Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Спинполяризованныи транспорт и магнитные свойства ферромагнитных наноструктур 11
1.1. Вводные замечания и характеристика объектов исследования... 11
1.2. Эффект баллистического магнетосопротивления 15
1.3. Баллистический электронный транспорт. Квантование проводимости 16
1.4. Гигантское магнетосопротивление в ферромагнитных наноконтактах (эксперимент) 23
1.5. Магнитная структура наноконтакта 28
1.6. Обменно-связанные структуры 30
1.7. Основные уравнения микромагнетизма 39
1.7.1. Обменная энергия 39
1.7.2. Осциллирующий межслойный обмен 40
1.7.3. Энергия анизотропии 41
1.7.4. Магнитостатическая энергия 49
1.7.5. Эффективное поле и уравнение Ландау-Лифшица 51
ГЛАВА 2. Алгоритм и описание программы 53
2.1. Численные методы микромагнетизма 53
2.2. Разностная сетка 56
2.3. Расчет эффективного поля Heff 56
2.3.1 Магнитостатическое поле 56
2.3.2. Поле анизотропии 60
2.3.3. Поле внутрислойного обмена 60
2.3.4. Поле межслойного обмена 61
2.4. Решение уравнения Ландау-Лифшица для однослойной магнитной точки при заданном внешнем поле (стандартная задача микромагнетизма) 61
ГЛАВА 3. Обменно-связанные многослойные структуры - супермагниты 63
3.1. Вводные замечания 63
3.2. Исследование однослойной пленки SmCo5 66
3.3. Моделирование обменно-связанных двухслойных магнитов SmCog/Fe. 71
ГЛАВА 4. Микромагнитные явления в наноконтактах 75
4.1. Спонтанные магнитные переходы в симметричном ферромагнитном наноконтакте 75
4.2. Магнитная структура и фазовая диаграмма наноконтакта на основе ферромагнитных полупроводников 81
4.3. Магнитные конфигурации и переходы в асимметричном наноконтакте 84
ГЛАВА 5. Практическое применение магнитных наноконтактов 89
5.1. Однослойный спиновый переключатель 89
5.2. Наноконтактныи считывающий элемент и сенсор магнитного поля 91
5.2. Биосенсор на базе магнитного наноконтакта 96
Заключение 105
Список использованной литературы
- Эффект баллистического магнетосопротивления
- Расчет эффективного поля Heff
- Исследование однослойной пленки SmCo5
- Магнитная структура и фазовая диаграмма наноконтакта на основе ферромагнитных полупроводников
Введение к работе
Актуальность темы
Исследование физических свойств ферромагнитных наноструктур и наноконтактов приобрело большое значение в последнее десятилетие. Одним из перспективных объектов являются магнитные наноконтакты, наномостики и нанопроволоки. В последние годы в них был обнаружен ряд новых и нетривиальных эффектов, которые открывают широкие возможности для их использования в радиоэлектронике. Здесь [1-11] в первую очередь следует отметить гигантский эффект изменения магнетосопротивления наноконтактов. В 1999 году группой исследователей во главе с профессором N.Garcia (Мадрид) [7] было показано, что изменение значения магнетосопротивления может достигать нескольких сот процентов при комнатной температуре. Обнаружено, что поведение и свойства доменных границ, геометрически запертых в ограниченном нанообъеме, оказывает определяющее влияние на резистивные свойства магнитного наноконтакта.
Поведение доменных стенок в нанообъеме является в настоящее время предметом активного изучения [12-15]. Показано, что структура и свойства такой доменной границы существенно отличаются от структуры и свойств доменных стенок типа Неелевской или Елоховской. Одним из основных отличительных свойств такой запертой в ограниченном нанообъеме доменной стенки является то, что ее толщина становится чрезвычайно малой в случае, когда характерные размеры запирающей области малы (например, в случае точечного наноконтакта).
Очевидными являются трудности экспериментального изучения магнитной структуры таких нанобъектов. Что касается теории, то, несмотря на отдельные успехи в изучении этих вопросов, в целом обсуждаемая область еще далека от полного понимания природы и
механизмов рассматриваемых явлений. Это связано в частности с тем, что для этого необходим детальный учет магнито-дипольных взаимодействий [16-17], которые в силу их нелокальности весьма трудоемки как для аналитической теории, так и для численного анализа.
Другими интересными объектами являются так называемые двухслойные обменно-связанные магниты [18]. Они представляют собой композицию обменно-связанных между собой магнитомягкого и магнитожесткого слоев. Магнитомягкий слой обеспечивает большие значения магнитного момента структуры, в то время как магнитожесткий (обычно редкоземельный) обеспечивает высокое значение анизотропии и коэрцитивности. Такие композитные магниты характеризуются огромными значениями энергетического продукта, и, таким образом, представляют большой интерес для самых разнообразных приложений.
С уменьшением размера магнитных структур все большее значение приобретает понимание детальной картины распределения намагниченности в изучаемых объектах. Новейшие магнитные микроскопы позволяют исследовать структуры намагниченности с характерной длиной до десятков нанометров и меньше [19]. Другим мощным инструментом исследования магнитной структуры является микромагнитное моделирование [19-20], позволяющее получать детальную трехмерную статическую и динамическую информацию о магнитной структуре изучаемых объектов. Современные магнитная микроскопия и микромагнитное моделирование хорошо дополняют и усиливают друг друга, помогая, с одной стороны, правильно интерпретировать полученные экспериментальные данные и усиливая вычислительную модель с другой.
Компьютерное моделирование широко используется для разработки новых радиоэлектронных устройств и композитных структур с заданными свойствами. При рассмотрении тонких слоев (менее 5нм) обменно-связанных магнитов, необходимых для создания радиоэлектронных
приборов, для правильного предсказания полей перемагничивания необходимо использование полномасштабной трехмерной модели, основанной на численном интегрировании уравнений Ландау-Лифшица с учетом магнито-дипольного взаимодействия.
В основе анализа лежат уравнения электродинамики сплошных сред для ферромагнитных наноструктур: уравнения Максвелла, решаемые в магнитостатическом приближении совместно с уравнениями Ландау-Лифшица с соответствующими граничными условиями. Конечно, получить адекватное аналитическое решение такой системы уравнений для наноструктур со сложной геометрией практически невозможно, поэтому в данной работе используется метод математического моделирования.
Таким образом, исследование свойств ферромагнитных планарных наноструктур и наноконтактов представляется актуальным как с теоретической, так и с практической точек зрения.
Цель работы и задачи исследования
Целью диссертационной работы являлось микромагнитное исследование доменной структуры в различных низкоразмерных магнитных структурах, а также исследование эффектов, связанных с магнитной конфигурацией этих объектов. А именно:
исследование магнитной структуры наноконтактов и наномостиков различной конфигурации;
исследование магнитной структуры и процесса перемагничивания обменно-связанных магнитов и выяснение роли различных структурных дефектов в процессе перемагничивания;
анализ возможностей использования исследуемых структур для создания новых электронных приборов.
Научная новизна
Впервые проведен полномасштабный анализ магнитных конфигураций, возникающих в пленочном наноконтакте. Разработан численный метод анализа магнитной структуры симметричных и асимметричных магнитных наноконтактов в зависимости от физических и геометрических параметров.
Установлено новое физическое свойство магнитных наноконтактов, заключающееся в том, что доменная граница типа «head-to-head», которая согласно требованиям симметрии должна всегда находиться в центре наномостика, при определенных условиях спонтанно выходит из центра. Другими словами, обнаружен фазовый переход магнитной структуры из симметричного в ассиметричное состояние. Определены пути практического использования обнаруженного физического эффекта, один из которых защищен патентом РФ.
Определены фазовые диаграммы тонкопленочных пермалоевых (NigoFe2o) наноконтактов, являющиеся основой для проектирования магнитных наноструктур с заданными техническими характеристиками.
Разработан новый численный метод микромагнитного анализа двухслойных обменно-связанных магнитных материалов, учитывающий роль различных структурных дефектов в процессе перемагничивания. Впервые проведено исследование зарождения доменной структуры в гранулированном монослое SmCo5. Предложен новый метод микромагнитного исследования таких структур, основанный на комбинации микромагнитного и статистического подходов. Метод проиллюстрирован на примере двухслойного элемента SmCos/Fe.
5.. Предложены и проанализированы новые конструкции сенсора магнитного поля, выполненного на основе магнитного наноконтакта (Патент РФ №2210086). Прибор состоит из одного магнитного слоя, что позволит существенно упростить технологию изготовления. В отличие от
традиционных многослойных сенсоров, в нем необходимо перемагничивать только область перемычки, объем которой, в зависимости от геометрии прибора, составляет порядка 1-5% от объема магнитной пленки прибора.
6. Предложены новые конструкции магнитного биосенсора, позволяющего получать и перерабатывать экспресс-информацию о биохимическом составе тех или иных объектов. Существенным преимуществом такого прибора, особенно для применения в биосенсорных устройствах, является то, что он состоит из одного магнитного слоя, что определяет простоту и невысокую стоимость его изготовления. Такой прибор компактен, обладает высокой чувствительностью и имеет малое энергопотребление.
Практическая значимость
Результаты работы могут быть использованы для исследования электродинамических свойств ферромагнитных материалов и наноструктур, а также для создания новых радиоэлектронных приборов. Впервые предложены и проанализированы новые конструкции датчика магнитного поля, выполненного на основе магнитного наноконтакта (Патент РФ№2210086), а также конструкции магнитного биосенсора, выполненные на основе таких датчиков. Предложена новая методика компьютерного проектирования новых композитных обменно-связанных магнитных материалов с заданными свойствами. Результаты исследования внедрены в учебном процессе МИРЭА.
Положения, выносимые на защиту
При изменении определенных параметров магнитного наноконтакта (константа анизотропии, длина перешейка и др.) происходит спонтанное изменение симметрии его магнитной структуры, что сопровождается изменением магнетосопротивления.
Фазовые диаграммы тонкопленочных пермалоевых (Ni8oFe2o) наноконтактов, являющиеся основой для проектирования магнитных наноструктур с заданными техническими характеристиками.
Существование двух вариантов выхода доменной границы из центра наноконтакта (непрерывного и дискретного). Обнаружена бистабильность магнитной структуры наноконтакта. Показано, что на фазовой диаграмме металлических и полупроводниковых наноконтактов существует трикритическая точка. Эта точка разделяет линии, на которых доменная граница выходит из центра структуры непрерывно (фазовый переход 2-ого рода) или дискретно (фазовый переход 1-ого рода).
Метод компьютерного моделирования и численного расчета свойств новых магнитных материалов, представляющих собой двухслойные обменно-связанные пленки из гранулированных магнитотвердых и магнитомягких материалов, обладающих высокими значениями магнитного произведения (ВН)тах~2-8 МДж/м3, превышающими соответствующие величины наилучших в настоящее время магнитотвердых материалов SmCos, NdFe^B, у которых (ВН)тах не превышает 5 МДж/м3.
Влияние структурных дефектов гранулированного магнитотвердого слоя обменно-связанных наноструктур (обменных магнитных спиралей) на их процесс перемагничивания и петлю гистерезиса.
Апробация работы
Результаты работы докладывались на Международной конференции по магнетизму в Риме (International Conference on Magnetism - ІСМ 2003), на международном семинаре по наномагнетизму в Гаване (International Workshop on Nanomagnetism, Havana, November 15-19, 2004), на Московском международном симпозиуме по магнетизму (MISM 2005, Moscow, June 25-30, 2005), на 5-ом международном симпозиуме «Гистерезис и микромагнитное моделирование» (5th International Symposium on Hysteresis and Micromagnetic Modeling, HMM-2005, Budapest, 30 May - 1 June 2005), на научных семинарах в Московском государственном университете имени М.В. Ломоносова, Институте общей физики Российской академии наук имени А.М.Прохорова.
Публикации
По материалам диссертации опубликовано 8 печатных работ, в том числе 4 статьи и 3 тезиса докладов, получен 1 Патент РФ.
Объем и структура работы
Работа состоит из введения, 5-ти глав, заключения, списка литературы из 144 наименований. Объем диссертации составляет 121 страница, включая 85 страниц машинописного текста, 12 страниц списка литературы, 24 рисунка.
Эффект баллистического магнетосопротивления
После того, как в 1988 году был открыт эффект гигантского магнетосопротивления (ГМС) [1-3] были открыты и активно исследованы: эффект колоссального магнетосопротивления (КМС) [см., например, обзор 34], туннельного магнетосопротивления (ТМС) [35-38] и баллистического магнетосопротивления (БМС). Принято считать, что последний эффект, о котором пойдет речь в данном параграфе, был открыт в работе [7] (см. также [39-42]). Он наблюдается в магнитных наноконтактах Ni-Ni, Co-Co и Fe-Fe, изображенных на рис.1(а,б,в). Баллистическим этот эффект называется потому, что характерный геометрический размер, определяющий сопротивление перехода - w, должен быть меньше длины свободного пробега электронов С, т.е. w« Прежде чем переходить к обсуждению экспериментов по БМС, нужно сказать несколько слов об определении магнетосопротивления. В литературе используется два коэффициента, характеризующих магнетосопротивление. Применительно к БМС они выглядят следующим образом: Rti Rn где Rtj, , Rtt - сопротивления в состояниях наноконтактах с доменной границей в его центре и без нее. Обычно, (но не всегда) Ru Rtt, поэтому максимальное значение ki равно 1, а в то время как кг может принимать значения от 0 до оо. Коэффициенты ki и кг связаны между собой соотношением — = 1 + L.
Согласно [7,39], в Ni-Ni, Co-Co наноконтактах значение кг « 200%, а в Fe-Fe - к2 »30%. Еще большие значения БМС наблюдались позднее в Ni наноконтакте (к2 3000%) [46], и порядка 100000% [47] при комнатной температуре, кг 500% в поле 70Э при Т=300К в наноконтактах между 1 кристаллическими зернами магнетита РезС 4 [48]. Прежде чем рассматривать вопрос БМС более подробно, обсудим основанные свойства баллистического транспорта электронов, этому посвящен следующий параграф.
В работах [49] и [50] показано, что электрическое сопротивление проводника с достаточно малым поперечным сечением квантуется, когда ширина канала проводимости сравнима с длиной волны электрона на поверхности Ферми. Величина кванта сопротивления равна на h/e «26кОм, где е - абсолютное значение заряда электрона и h - постоянная Планка. k На Рис. 1.3а показана установка, использованная в экспериментах [49], в которых исследовалось квантование проводимости. Двумерный электронный газ (2DEG) локализован на границе раздела двух полупроводников GaAs и AlAs/GaAs; два металлических электрода (помечены буквой G на Рис. 1.3а) нанесены на поверхности образца. Если подать на эти электроды отрицательный потенциал VG, то между ними в двумерном электронном газе создается узкий канал, ширина которого контролируется потенциалом VQ. ЭТОТ узкий канал называется квантовым наноконтактом. При увеличении абсолютного значения потенциала ширина канала уменьшается. Проводимость через узкий канал измеряется как функция напряжения. На рис.І.Зв показано, что проводимость меняется скачкообразно с величиной скачка равной 2е /h. Такое поведение проводимости может быть объяснено с помощью формулы Ландауэра [51]. Согласно этой формуле, проводимость одномерной системы (например, нанопроволоки) определяется как 0= N, h где N - число электронных мод (каналов), имеющихся в образце с данным поперечным сечением, т.е. число поперечных мод, которые могут распространяться вдоль образца с данным поперечным сечением. При этом предполагается, что энергия равна энергии Ферми.
Расчет эффективного поля Heff
Для уменьшения требуемого машинного времени используется метод Быстрого преобразования Фурье (БПФ). Метод быстрого вычисления свертки с помощью БПФ хорошо известен [89,90,105]. В нашем случае использование БПФ алгоритма состоит из следующих шагов:
Предварительное 2D действительное БПФ преобразование размагничивающей матрицы для каждой комбинации индексов; это вычисление проводится один раз перед началом вычислений. БПФ намагниченности на каждой временной итерации. Перемножение Фурье-образов размагничивающей матрицы и намагниченности. В результате мы получаем Фурье-образ поля магнитостатики.
Обратное БПФ поля магнитостатики. Повторяя описанные операции для всех индексов, мы получаем полное распределение магнитостатического поля. Другой возможностью ускорить вычисления является метод конечных элементов. Метод конечных элементов включает в себя следующие операции: Триангуляция слоя. Вычисления магнитостатического поля для заданного объема и плотности поверхностных магнитных зарядов. Минимизация свободной энергии.
Во время триангуляции мы делим магнитный слой на треугольные элементы, используя правило: области со слабой неоднородностью намагниченности (например, в центре элемента) покрываются крупными треугольниками; области с большой неоднородностью покрываются малыми треугольниками. Во время моделирования мы определяем намагниченность и эффективное магнитное поле. Наиболее трудная часть - . это вычисление нелокального поля магнитостатики. Принимая во внимание поверхностные и объемные «магнитные заряды», мы можем написать следующее выражение для магнитостатического поля: HOT(r1)=f[(M(r2)-n(r2)) Гі 2 dS--IH tivM(r2) Г{ 2 dV, (2.16) Irl -r2 V ІГ1-Г2І где i i - радиус-вектор узла, в котором вычисляется магнитостатика, Гг переменный вектор. Первое слагаемое здесь — интеграл по площади элемента, п(г2) - нормаль к площади. Второй интеграл берется по всему объему магнитного элемента. Т.к. М(гг) линейно зависит от намагниченности в узлах элемента, то правая часть выражения может быть представлена в виде: где i,j- индексы узлов, а, Р - координатные индексы. Здесь индексы узлов нумеруют все узлы всех конечных элементов. Значения Dyap зависят от геометрии магнитного элемента и распределения узлов, но не зависят от распределения намагниченности. Поэтому для данного магнитного элемента эти значения вычисляются только один раз.
Двухслойные обменно-связанные магниты (ОСМ) представляют собой композицию обменно-связанных между собой магнитомягкого и магнитожесткого слоев. Магнитомягкий слой обеспечивает большее значение магнитного момента структуры, в то время как магнитожесткий (обычно редкоземельный) обеспечивает высокое значение анизотропии и коэрцитивности. Такие композитные магниты характеризуются огромными значениями энергетического произведения (ВН)тах, и, таким образом, представляют большой интерес для самых разнообразных приложений.
Компьютерное моделирование широко используется для изучения свойств таких материалов и для разработки новых композитных структур с заданными свойствами. При рассмотрении тонких слоев (менее 5 нм), необходимых для создания спинтронных приборов, для правильного предсказания полей перемагничивания необходимо использование полномасштабной трехмерной модели, основанной на численном интегрировании уравнений Ландау-Лифшица с полным учетом магнито-дипольного взаимодействия. Расчеты таких структур, однако, требуют очень больших временных ресурсов компьютера и высоко оптимизированного компьютерного кода. При помощи рассмотренной выше (Глава 2) микромагнитной модели удалось адекватно описать процессы перемагничивания в пленках SmCos
Исследование однослойной пленки SmCo5
Для моделирования обменно-связанных двухслойных магнитов (ОСДМ) (например SmCo5IFe) нужно соблюсти несколько требований к вычислительной процедуре. Во-первых, из-за больших значений константы анизотропии, толщина доменных стенок очень мала (около нескольких нанометров в SmCo5). Следовательно, величина вычислительной ячейки должна составлять порядка 1 нм. Кроме того, для адекватной оценки межслойного взаимодействия, дискретизация по Z в районе межслойного интерфейса также составляет порядка 1 нм и меньше (подобные оценки были получены в [116]).
Исходя из вышесказанного, микромагнитная модель не может предложить более корректного описания ОС ДМ по сравнению с одномерной до тех пор, пока не учитывается гранулированная структура дефектов пленки. Для того, чтобы корректно задать структуру дефектов необходимо рассматривать достаточно большой объем материала. Гигантские значения анизотропии приводят к необходимости использования малого шага интегрирования уравнения Ландау-Лифшица. Вместе с малым размером вычислительной ячейки это приводит к тому, что задача становится чрезвычайно сложной и ресурсоемкой с вычислительной точки зрения.
Для получения значений полей перемагничивания близких к экспериментальным, в исследовании было использовано следующее приближение. Основная идея заключалась в том, что моделирование производилось на некотором характерном участке композитной пленки. Изначально на пленке выделялась область с таким характерным распределением дефектов, который приводит к зарождению доменной структуры. После этого были определены критические параметры перемагничивания этой области, которые с хорошей точностью совпадают с характеристиками перемагничивания всей структуры. Это утверждение основывается на том факте, что в монослое SmCos всегда существует критический зародыш доменной структуры, на котором зарождается расширяющийся цилиндрический домен, который и перемагничивает весь объем материала.
Предложенный метод состоит из следующих этапов. На первом этапе проводится статистическое исследование перемагничивания монослоя SmCos со случайным образом созданной структурой зерен-гранул. Образец должен быть достаточно велик, так чтобы краевыми эффектами можно было пренебречь. В результате этого исследования определяется параметр минимального поля перемагничивания #smin. Очевидно, что Яп зависит: а) от распределения дефектов и б) от размера исследуемого образца. После этого необходимо таким образом изменить структуру дефектов, чтобы получить наилучшее совпадение #smin с экспериментальными значениями.
Следующий шаг заключается в выделении минимальной области SmCo5 монослоя, в которой Я сохраняется (обычно Я растет с уменьшением области из-за увеличения влияния анизотропии формы).
На третьем этапе формируется набор выделенных участков с близкими значениями Я. После этого к каждому из образцов добавляется мягкий слой (в нашем случае Fe), после чего производится дискретизация полученной обменно-связанной двухслойной структуры по оси Z. После этого определяются критические поля перемагничивания полученных структур, и выбирается значение, близкое к эксперименту. В результате мы получаем то распределение дефектов структуры, которое дает поле перемагничивания наиболее близкое к экспериментальному.
Было проведено исследование двухслойной структуры SmCo5fFQ со следующими параметрами. Толщины слоев SmCos и Fe - 12А и ЗОА соответственно; слой SmCos был разбит на два подслоя по 6А каждый, а слой железа на четыре подслоя по бА, бА, 8А, и 10А считая от интерфейса SmCo/Fe. Размеры образца в плоскости были равны 80x80 нм.
Дефекты в слое SmCos были равномерно распределены по размеру (от 6 до 12 нм) и по углу отклонения от среднего значения легкой оси (с максимальным отклонением в 40). Исследование 200 образцов монослоев SmCos дало Я - 7.1 кЭ, что весьма близко к экспериментальным значениям 7.3 кЭ при низкой температуре [112].
Было выбрано девять образцов SmCo$ с такими распределениями дефектов, которые давали поля перемагничивания от 7.1 кЭ до 8.0 кЭ и к ним были добавлены слои железа. Значения межслойного обмена были оценены согласно ID модели [112]. В результате структура гранул в SmCo5 четко воспроизвелась и на слое железа. ОС ДМ перемагничивались при полях от 0.75 до 1.2 Т (шаг изменения внешнего поля 0.5 кЭ). Результаты моделирования представлены на рис.3.3.
Магнитная структура и фазовая диаграмма наноконтакта на основе ферромагнитных полупроводников
Исследование транспорта спин-поляризованных электронов через доменные границы, магнитные контакты и наномостики, представляет особый интерес для магнитных полупроводников. Это обусловлено, по крайней мере, двумя обстоятельствами. Во-первых, во многих полупроводниках (в частности, в (GaMn)As) электроны обладают большой подвижностью и значительной длиной свободного пробега, достигающей значения 0,1-1 мкм и даже большей. Это означает, что в них облегчаются условия для реализации баллистического транспорта электронов (см. Глава 1, 1-3).
Во-вторых, энергия Ферми электронов (или дырок) в полупроводниках значительно (на несколько порядков) меньше чем в металлах типа Fe,Co,Ni и их сплавов, а следовательно длина волны фермиевских носителей значительно превышает таковую в металлах, поэтому существенно облегчаются условия наблюдения квантовых эффектов в транспорте спин-поляризованных электронов. Напомним, что именно в GaAs впервые был надежно и детально исследован эффект квантования сопротивления (см. Глава 1, 1.3).
Как показано выше (см. Глава 1, 1.3) в условиях квантования сопротивления наноконтакта (или наномостика) можно ожидать огромных значений БМС-эффекта. Именно эти обстоятельства и определяют мотивацию исследований магнитной структуры наноконтаков, изготовленных на основе магнитных полупроводников.
Открытие ферромагнетизма в (GaMn)As с ТС 110К (Gao,947Mn0,o53As) [118] привлекло огромное внимание к разбавленным магнитным полупроводникам. Интерес к ним вызван, прежде всего, как к перспективным материалам для полупроводниковых магнитоэлектронных (спинтронных) приборов (для реализации идей полупроводниковой ж спинтроники).
Несмотря на большие усилия исследователей, максимальная достигнутая температура Кюри в системе (GaMn)As составляет 150К [119]. Природа ферромагнетизма в разбавленном (GaMn)As привлекает к себе большое внимание, но до сих пор недостаточно понята.
Получение магнитного полупроводника с температурой большей комнатной и обладающего хорошими транспортными свойствами остается нерешенной задачей. В связи с этим сейчас большое внимание уделяется системе полупроводника (GaMn)N, в котором, согласно теории [120], возможно существование высокотемпературного ферромагнетизма. Другими интересными системами являются (GaMn)P, (FeMn)Si, (FeCo)Si (см. обзор [121]).
Разбавленные полупроводники (GaMn)As имеют весьма близкую # кристаллискую структуру со многими III-V полупроводниками, что очень важно для создания разнообразных гетеропереходов и эпитаксиальных структур.
Значительные эффекты анизотропного магнетосопротивления туннельных переходов и наноконтактов на основе (GaMn)As были обнаружены в работе [122]. Недавно Санкт-Петербургские физики сообщили о наблюдении огромного эффекта магнетосопротивления (порядка 5000%) в гетеросистеме на основе нанокомпозитной пленки Со и Si [123]. Они назвали этот эффект гигантским спин-инжекционным магнетосопротивлением.
В данной работе исследуется магнитная структура и фазовые диаграммы магнитного наноконтакта на основе магнитных полупроводников с тем, чтобы определить область геометрических и физических параметров наноструктуры, в которой возникает явление спонтанного нарушения симметрии магнитной структуры, т.е. самопроизвольного выхода доменной границы типа «голова-к-голове» из центра структуры.
Проведенное исследование показало, что для различных геометрических параметров наноконтактов и при константе анизотропии 0 К 104 эрг/см3 и 20 MS 300 Гс и А в пределах от 10"" эрг/см до 10"7 эрг/см реализуются все те же состояния («О» и «1» на рис.4.2), которые возникают в металлических наноконтактах. Для примера на рис.4.4 представлена фазовая диаграмма в координатах K-L для ферромагнитного полупроводника (со следующими параметрами Ms=200 Гс, А=10 6 эрг/см).
Особый интерес в случае магнитного полупроводника, как и выше для случая металлов, вызывает область бистабильности, ограниченная кривыми АткрК и АткрК" на рис.4.4. Это означает, что полупроводниковый наноконтакт может быть интересным с точки зрения возможности его использования в запоминающих устройствах с произвольной выборкой (MRAM). Другое возможное использование фазовой диаграммы (рис.4.4) -поиск и исследование квантового баллистического спин-поляризованного транспорта.
Работа по экспериментальному исследованию фазовых диаграмм ферромагнитных полупроводников проводится в настоящее время в Институте фундаментальной электроники (Orsay, France).
Рассмотрим магнитную структуру асимметричного наноконтакта, геометрия которого изображена на рис 4.5а. Также как и для симметричного наноконтакта, асимметричный наноконтакт представляет собой однослойный элемент с толщиной пленки 1-10нм. Исследование асимметричных наноконтактов представляется важным, поскольку такие наноконтакты обычно реализуются в экспериментальных ситуациях [7,39-42]. Некоторые новые предложения с использованием спин поляризованных электронов также реализуются на асимметричных структурах [124]. С другой стороны, в асимметричных структурах можно ожидать обнаружения новых физических свойств и эффектов, интересных для практического применения. Рассмотрим характер магнитной структуры в зависимости от геометрии наноконтакта (высоты «берегов наноконтакта», оставляя другие параметры неизменными).
