соседними гранулами минимальна (вероятность туннелирования максимальна), но эффективного обменного взаимодействия между спинами, принадлежащими различным гранулам,
Рис.29. Полевая зависимость магнитосопротивления наногранулированных композитов Сох(А12Оп)100-х. Цифры у графиков показывают содержание кобальта, ат.%
Рис.29. Полевая зависимость магнитосопротивления наногранулированных композитов Сох(А12Оп)100 х. Цифры у графиков показывают содержание кобальта, ат.%
еще нет. При увеличении доли кобальта и укрупнении гранул между их магнитными моментами возникает взаимодействие, что приводит к магнитному упорядочению среды и, следовательно, к уменьшению величины магниторезистивного эффекта. Этот процесс начинается раньше, чем образование бесконечной сетки из соприкасающихся металлических гранул [47], поэтому в исследованной системе максимум отрицательного ГМС сдвинут относительно порога перколяции, определяемого по электрическим характеристикам, в сторону меньших концентраций металлической фазы (рис. 28, а, б).
Помимо отрицательного ГМС, в исследованных композитах наблюдается положительное магни-тосопротивление, достигающее величины 1,5% и проявляющееся одновременно с отрицательным магнитосопротивлением. На рис.30 показаны характерные полевые зависимости магнитосопро-тивления нанокомпозитов Сох(А12Оп)100-х, обладающих положительной составляющей магнитосопро-тивления. Весь интервал составов и абсолютные значения ПМС, определяемые как разность ГМС в поле, соответствующем максимальному значению, и в нулевом поле (ГМСтах-ГМСН=0), показаны на рис.28, в.
Следует подчеркнуть две особенности наблюдаемого положительного магниторезистивного эффекта. Во-первых, положительное магнитосоп-ротивление является обратимым: электросопротивление композита одинаково при увеличении внешнего магнитного поля и при уменьшении. В рассматриваемом концентрационном интервале отсутствует гистерезис магнитосопротивления, как это имеет место в наногранулированных ком-
позитах при температурах, меньших температуры бифуркации [48]. Во-вторых, отсутствует корреляция между изменением сопротивления композита во внешнем магнитном поле и изменением его намагниченности. Известно, что в наногранули-рованных композитах металл-диэлектрик отрицательное магнитосопротивление обусловлено спин-зависимым туннелированием электронов между ферромагнитными наногранулами. Вероятность туннелирования зависит от взаимной ориентации магнитных моментов гранул.
О
-2
--Ififiat %L
о
-2
58 at %
J
Q;
<1
~ 160 at %
\J
""""
-2
-4
— at. %\
О 4 Н, кОе
о
Н, кОе
Рис.30. Полевая зависимость магнитосопртивления гранулированных нанокомпозитов Cox(Al2O)lgg_x. Цифры у графиков показывают содержание кобальта, ат.%
Рис.30. Полевая зависимость магнитосопртивления гранулированных нанокомпозитов Cox(Al2On)lgg_x. Цифры у графиков показывают содержание кобальта, ат.%
В суперпарамагнитном состоянии, характерном для доперколяционных композитов, находящихся при комнатной температуре, в отсутствии внешнего поля магнитные моменты гранул ориентированы случайным образом, т.е. реализуется состояние с минимальной проводимостью. Внешнее магнитное поле упорядочивает магнитные моменты, формируя коллинеарную структуру, что приводит к росту туннельного тока и, соответственно, уменьшению электросопротивления композитов. Макроскопически данная связь проявляется в виде известной и экспериментально наблюдаемой корреляции AR—(M/MS)2, где AR— изменение сопротивления композита; M— текущая намагниченность композита, зависящая от внешнего поля; MS — намагниченность насыщения [48]. Эта корреляция имеет место в исследованных композитах Co-Al2On, проявляющих только отрицательное магнитосопротивление (рис.31), однако, отсутствует в композитах с положительной составляющей магнитосопротивления. На рис.32 приведены полевые зависимости магнитосопротивления и
Рис.31. Полевая зависимость магнитосопротивления и нормированного квадрата приведенной намагниченности нанограну-лированного композита Со4е(Л120)54
Рис.31. Полевая зависимость магнитосопротивления и нормированного квадрата приведенной намагниченности нанограну-лированного композита Со4е(Л120п)54
намагниченности наногранулированного композита Со58(А12Оп)42, показывающие, что на кривой намагничивания нет никаких аномалий, в то время как на зависимости магнитосопротивления имеют место два максимума.
Согласно литературным данным, ПМС наблюдается не только в наногранулированных композитах металл-диэлектрик, но и в нанокомпозитах и многослойных структурах ферромагнитный металл-парамагнитный металл [49, 50], где эффект обусловлен спин-зависимым рассеянием
о:
<
-5
-3
-6
m
rajrai мая«
-8
-4
Н, кОе
Рис.32. Полевая зависимость магнитосопротивления и намагниченности наногранулированного композита Со58(Л120п)42
Рис.32. Полевая зависимость магнитосопротивления и намагниченности наногранулированного композита Со58(Л120п)42
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 12 (56) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
электронов проводимости. Характерной особенностью этого механизма является зависимость магнитосопротивления от взаимной ориентации тока и магнитного поля. Поскольку ПМС в композитах Со-А12Оп наблюдается вблизи порога перко-ляции, когда происходит образование кластерной структуры из соприкасающихся металлических гранул, необходимо рассмотреть в качестве возможной причины возникновения положительного эффекта особенности процесса переноса электронов проводимости по сформированным каналам. Однако, исследование магнитосопротивления нанокомпозитов при различной ориентации поля и тока не выявило зависимости величины ПМС от взаимной ориентации магнитного и электрического полей (рис. 33). Это свидетельствует о том, что наблюдаемый эффект обусловлен спин-зависимым туннелированием электронов между ферромагнитными гранулами, поскольку для туннелирования взаимная ориентация тока и поля не важна [35]. Исключением является случай перпендикулярной ориентации магнитного поля к плоскости образца (третья зависимость на рис.3.9) — полученная кривая не совпадает с двумя первыми. Смещение положений максимумов магнитосопротивления в область больших значений напряженности магнитного поля объясняется влиянием размагничивающего фактора, который при данной геометрии близок к единице (отношение толщины исследуемой пленки к ее ширине составляет величину порядка 10-4). Уменьшение максимальных значений магнито-сопротивления, по всей видимости, обусловлено перпендикулярной анизотропией полученных осаждением из газовой фазы композитов. Наличие анизотропии, перпендикулярной плоскости пленки, в подобных объектах подтверждается исследованием частотных зависимостей магнитной проницаемости [51]. Однако, несмотря на наблюдаемые различия, ПМС сохраняется в композите и при такой геометрии измерения. Таким образом, для объяснения причины возникновения положительного магнитосопротивления в Со-А12Оп следует, прежде всего, рассматривать туннельный механизм электропереноса.
В соответствии с моделью Слончевски [32], минимальная вероятность туннелирования электронов через диэлектрический барьер, разделяющий две ферромагнитные пленки, наблюдается при противоположной ориентации магнитных моментов пленочных электродов. Применительно к гранулированной среде это означает, что туннелирование электронов между двумя соседними гранулами менее вероятно при разориентированности их магнитных моментов. Наличие в достаточно широком интервале составов положительного магни-тосопротивления означает существование некоего механизма, который, несмотря на увеличение макроскопической намагниченности композита в
Рис.33. Зависимости магнитосопротивления наногранули-рованного композита Со58(А12Оп)42 от взаимной ориентации магнитного поля и тока, а также от ориентации магнитного поля относительно плоскости образца: I\\H — поле и ток ориентированы в плоскости образца и параллельны друг другу; ПНИ — поле и ток ориентированы в плоскости образца, но взаимно-перпендикулярны; Н±р1апе — поле перпендикулярно плоскости образца и току через образец
Рис.33. Зависимости магнитосопротивления наногранули-рованного композита Со58(А12Оп)42 от взаимной ориентации магнитного поля и тока, а также от ориентации магнитного поля относительно плоскости образца: 1\\И — поле и ток ориентированы в плоскости образца и параллельны друг другу; 1±±И — поле и ток ориентированы в плоскости образца, но взаимно-перпендикулярны; Н±р1апе — поле перпендикулярно плоскости образца и току через образец
области малых полей (0-600Э, рис.32), в локальном окружении гранулы, участвующей в электропереносе, приводит к возрастанию степени магнитной разупорядоченности, что увеличивает туннельное сопротивление. Дальнейшее увеличение поля снижает разупорядочение магнитных моментов, вследствие чего сопротивление образцов уменьшается (рис. 32, а).
Возможны две причины увеличения локальной разупорядоченности магнитных моментов в области малых магнитных полей. Во-первых, возрастание неколлинеарности может быть связано с наличием оксида кобальта на поверхности гранул. Известно, что оксид кобальта является антиферромагнетиком с температурой Нееля 291К [52]. Следовательно, при комнатных температурах на поверхности гранулы существует тонкая область, в пределах которой ориентация спинов определяется обменным взаимодействием, отличным от взаимодействия в объеме, поэтому константы анизотропии объема кобальтовой гранулы и оксида могут различаться. В нулевом магнитном поле момент гранулы является скоррелированным с магнитным моментом окисного слоя, однако, при перемагничивании композита внешним магнитным полем процесс переориентации магнитных моментов гранул и оксидных оболочек будет происходить при различных значениях
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 12 (56) 2007 © 2007 Научно-технический центр «TATA»
напряженности поля. В результате максимальная степень разупорядоченности магнитных моментов будет реализовываться в некотором, отличном от нулевого, поле, в котором одна из магнитных подсистем гранулы, имеющая меньшее значение поля анизотропии, начинает реагировать на внешнее воздействие, а вторая сохраняет исходную ориентацию. Еще одним аргументом в пользу оксидной природы положительного магнитосопротивления может служить тот факт, что положительная составляющая наблюдалась только в композитах, содержащих оксидную диэлектрическую фазу [36, 38-43]. Для проверки данного предположения было проведено сравнительное исследование магнитосопротивления композита Со58(А12Оп)42 при температурах 300 и 415 К, что значительно превышает температуру Нееля оксида кобальта, находящегося в массивном состоянии. Как следует из полученных данных (рис.34), положительное магнитосопротивление сохраняется в композите при столь высокой температуре. Если принять, что температура Нееля тонкой пленки и массивного материала близки по величине, то можно сделать вывод о том, что оксид кобальта не является причиной положительной составляющей магнитосоп-ротивления.
Структура композитов, проявляющих положительное магнитосопротивлене, характеризуется наличием как отдельных изолированных наногра-нул, так и соприкасающихся друг с другом гранул, образующих, таким образом, кластеры. Поэтому второй механизм возникновения ПМС может быть связан с количественными различиями в значении энергии магнитной анизотропии гранул и кластеров, а также с наличием сильного диполь-диполь-ного взаимодействия между ними.
Такой механизм был предложен в работе Бер-ковица с сотрудниками [42] и, на наш взгляд,
8:
[2
<
-4
T = 415 К T = 293 К
\ /
\ \ It 'I . /
У
Н
о
кОе
Рис.34. Полевые зависимости магнитосопротивления наногра-нулированного композита Со58(Л12Оп)42, измеренные при двух различных температурах
Рис.34. Полевые зависимости магнитосопротивления наногра-нулированного композита Со58(Л12Оп)42, измеренные при двух различных температурах
позволяет объяснить результаты, полученные в системе Со-А12Оп. В модели используются структурные особенности композитов, расположенных вблизи порога перколяции. Действительно, анализ результатов электронно-микроскопических исследований структуры таких композитов, свидетельствует о том, что гранулы и кластеры формируют лабиринтоподобную структуру, в которой наиболее часто встречающейся конфигурацией являются цепочки из контактирующих друг с другом гранул [33, 53]. Иными словами, структура композита представляет собой совокупность цепочек-кластеров, распределенных между отдельными, изолированными друг от друга гранулами (рис.35). Магнитная анизотропия гранул, объединенных в кластеры, значительно выше, чем магнитная анизотропия изолированных гранул, за счет анизотропии формы (у вытянутого кластера этот вклад большой). Кроме того, именно вблизи порога перколяции между ними может реализо-вываться сильное диполь-дипольное взаимодействие, поскольку энергия взаимодействия обратно пропорциональна кубу расстояния между магнитными моментами [54, 55]. Следует также учесть, что поскольку проводимость металлического кластера значительно выше, чем проводимость, осуществляемая между изолированными гранулами, траектория протекания электрического тока обязательно ориентирована вдоль кластеров.
Рис.35. Схемы протекания туннельного тока для различных значений напряженности внешнего магнитного поля [9].Н —
внешнее магнитное поле; Н ,
- поле, создаваемое магнитным
моментом кластера; а— условия сильного внешнего магнитного поля; б — условия нулевого магнитного поля; в — условия слабого внешнего магнитного поля
Рис.35. Схемы протекания туннельного тока для различных значений напряженности внешнего магнитного поля [9].Н —
внешнее магнитное поле; Н ,
- поле, создаваемое магнитным
моментом кластера; а— условия сильного внешнего магнитного поля; б — условия нулевого магнитного поля; в — условия слабого внешнего магнитного поля
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 12 (56) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
В том случае, когда напряженность внешнего магнитного поля большая (в эксперименте напряженность поля 10кЭ), магнитные моменты всех гранул ориентированы параллельно друг другу (рис.35, а), создавая тем самым условия для максимальной туннельной проводимости и, соответственно, для минимального электрического сопротивления. Для больших значений магнитного поля нет никакой разницы, принадлежит ли гранула кластеру (гранула А) или она изолирована как магнитно, так и электрически от соседних гранул (гранула С, Е). В другом предельном случае, когда внешнее поле равно нулю, магнитные моменты гранул должны быть ориентированы вдоль своих осей легкой намагниченности (ОЛН). При малой концентрации металлической фазы так и происходит, а поскольку ОЛН гранул нанокомпозита ориентированы друг относительно друга случайно и изотропно, в нулевом поле магнитные моменты гранул максимально разориентированы, что обусловливает максимальное значение сопротивления образца. Вблизи порога перколяции ситуация меняется: расстояние между гранулами, а также между гранулами и кластерами становится малым, и на ориентации магнитных моментов начинает сказываться диполь-дипольное взаимодействие (рис.35,б).
Вследствие анизотропии формы магнитный момент кластера ориентирован вдоль его длинной оси, а вследствие аддитивности его величина больше момента гранулы и пропорциональна разнице в объемах гранулы и кластера. Поскольку величина анизотропии кластера больше, чем у отдельной гранулы, диполь-дипольное взаимодействие будет влиять на ориентацию магнитных моментов гранул, находящихся вблизи этого кластера (гранула В и Б). Следовательно, взаимодействие между кластером и ближайшими к нему гранулами приводит к формированию областей с сонаправленной ориентацией магнитных моментов, как это показано на рис.35,б. Гранулы В и Б не принадлежат кластеру, однако, благодаря взаимодействию с ним, моменты этих гранул отклоняются от индивидуальных ОЛН и ориентируются под таким углом к этой оси, который обеспечивает относительный минимум внутренней энергии. Для частиц с одноосной анизотропией та часть внутренней энергии, которая зависит от намагниченности частицы, будет определяться двумя вкладами. Во-первых, энергией анизотропии гранулы:
-К^со*
:(Ф-е),
(11)
где Кэф — эффективная константа анизотропии; V — объем гранулы; ф — угол между вектором намагниченности гранулы и вектором напряженности магнитного поля Н, сформированного магнитным моментом кластера; 9 — угол между осью легкого
намагничивания гранулы и вектором напряженности магнитного поля [54]. Во-вторых, энергией диполь-дипольного взаимодействия кластера i и гранулы ] с магнитными моментами т. и т. [55]
Я = 8
[щ-itij-3(щ- ■fjjX'ñj -ф)],
где г.. -
■J ^ и»- } yj' (12)
вектор, соединяющий центры кластера
и гранулы; е — энергия, которая записывается следующим образом:
Поэтому, с одной стороны, энергия увеличивается из-за отклонения момента от ОЛН, с другой стороны — уменьшается вследствие ориентации магнитного момента вдоль магнитного поля, создаваемого кластером. Таким образом, наличие областей с сонаправленными магнитными моментами (гранулы Б, В и кластер А) приводит к тому, что сопротивление гранулированного образца не является максимальным в нулевом магнитном поле, как это имело бы место вдали от порога перколяции.
Рассмотрим теперь ситуацию слабого внешнего магнитного поля, соизмеримого по величине с полем, создаваемым кластером в ближайшем окружении (рис.35,в). Магнитные моменты гранул, находящихся вдали от кластера (гранула С), начинают ориентироваться по полю. Однако, магнитные моменты гранул Б и В, находящихся вблизи кластера, не могут быть переориентированы в той же мере, поскольку на них, помимо внешнего поля, воздействует и поле кластера, который из-за более высокого значения анизотропии не перемаг-ничивается в слабом поле. Магнитные моменты гранул, окружающих кластеры, отклоняются от направления, задаваемого диполь-дипольным взаимодействием, их ориентация определяется минимумом внутренней энергии и не коллинеарна ни направлению магнитного момента кластера, ни направлению внешнего магнитного поля. Таким образом, максимальная степень разориентации магнитных моментов (соответствующая максимуму сопротивления) реализуется в композите в небольших магнитных полях.
Очевидно, что в случае действия такого механизма, увеличение доли металлической фазы должно приводить к росту значений напряженности магнитного поля, соответствующего максимуму маг-нитосопротивления. Это обусловлено тем, что рост кластера приводит к увеличению его магнитного момента и возрастанию, соответственно, энергии диполь-дипольного взаимодействия с ближайшими гранулами. Данное предположение полностью подтверждается полученными экспериментальными результатами: на рис.36 показано, что величина магнитного поля, соответствующего максимуму магнитосопротивления, практически линейно увеличивается с возрастанием доли кобальта в композите.
Международный научный журнал «Альтернативная энергетика и экология» № 12 (56) 2007 © 2007 Научно-технический центр «TATA»
Рис.36. Концентрационная зависимость напряженности магнитного поля, соответствующего максимальному сопротивлению (максимуму положительного магнитосопротивления) наногранулированных композитов Cox(Al O )t x Рис.36. Концентрационная зависимость напряженности магнитного поля, соответствующего максимальному сопротивлению (максимуму положительного магнитосопротивления) наногранулированных композитов Cox(Al O )t x
В заключение следует отметить, что наноструктуры с магнитосопротивлением, положительным в малых полях и отрицательным в больших, представляют значительный интерес с практической точки зрения, тем более, что величина поля, соответствующая максимуму сопротивления, может изменяться в широких пределах и определяется морфологией композита, т.е. долей металлической фазы.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Представлены результаты исследования морфологии и электрических свойств аморфных композитов с наногранулами сложного состава (Со4^еВ, Со4^е4^г, Со86Та2№12), распределенными в аморфной диэлектрической матрице из Si02 и А1203. Размер металлических гранул композитов увеличивается с ростом концентрации металлической фазы от 3-4 нм при ~30ат.% металлической фазы до 5-6 нм при 60ат.% металла.
Предложенный метод определения положения порога перколяции по пересечению концентрационных зависимостей удельного электрического сопротивления исходных и отожженных композитов позволил достаточно корректно определить положение порога перколяции исследованных композитов. Установлено, что из трех составов гранул, представленных в данной работе, наибольшие изменения положения порога перколяции при изменении условий напыления наблюдаются в композитах с металлическим сплавом Fe40Сo40B20. Такое поведение связывается с увеличением размера гранул, их более равномерным распределением при увеличении температуры подложки и взаимодействием атомов бора с компонентами матрицы, приводящим к образованию аморфной структуры диэлектрической матрицы, подобной структуре боросили-катного стекла.
Показано, что введение в распылительную камеру реактивных газов (азота и кислорода) смещает положение порога перколяции в сторону больших концентраций металлической фазы, что связывается с образованием дополнительной диэлектрической оболочки из нитридов или окислов металлов на поверхности гранул. При этом атомы кислорода оказывают более сильное влияние на порог перколяции по сравнению с атомами азота, смещая его положение в сторону больших концентраций металлической фазы.
Экспериментально исследованы низкотемпературные зависимости электрической проводимости композитов (Co^Fe Zr ) (A1„0„),„„ . Установлено,
4 45 45 107хч 2 3'100-х 7
что при содержании металлической фазы х<41ат.% в области низких температур (77-180К) доминирующим механизмом переноса заряда является прыжковый механизм проводимости по локализованным состояниям вблизи уровня Ферми с переменной длиной прыжка. Дальнейшее повышение температуры сопровождается сменой механизма проводимости от закона Мотта: 1n(a)<x(1/T)1/4 к зависимости 1n(a)<x(1/T)1/2.
Используя модель неупругого резонансного туннелирования электронов, для композитов (Co45Fe45Zr10)x(A12O3)100-x найдено среднее число локализованных состояний в диэлектрической матрице между металлическими гранулами, участвующими в электронном транспорте, и их зависимость от температуры изотермических отжигов. Установлено, что с увеличением температуры термообработки происходит снижение среднего числа локализованных состояний в диэлектрической матрице.
Изучена низкотемпературная зависимость проводимости в многослойной структуре Co0 45Fe0 45Zr01/a-Si с числом бислоев 40 при толщине металлической фазы ~11нм и толщиной a-Si ~14нм. Анализ температурной зависимости электрического сопротивления показал, что в интервале температур от 80 до 150 К электрическая проводимость подчиняется закону Мотта, что свидетельствует о доминирующем вкладе прыжковой проводимости электронов по локализованным состояниям (прыжковый механизм с переменной длиной прыжка по локализованным состояниям, лежащим в узкой полосе энергий вблизи уровня Ферми). Зависимости 1п(ст/ст0)ж(1/Г)1/4 позволили определить плотность состояний на уровне Ферми g(EF)~3,06.1019 эВ-1.см3. Полученная плотность локализованных состояний практически совпадает со значениями, характерными для аморфного кремния, полученного распылением в вакууме.
Установлено, что в более высокотемпературном интервале (150-220К) выполняется закон 1n(a)<x(1/T)1/2, когда энергия фононов начинает влиять на перенос заряда. В этом температурном интервале электроны по отдельным проводящим
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 12 (56) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
каналам могут туннелировать от гранулы к грануле с изменением энергии вследствие взаимодействия с фононами (т.е. доминирует механизм неупругого резонансного туннелирования). Аппроксимируя полученные экспериментальные кривые а(Т) степенными зависимостями с показателем степени g, было определено среднее число локализованных состояний <п> между металлическими слоями, принимающих участие в электронном транспорте через многослойную структуру при данной температуре: <п>~3,5. Если разделить толщину диэлектрического слоя на число промежутков между состояниями (<п>+1), получим 3,1 нм, т.е. значение, близкое к длине прыжка электронов в кремнии. Показано, что при температурах выше 220К зависимость в координатах 1nRrc1/T является линейной функцией. Используя для описания температурных зависимостей формулу для термоактивированной прыжковой проводимости между ближайшими соседними состояниями, из наклона температурных зависимостей R на этом участке было определено значение w=0,080±0,005эВ, что соответствует энергии активации прыжка электронов в аморфном кремнии.
Установлено наличие зависимости плотности электронных состояний на уровне Ферми от элементного состава гранул: значение g(EF) увеличивается в нанокомпозитах при замене материала гранул в соответствии со следующей последовательностью: СoNbTa^СoFeB^СoFeZr. Обнаружена корреляция между магнитосопротивлением и плотностью электронных состояний на уровне Ферми: максимальные значения магнитосопро-тивления выше у композитов, имеющих большее значение g(EF).
В результате исследования магнитотранспорт-ных и электрических свойств наногранулирован-ных композиционных материалов Сох(А12Оп)100-х установлено, что, помимо отрицательного туннельного магнитосопротивления, характерного для гранулированных систем ферромагнитный металл-диэлектрик, вблизи порога перколяции композиты проявляют положительное магнитосопротиление, достигающее 1,5% в полях 10кЭ. Установлено, что положительное магнитосопротивление не коррелирует с процессом перемагничивания композита, в том смысле, что на кривой намагничивания не наблюдается никаких аномалий, которые могли бы объяснить появление эффекта ПМС. Предполагается, что причина положительного магниторезистив-ного эффекта связана с присутствием в структуре перколяционных композитов как кластеров, так и изолированных гранул со значительно различающимися значениями магнитной анизотропии и наличием диполь-дипольного взаимодействия между кластерами и ближайшими к ним гранулами. Возникновение положительного эффекта определяется соотношением между величинами теп-
ловои энергии, энергии анизотропии наногранул и кластеров, а также энергией диполь-дипольного взаимодействия между ними.
Работа выполнена при частичном финансировании Российского фонда фундаментальных исследований (гранты № 05-02-17012, 06-02-81035, 06-08-01045) и гранта МО и CRDF (проект PG 05-010-1).
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.
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., KnobelM., Liu H., Zhang X.X. Giant Hall in Co-SiO2 nanocom-posites // J. Phys.: Condens. Mat. 20(20. 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 магни-тосопротивлением // Физика твердого тела. 2000. 1942. №3. C.487-491.
13.Грановский А.Б., Быков И., ГаньшинаЕ.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., РжевскийА.А., Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Стогней 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 нанокомпозитов CoTaNb+Si02 // Альтернативная энергетика и экология. 20(22. №2. с.7-14.
16.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.
17.Белоногов Е.К., Калинин Ю.Е., Ситников А.В. Ионно-лучевой метод получения гранулированных и многослойных структур ферромагнетик-диэлектрик для защиты от электромагнитного излучения // Proc. XII Int. Conf. on Spin-Electronics and Gyrovector Electrodynamics, Section of Int. Conf. «Electromagnetic Fields and Materials». М.: МЭИ(ТУ), 2003. С.447-458.
18.Рабинович В.А., Хавин З.Я. Краткий химический справочник. Л.: Химия, 1977.
19.Калинин Ю.Е., Ремизов А.Н., Ситников А.В. Электрические свойства аморфных нанокомпози-тов (Co^Fe^Zr^JAl^)^ // 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., Ponomaren-ko 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.
22.Ольхафен П. Металлические стекла. М.: Мир, 1986.ч.П. С.328-378.
23.Хейванг В., Биркхольц У., Айнцингер Р., Ханке Л., Кемптер К., Шнеллер А. Аморфные и поликристаллические полупроводники. М.: Мир, 1987. С.23.
24.Глазман Л.И., Матвеев К.А. Неупругое тун-нелирование 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., ЛебедевВ.М. Электронный транспорт в гранулированных пленках аморфного углерода с наночастицами кобальта // Письма в ЖТФ. 2001. т.27, вып.15. с.84-89.
27.Луцев Л.В., Калинин Ю.Е., СитниковА.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 (Co45Fe45Zr10)x(Si02)100-x // Перспективные материалы. 2003. №3. с.62-66.
29.Закис Ю.Р. Дефекты в стеклообразном состоянии вещества. Рига: Зинатне, 1984.
30.Naito М., Beasley M.R. Microscopic study of tunneling processes via localized states in amorphous-Si/SiOx tunnel barriers // Phys. Rev. B. 1987. Vol.35. P.2548-2551.
31.Abeles B., Sheng P., Coutts M.D., ArieY. Structural and electrical properties of granular metal films // Advances in Physics. 1975. Vol.24. P.407-461.
32.Chien C.L. Giant magneto-transport phenomena in granular magnetic systems // Mater. Sci. & Eng. 1995. B31. P.127-131.
33.Mitani S., Fujimori H., Takanashi K. et al. Tunnel MR and spin electronics in metal-nonmetal granular systems // JMMM. 1999. Vol.198-199. P.179-184.
34.3олотухин И.В., Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Стогней О.В. Нанокомпозиты металл-диэлектрик с аморфной структурой // Современные проблемы физики твердого тела и материаловедения. Воронеж: ВГТУ, 2005. С.44-54.
35.Буравцова В.Е., Ганьшина Е.А., Гущин В.С., Калинин Ю.Е. и др. Гигантское магнитосопро-тивление и магнитооптические свойства гранулированных нанокомпозитов металл-диэлектрик // Изв. РАН. сер. физическая. 2003. т.67, №7. с.918-920.
36.Gerber A., Milner A., Groisman B. et al. Magnetoresistance of granular ferromagnets // Phys. Rev. B. 1997. Vol.55, N.10. P.6446-6452.
37.Slonczewski J.C. Conductance and exchange coupling of two ferromagnets separated by tunneling barrier // Phys. Rev. B. 1989. Vol.39, No.10. P.6995-7002.
38.Zhao B., Yan X., Pakhomov A.B. Anisotropic magnetoresistancend planar Hall effect in magnetic metal-insulator composite films // J. Appl. Phys. 1997. Vol.81, No.8. P.5527-5529.
39.Hayakawa Y., Hasegawa N., Makino A. et al. Microstructure and magnetoresistance of Fe-Hf-o films with high electrical resistivity // JMMM. 1996. Vol.154. P.175-182.
40.Варфоломеев А.Е., Седова М.В. Эффект большого положительного магнитосопротивления в слабых магнитных полях в металл-диэлектрических
International Scientific Journal for Alternative Energy and Ecology № 12 (56) 2007
© 2007 Scientific Technical Centre «TATA»
нанокомпозитах // Физика твердого тела. 2003. Т.45, вып.3. С.500-504.
41.Аронзон Б.А., Варфоломеев А.Е., Ковалев Д.Ю. и др. Проводимость, магнитосопротивление и эффект Холла в гранулированных пленках Fe-SiO2 // Физика твердого тела. 1999. Т.41, вып.6. С.944-950.
42.Sankar S., Berkowitz A.E., Smith D.J. Spin-dependent transport of Co-SiO2 granular films approaching percolation // Phys. Rev. B. 2000. Vol.62. P.14273-14278.
43.Андреенко А.С., Березовец В.А., Грановский А.Б., Золотухин И.В., Инуе М., Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Стогней О.В., Палевский Т. Инверсное магнитосопротивление в магнитных гранулированных композитах (FeCoB)--(Al2O3) // Физика твердого тела. 2003. т.45, вып.8. с.1446-1449.
44.Калинин Ю.Е., Пономаренко А.Т, Ситников А.В., Стогней О.В. Наноструктурные композиты аморфных металлических сплавов в диэлектрической матрице // Перспективные материалы. 2004. №4. с.5-11.
45.Ohnuma S., Fujimori H., Furukawa S., Mitani S., Masumoto T. Co-(N, O)-based granular thin films and their soft magnetic properties // J. Alloys and Comp. 1995. Vol.222. P.167-172.
46.Ohnuma M., Hono K., Abe E., OnoderaH., Mitani S., Fujimori H. Microstructure of Co-Al-O granular thin films // J. Appl. Phys. 1997. Vol.82, No.11. P.5646-5652.
47.Milner A., Gerber A., Groisman B. et al. Spin-dependent electronic transport in granular
ferromagnets // Phys. Rev. Lett. 1996. Vol.76, No.3. P.475-478.
48.Mitani S., Fujimori H., Ohnuma S. Spin-dependent tunneling phenomena in insulating granular systems // JMMM. 1997. Vol.165. P.141-148.
49.Jen S.U., Liao C.C., Lee J.C. Anisotropic magnetoresistance and electrical resistivity of Co, ,NL , // JMMM. 1998. Vol.188. P.367-378.
1-d 3+d ' '
50.Schroeder P.A. et all. Unified picture of spin-dependent transport in GMR multilayered structures and bulk ferromagnetic alloys // JMMM. 1998. Vol.177-181. P.1464-1465.
51.Калаев В.А., Калинин Ю.Е., Ситников А.В. Магнитные свойства гранулированных наноком-позитов (Co40Fe
40B20)K
// Альтернативная энергетика и экология. 2004. №5. С.19-22.
52.Гуревич А.Г. Магнитный резонанс в ферритах и антиферромагнетиках. М.: Наука, 1973.
53.Стогней О.В., Калинин Ю.Е., Ситников А.В., Золотухин И.В., Слюсарев А.В. Резистивные и маг-ниторезистивные свойства гранулированных аморфных композитов CoFeB-SiO2 // Физика металлов и металловедение. 2001. т.91, №1. С.24-31.
54.Hesse J., Bremers H., Hupe O. et al. Different susceptibilities of nanosized single-domain particles derived from magnetization measurements // JMMM. 2000. Vol.212. P.153-167.
55.Hansen M.F., Morup S. Models for dynamics of interacting magnetic nanoparticles // JMMM. 1998. Vol.184. P.262-274.
