Магнитные нанокомпозиты и полупроводниковые структуры вблизи перехода металл диэлектрик 01. 04. 07. физика конденсированного состояния

Глава 3 «Свойства структур на основе разбавленных магнитных полупроводников» состоит из нескольких разделов. В первом из них 3.1 «Свойства и позиции, занимаемые атомами Mn в GaAs» приводятся литературные данные об основных свойствах Mn в GaAs. В следующем разделе 3.2 приведены результаты ЭПР измерений свойств CdGeAs2:Mn. Валентность Cd – II, а Ge – IV, их средняя валентность равна III и, поэтому, этот материал сходен с GaMnAs. Однако в данном соединении Mn может замещать как Cd, так и Ge, но только MnGe является акцептором. В итоге показано, что лишь акцепторные состояния Mn ответственны за ферромагнитное упорядочение в РМП. Раздел 3.3 «Двумерные структуры на основе РМП» сам состоит из ряда подразделов. Первый из них содержит обзор предыдущих работ, в котором показано, что исследовавшиеся до сих пор структуры на основе РМП GaMnAs реально двумерными не являлись, вследствие очень малой подвижности носителей заряда. Последнее приводит к большой ширине уровней размерного квантования, превышающей энергетический зазор между ними, и спектр носителей заряда в этих структурах остается трехмерным. Для реализации реально двумерных структур необходимо создавать структуры типа квантовая яма с отдаленным от нее слоем Mn (селективное легирование). Такие образцы были созданы по нашему заказу и их структура представлена на рис. 6. Эти структуры, результаты исследования которых описаны в последующих разделах этой главы, отличаются относительно высокой подвижностью (до 3000 см2/Вс). Как показывают рентгеновские исследования Mn – содержащий слой и квантовая яма, не перекрываются между собой, а роль нановключений MnAs – незначительна. В разделе 3.3.3 приведены результаты измерений шубниковских осцилляций, квантового эффекта Холла и циклотронного резонанса структур типа квантовая яма с отдаленным слоем магнитных атомов, схема которых показана на рис 6. Эти исследования показали, что энергетический спектр носителей заряда в квантовой яме соответствует 2D размерно-квантованным дыркам, а их эффективная масса составляет величину m* ≈ 0.14m0. Рис. 6 Схема структур, результаты исследования которых описаны в главе 3. Структура А изготовлена в НИФТИ ННГУ с использованием лазерного испарения Mn-мишени в процессе МОС-гидридной эпитаксии. Структура Б выращена по технологии МЛЭ в Purdue Unyversity (США). А Б Раздел 3.3.4 посвящен описанию электрофизических свойств этих структур. При исследовании их электрофизических свойств в зависимости от содержания марганца было обращено внимание на то, что с повышением содержания легирующей акцепторной примеси Mn имеет место переход металл – диэлектрик, связанный с локализацией носителей заряда в крупномасштабном флуктуационном потенциале (параграф 3.3.4.1), результаты изучения которого описаны в главе 1. Оценки, проведенные на основе теории локализации носителей заряда в крупномасштбном флуктуационом потенциале в двумерном случае [5], подтверждают этот вывод и, таким образом, при описании свойств этих структур необходимо учитывать особенности, связанные с близостью системы к перколяционному переходу металл-диэлектрик и описанные в главе 1. Далее в параграфах 3.3.4.2 и 3.3.4.3. обсуждаются транспортные свойства этих структур и их связь с ферромагнитным упорядочением. Особенность на кривых Rxx(T) (см. рис. 7) широко используется в РМП как метод определения температуры Кюри и свидетельствует о ферромагнитном упорядочении в системе ниже температуры максимума на этой зависимости. Существенно, что эта особенность имеет место только для образцов, легированных Mn, а образцы легированные немагнитной примесью (С) такой особенности не проявляют. Рис. 7. Температурные зависимости сопротивления для легированных Mn образцов типа А с различным содержанием Mn от 0.3 до 1.2 в ед. эффективного монослоя (МС) и для образца 4847, легированного С вместо Mn. Стрелки указывают на то, к какой шкале относится кривая. Для образца легированного немагнитной примесью - С, аномалия на кривой Rxx(T) отсутствует, но присутствует для структур, легированных Mn. Другим доказательством наличия ферромагнитного упорядочения в системе является наблюдение аномального эффекта Холла (АЭХ), магнитополевая зависимость которого представлена на рис. 8 и является нелинейной, свидетельствуя о насыщении намагниченности. Дело в том, что в магнитных материалах вклад в холловское сопротивление Rxy дают два эффекта: нормальный (связанный с силой Лоренца), пропорциональный внешнему магнитному полю, и аномальный эффект Холла, пропорциональный намагниченности. , (1), где d - толщина проводящего канала (в нашем случае – квантовой ямы), и - нормальная и аномальная компоненты холловского сопротивления, R0 - постоянная нормального эффекта Холла, Rs - константа АЭХ, обусловленного спин-орбитальным взаимодействием дырок и их спиновой поляризацией. Таким образом, АЭХ свидетельствует о наличии магнитного момента и спиновой поляризации носителей заряда. Рис.8. Магнитополевая зависимость АЭХ для нескольких образцов типа А с различным содержанием Mn (от 0.3 до 1.2 в ед. эффективного монослоя). Температуры, при которых проводились измерения и номера образцов указаны рядом с кривыми. Исследования эффекта Холла и особенности на температурной зависимости сопротивления в случае III-Mn-V двумерных систем чрезвычайно информативны. Это связано с тем, что в данных структурах затруднены магнитные измерения в силу малости содержания магнитной примеси в образце (эффективная толщина слоя Mn менее 1 монослоя) и наличия достаточно толстой диамагнитной подложки. Кроме фиксации факта наличия ферромагнитного упорядочения, исследования АЭХ представляют интерес сами по себе, поскольку вопрос о механизме АЭХ в РМП дискутируется и не вполне ясен, тем более в 2D системах. Нами впервые обнаружен АЭХ в 2D РМП структурах, что свидетельствует о спиновой поляризации носителей заряда в этом случае (параграф 3.3.4.3). Выяснен характер зависимостей АЭХ от температуры и магнитного поля. Особенно интересной оказалась температурная зависимость АЭХ, которая демонстрирует смену его знака с понижением температуры (см. рис. 9), хотя знак нормальной компоненты эффекта Холла остается неизменным. Этот эффект свидетельствует о смене механизма АЭХ. Тем самым, впервые экспериментально доказано существование и существенная роль собственного механизма АЭХ в 2D системах. П Рис. 9. Температурные зависимости , полученные для образца типа А (содержание Mn 0.25 MС) при B = 0.3 Т (кружки), 1 Т (треугольники) и 3 Т (квадраты). ри исследовании магнетосопротивления и нормального эффекта Холла (раздел 3.3.4.4.) показано, что, в силу неоднородности распределения Mn, в этих структурах имеет место фазовое расслоение образца на металлические ферромагнитные и диэлектрические парамагнитные области. Эта среда эквивалентна двухфазной среде, описанной в главе 1 и возникающей в процессе перехода металл – диэлектрик. В таких средах вклад в проводимость дают обе фазы. Поэтому в диэлектрических образцах, несмотря на активационный характер проводимости, проявляются особенности, связанные с осцилляциями Шубникова - де Газа, а ОМС связано с квантовыми поправками к проводимости и спин - зависящим рассеянием. При изменении параметров структуры, области одного типа (например, металлические) могут сливаться, приводя к перколяционнму переходу. Учет флуктуационного потенциала (раздел 3.3.5 «Количественное описание флуктуационного потенциала, численные расчеты») позволяет количественно описать зависимость Rxx(T) и показать, что в задаче имеются две температуры ферромагнитного упорядочения: локальное значение температуры Кюри в металлической, ферромагнитной капле и температура установления глобального ферромагнитного упорядочения, которая является температурой “магнитного перколяционного перехода”. В разделе 3.3.6 этой главы обсуждаются магнитные свойства данных структур. Магнитное состояние структуры зависит от содержания магнитных атомов Mn, определяющего, тем самым, ее магнитный момент, а также степень ее неоднородности. При малых содержаниях Mn и слабой неоднородности наблюдается привычное гистеризисное ФМ поведение намагниченности. При больших содержаниях Mn и сильном флуктуационном потенциале, как указывалось выше, в среде происходит фазовое расслоение образца на металлические ферромагнитные и диэлектрические парамагнитные области. При этом Mn – содержащий слой представляет собой ряд ферромагнитных островков, которые при пониженных температурах объединяются в единый ферромагнитный кластер. В этом случае намагниченность ведет себя необычно, демонстрируя «веслообразный» гистерезис, состоящий из двух петель, сдвинутых от нулевого магнитного поля в область сильных полей. Данные результаты адекватно объясняются в рамках представлений о неоднородном распределении Mn. В частности, атомы Mn, проникающие в покровный слой (cap-layer) структуры (см рис. 6), представляют собой антиферромагнитные области. При этом указанный выше сдвиг гитерезиса связан с пиннингом ферромагнитных областей в Mn – содержащем слое антиферромагнитными областями в слое спейсера и покровного слоя. Для выяснения относительной роли различных механизмов ферромагнитного упорядочения в системе и спиновой поляризации носителей заряда в квантовой яме (КЯ) были проведены измерения температуры Кюри в зависимости от глубины КЯ и толщины спейсера, отделяющего ее от слоя магнитной примеси. Эти исследования описаны в разделе 3.3.7. и результаты их представлены на рис. 10 и 11. Рассмотрены два возможных механизма, приводящих к ферромагнитному упорядочению в системе и спиновой поляризации дырок в КЯ: а) обмен между ионами Mn через хвосты волновых функций дырок в КЯ [6, 7] и б) формирование ферромагнитного упорядочения внутри Mn – содержащего слоя [8, 9]. В последнем случае образуется двумерный ферромагнитный слой с сильно разнесенными по энергии уровнями спинов с противоположной ориентацией, которые различно взаимодействуют с дырками в КЯ, приводя к их поляризации. . Р Рис11. Зависимость температуры Кюри от толщины спейсера для образцов с одинаковыми концентрациями Mn и In и шириной квантовой ямы d  10 нм.: (CMn ≈ 0.3 МС, x = 0.3) - кружки и (CMn ≈ 1 МС; x = 0.2) - квадраты. Линии проведены для удобства глаз читателя. ис. 10. Зависимость температуры Кюри от глубины квантовой ямы U0 для образцов с одинаковым содержанием Mn, толщиной спейсера 3 нм и шириной ямы 10 нм, но с переменным содержанием In (x) (кружки, CMn≈ 0.3 МС; квадраты, CMn≈ 0.25 МС). Видно. что эта зависимость немонотонна и имеет максимум при U0 ≈ 120meV. Согласно первому механизму, температура Кюри (TC) зависит от концентрации носителей заряда в КЯ, которая увеличивается с ростом ее глубины, и, соответственно, увеличивается TC. Однако, с ростом глубины КЯ потенциальный барьер, который она представляет собой, тоже увеличивается, а амплитуда волновой функции носителей заряда за пределами КЯ уменьшается. Поэтому при дальнейшем увеличении глубины КЯ температура Кюри падает. Наличие этих двух конкурирующих эффектов объясняет немонотонную зависимость TC от глубины КЯ, представленную на рис. 10. Согласно этому механизму температура Кюри должна экспоненциально убывать с увеличением толщины спейсера, что противоречит данным, представленным на рис. 11. Зато они согласуются со вторым механизмом упорядочения. В итоге показано, что за ферромагнитное упорядочение в системе и спиновую поляризацию дырок в КЯ ответственны оба механизма действующие параллельно (совместно). В итоге в главе 3 показано, что в структурах типа квантовая яма с отдаленным слоем магнитной примеси имеется магнитное упорядочение и спиновая поляризация носителей заряда в квантовой яме; выявлены механизмы ферромагнитного упорядочения в данных структурах и роль близости перехода металл - диэлектрик. Эти исследования проведены впервые и могут служить стимулом для развития нового направления в физике магнитных полупроводников - низкоразмерные системы с пространственно разделенными проводящим слоем и слоем магнитной примеси. Четвертая глава «Si1−xMnx (x ≈ 0.35) – высокотемператруная ферромагнитная структура на основе полупроводника» - посвящена описанию результатов исследования свойств магнитных полупроводниковых структур на основе кремния, к которым в последнее время появился сильный интерес, поскольку такие материалы могут быть использованы при создании устройств спинтроники и легко интегрированы в существующую микроэлектронную технологию. В отличии от предыдущих работ, где изучались материалы с низким содержанием Mn, слабым ферромагнетизмом и в которых отсутствовали проявления ферромагнетизма в электронном транспорте (АЭХ), в настоящей работе исследовались транспортные и магнитные свойства MnхSi1-х пленок с содержанием Mn около 35 %. Эти образцы были получены методом совместного лазерного осаждения Si и Mn на Al2O3 и GaAs подложки при температурах роста Tg = 300-350 oC. Способ их получения и их структурные свойства описаны в первом разделе этой главы. В следующем разделе 4.2 обсуждаются проводимость и эффект Холла в данных структурах. Показано, что полученные слои обладают металлическим типом проводимости, которая слабо зависит от температуры. Впервые в MnхSi1-х системе обнаружен аномальный эффект Холла (АЭХ), наблюдаемый вплоть до комнатных температур и имеющий существенно гистерезисный характер (рис.12). Наблюдение АЭХ свидетельствует о наличии высокотемпературного ферромагнетизма в данных структурах, а в силицидах Mn типа Mn4Si7 (слабых зонных ферромагнетиках с температурой Кюри ТC ≈ 43 К) АЭХ не наблюдается. При этом для образцов MnхSi1-х/Al2O3 с x ≈ 0.35 знак аномальной компоненты эффекта Холла (ЭХ) противоположен знаку его нормальной компоненты, отвечающей дырочному типу проводимости MnxSi1-x. Установлено также, что в этом случае аномальная компонента ЭХ полностью определяет его поведение вплоть до 300 K, сохраняя гистерезисный характер до  230 К. Для пленок MnхSi1-х, полученных на GaAs подложках, гистерезис АЭХ практически отсутствует, а его знак оказался положительным. В этом случае АЭХ проявляется на порядок сильнее при Т = 300 К, а магнитный момент на атом Mn возрастает в несколько раз. Р Рис. 13. Температурная зависимость остаточной намагниченности для образца MnхSi1-х/Al2O3. Рис. 12. Магнитополевые зависимости холловского сопротивления для образца MnхSi1-х/Al2O3 при различных температурах. езультаты измерения намагниченности, описанные в разделе 4.3 этой главы, полностью соответствуют результатам измерения АЭХ. Из измерений намагниченности найдена температура Кюри (ТС) пленок, которая превышает 300 К (см. рис.13), а также магнитный момент на атом марганца, равный (0.1-0.2)B/Mn для образцов MnхSi1-х/Al2O3. Сильный ферромагнетизм полученных пленок невозможно объяснить за счет формирования силицидов Mn, поскольку для последних Тс < 50 K. Мы полагаем, что данный материал не является однофазным, а включает магнитные молекулярные кластеры типа MnSiy, содержащие междоузельные ионы Mn с локализованным магнитным моментом (2-3) B/Mn, встроенные в матрицу слабого зонного ферромагнетика типа MnSi2-x (x  0.25) с делокализованной спиновой плотностью. Исходя из измерений намагниченности, мы оценили концентрацию магнитных кластеров 1021 см-3, что составляет (3-5) % от общего содержания Mn. При этом число атомов Si, приходящихся на один междоузельный атом Mn в кластере, оказалось y  4-5, что соответствует числу ближайших атомов Si в случае тетраэдрического окружения ими атома Mn в позиции внедрения. Для объяснения полученных результатов была развита модель дальнего ферромагнитного порядка, в которой учитывается возможность упорядочения локальных моментов магнитных кластеров MnSiy при высоких температурах как путем обычного РККИ – обмена через свободные носители заряда, концентрация которых достигает ≈ 1022 см-3, так и путем обмена через спиновые флуктуации (парамагноны) матрицы [8, 9]. Эта модель изложена в разделе 4.4 данной главы. Обмен через спиновые флуктуации фактически приводит к стонеровскому усиления РККИ взаимодействия и обуславливает возрастание температуры Кюри в MnхSi1-х пленках. Показано, что в этих условиях, благодаря термическим возбуждениям спиновой плотности, ферромагнитный порядок может возникать при температуре, значительно превышающей собственную температуру силицида типа MnSi2-x (x  0.25). Оцененные на основе этой модели температуры Кюри согласуются с результатами эксперимента. Особенности свойств этих структур в зависимости от типа подложки, мы связываем с многообразием устойчивых фаз силицидов (не менее 5) типа MnSi2-x с близкими содержаниями (x = 0.25-0.28), формирование которых зависит от типа подложки. В итоге показано, что соединения Si1-xMnx (х ≈ 0.35) демонстрируют при T > 300 K ферромагнетизм, который проявляется как в магнитных измерениях, так и в электронном транспорте (АЭХ). Природа ферромагнитного упорядочения в этих веществах связана с нанометровыми магнитными включениями, представляющими собой молекулярные кластеры типа MnSiy с локализованным магнитным моментом, встроенные в матрицу слабого зонного ферромагнетика типа MnSi2-x (x  0.25) с делокализованной спиновой плотностью, обменное взаимодействие между которыми осуществляется через спиновые флуктуации (парамагноны). Данные проведенных нами исследований могут внести вклад в формирование нового направления в спинтронике: исследование магнитных полупроводников на основе Si с высоким содержанием Mn, а исследованные структуры, по - видимому, могут быть использованы в роли спиновых инжекторов. В главе 5 - «Магнитные нанокомпозиты» - обсуждаются свойства магнитных нанокомпозитов (гранулированных металлов), представляющих собой магнитные наногранулы в диэлектрической или полупроводниковой матрице. Параграф 5.1 посвящен свойствам GaSb, содержащего около 10% Mn. Структурные исследования показали, что в этом материале, полученном осаждением из лазерной плазмы, около 5% Mn замещают Ga, а остальные присутствуют в виде гранул MnSb, который является ферромагнетиком с температурой Кюри более 500 К. В отличии от однофазных GaMnSb систем, в пленках с ферромагнитными нановключениями АЭХ проявляет гистерезисный характер вплоть до комнатной температуры. Ранее считалось, что такие системы обладают спин-стекольными свойствами и не ферромагнитны, поскольку гранулы расположены довольно далеко друг от друга и не взаимодействуют ни между собой, ни с носителями заряда. Оказалось, что взаимодействие носителей заряда с ферромагнитными включениями имеет место и образуется единая ферромагнитная система, с крупномасштабным параметром порядка, но лишь при высокой концентрации дырок, когда толщина барьеров Шоттки, окружающих ферромагнитные нанокластеры, сравнивается с длиной волновой функции дырок (характерной длиной их подбарьерного туннелирования). В этом случае дырки взаимодействуют с ферромагнитными включениями, а взаимодействие гранул между собой происходит через носители заряда. Тот факт, что ферромагнетизм в системе и АЭХ, в частности, зависят от концентрации дырок, демонстрируется данными, приведенными на рис. 14. При этом намагниченность различных образцов, представленных на этом рисунке, одинакова. Показано, что обсуждавшееся в литературе отсутствие АЭХ в III-V полупроводниках с ферромагнитными кластерами связано с малой концентрацией дырок. Рис.14. Зависимости холловского сопротивления от приложенного магнитного поля для трех образцов GaMnSb с различной концентрацией дырок: 1 - р = 5·1020 см-3; 2 - р = 1.5·1020 см-3; 3 - р = 3·1019 см-3. В разделе 5.2 описаны особенности проводимости и природа ее температурной зависимости в пленках гранулированных металлов (нанокомпозитах) Fex(SiO2)1-x с порогом перколяции хс0.6. Вопрос о природе температурной зависимости в нанокомпозитах, отвечающей известному закону (T)  exp{-T0/T)1/2}, актуален по нынешнее время, поскольку теория проводимости с переменной длиной прыжка в данном случае не применима. Одно из предположений (последнее) заключается в том, что проводимость осуществляется путем прыжков переменной длины между гранулами, включая транспорт электронов по виртуальным состояниям промежуточных гранул [10]. В этом же разделе представлены данные по исследованию релаксации магнетосопротивления при выключении магнитного поля и показано, что с помощью таких измерений удобно изучать релаксацию магнитных свойств. Также в этом разделе приведены результаты первого наблюдения АЭХ в режиме прыжковой проводимости. В параграфе 5.3 «Квантоворазмерный переход металл-диэлектрик в нанокомпозитах» рассматриваются свойства нанокомпозита (гранулированный металл) Fe/SiO2 в непосредственной окрестности перехода металл – диэлектрик, с его металлической стороны, т.е. при (x-xc)/x<<1. В этих условиях обнаружен новый тип перехода металл – диэлектрик, а именно квантоворазмерный перколяционный переход диэлектрик – металл по температуре. Проводимость нанокомпозита вблизи перехода металл – диэлектрик определяется слабыми звеньями на пути протекания, которые представляют собой отдельные наногранулы металла, соединяющие металлические области большого размера, принадлежащие перколяционному кластеру. В силу нанометрового размера этих гранул (3 нм в данном случае) энергия электрона в них квантуется. Энергетическая щель между этими уровнями размерного квантования представляет собой барьер на пути протекания. При температуре превышающей эту энергетическую щель проводимость носит металлический характер. Переход металл – диэлектрик происходит при T = Tt, когда температура образца оказывается меньше этих энергетических барьеров на пути протекания. Этот переход проявляется в эксперименте как наблюдаемые при T = Tt: резкий рост постоянной Холла (приблизительно на порядок) и плотности электрических шумов (более чем на два порядка); появление телеграфного шума; отклонение зависимости σ(T) от закона и, наконец, пик на температурной зависимости корреляционной длины перколяционного кластера, измеренной по методике, описанной в параграфе 2.1 (см. рис.15). Рис. 15. Температурная зависимость напряжения ΔVHp между холловскими контактами в сравнении с температурной зависимостью сопротивления всего образца Fex(SiO2)1-x с x = 0.56 ≈ xc. На вставке показана температурная зависимость корреляционной длины перколяционного кластера. В заключении приведены основные результаты работы. Публикации автора Основные научные положения и выводы диссертационного исследования с достаточной полнотой отражены в статьях, опубликованных в ведущих отечественных и зарубежных рецензируемых научных изданиях: Аронзон Б.А., Копылов А.В.,Мейлихов Е.З. Раренко И.М., Тальянский Е.Б., Горбатюк И.Н «Индуцированная магнитным полем локализация электронов во флуктуационном потенциале в CdxHg1-xTe», ЖЭТФ, 89, 126(1986). Аронзон Б.А., Мейлихов Е.З.,Копылов А.В., «Гальваномагнитные свойства CdxHg1-xTe после перехода металл-диэлектрик», ФТП, 20, 1457 (1986). Аронзон Б.А., Копылов А.В.,Мейлихов Е.З «Электронная теплоемкость CdxHg1-xTe вблизи перехода металл-диэлектрик», ФТП, 21, 1112 (1986). Аронзон Б.А., Никитин М.С., Чумаков Н.К., «Природа индуцированного магнитным полем перехода металл-диэлектрик CdxHg1-xTe», ФТП, 22, 897 (1988). Аронзон Б.А., Чумаков Н.К., «Локализация электронов и гальваномагнитные свойства компенсированных кристаллов InSb and CdxHg1-xTe в квантующих магнитных полях», ФТТ, 31, 10 (1989). Аронзон Б.А., Копылов А.В.,Мейлихов Е.З., «Высокочастотная проводимость CdxHg1-xTe вблизи перехода металл-диэлектрик», ФТП, 23, 471 (1989). Aronzon B.A., Tsidilkovskii I.M., «Magnetic field induced electron localization in fluctuation potential wells», Phys. Stat. Sol. (b), 157, 17-60 (1990). Аронзон Б.А., Арапов Ю.Г., Зверева М.Л., Чумаков Н.К., Цидильковский И.М., Никитин М.С., «Проводимость n-CdxHg1-xTe в магнитных полях превышаюших поле перехода металл-диэлектрик», ФТП., 24, 687 (1990). Аронзон Б.А.,Дричко И.Л., "Переход металл-диэлектрик в InSb в магнитном поле" ФТП, 26, (1992). Aronzon B.A., G.Galeczki, G.Nimtz, «The electronic specific heat of narrow-gap semiconductors», Phil. Mag. B, 67, 847 (1993). Аронзон Б.А., Чумаков Н.К., Дитл Т., Вробель И., «Двухямное отрицательное магнетосопротивление и квантовые эффекты в проводимости компенсированных кристаллов InSb», ЖЭТФ, 105, 405 (1994). Aronzon B.A., Chumakov N.K., «Quantum effects and phase diagram of the electronic system of highly compensated semiconductors in magnetic fields», Physica B, 194, 1167 (1994). Aronzon B.A., Chumakov N.K., «Temperature dependence of the InSb conductivity in the extreme quantum limit of magnetic fields», Physica B, 194-196, 1165 (1994). Aronzon B.A., Drichko I.L., Guillon F., «Double-dip negative magnetoresistance observation in magneto-acoustic measurements in InSb», Physica B, 219-220, 50, (1996). Аронзон Б.А., Чумаков Н.К., «Фазовая диаграмма состояния электронной системы сильнокомпенсированного полупроводника в магнитном поле», ФТП, 30, 46 (1996). Аронзон Б.А., Д.А. Бакаушин, А,С,Веденеев, Е.З. Мейлихов, В.В. Рыльков, «Квазиодномерный транспорт невырожденных электронов в двумерных системах с флуктуационным потенциалом», Письма ЖЭТФ, 66, 633 (1997) Аронзон Б.А., Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев, В.В. Рыльков, В.Е.Сизов, «Проявление в спектре мелких пограничных состояний эффектов перколяционной проводимости короткоканальных полевых транзисторов», ФТП, 31, 1460 (1997). Aronzon B.A., Rylkov V.V., Vedeneev A.S., Leotin J., «Incoherent mesoscopic phenomena in macroscopic Si:B MOS structures», Physica A, 241, 259-266 (1997) Aronzon B.A., Chumakov N.K. , Snarskii A.A., Broto J.M., Rakoto H., Leotin J., «Transition to superlocalization in compensated InSb», invited lecture, Proceedings of «The 24th Internetional conference on the physics of semiconductors», Israel 1998, p.43, ed by D. Gershoni, World Scientific, Singapore. Aronzon B.A., D.A. Bakaushin, E.Z. Meilikhov, A.S. Vedeneev, V.V.Rylkov, V.E. Sizov, «Quantum Quasi-1D transport in Quasi-2D highly disordered structures», Phys. Stat. Sol. (b), 205, 83-86 (1998). Б. А. Аронзон, Д.Ю. Ковалев, А.Н. Лагарьков, Е.З. Мейлихов, В.В. Рыльков, М.А. Седова, Н. Негре, М. Гойран, Дж. Леотин, «Аномальный эффект Холла в в гранулированных пленках Fe/SiO2 в режиме туннельной проводимости», Письма в ЖЭТФ, 70, 87-92 (1999). Б.А. Аронзон, А.Е. Варфоломеев, Д.Ю. Ковалев, А.А. Ликальтер, В.В. Рыльков, М.А. Седова, Проводимость, магнетосопротивление и эффект Холла в гранулированных пленках Fe/SiO2. ФТТ, 41, No 6, 944 (1999). B. Raquet, M. Goiran, N. Negre, J. Leotin, B. Aronzon, V. Rylkov, E. Meilikhov, «Quantum size effect transition in percolating nanocomposite films», Phys. Rev. B 62, 17144 (2000). Б.А. Аронзон, А.Б. Грановский, Д.Ю. Ковалев, Е.З. Мейлихов, В.В. Рыльков, М.А. Седова, «Концентрационное поведение аномального эффекта Холла в гранулированных пленках Fe/SiO2 ниже порога протекания», Письма в ЖЭТФ, 71, 687-692 (2000). B.A.Aronzon, V.V.Rylkov, D.Yu.Kovalev, E.Z.Meilikhov, A.N.Lagarkov, M.A.Sedova, M.Goiran, N.Negre, B. Raquet, J.Leotin, «Hopping Anomalous Hall Effect in Fe/SiO2 Granular Films», Phys. Stat. Sol. (b), 218, 169 (2000). B.A. Aronzon, E.Z. Meilikhov, V.V. Rylkov, A.N. Lagarkov, M.A. Sedova, I.A. Evstuhina, D.Yu. Kovalev, N. Negre, M. Goiran, J. Leotin, «Hall Effect in Insulating Fe/SiO2 Magnetic Granular Films», Physica B, 284-288, 1980 (2000). A. Davydov, N. Chumakov, B. Aronzon, A. Vedeneev, D. Bakaushin, J. Galibert, J. Leotin, “Experimental study of saddle point conductance in strongly disordered Si-metal-nitride-oxide-semiconductor structure at high magnetic fields, Physica B, 298, 491-495 (2001). B. Aronzon, D. Kovalev, E. Meilikhov, V. Rylkov, B. Raquet, M. Goiran, N. Negre, J. Leotin, “Properties of Fe/SiO2 nanocomposites near the percolation threshold” The Physics of Metals and Metallography, 91, Suppl. 1, S110 – S115 (2001) Аронзон Б.А., Бакаушин Д.А., Веденеев А.С, Давыдов А.Б., Мейлихов Е.З., Чумаков Н.К., "Проводимость электростатически разупорядоченных квазидвумерных полупроводниковых систем в области перколяционного перехода диэлектрик--металл", ФТП, 35, 448 (2001) В.В. Рыльков, Б.А. Аронзон, A.Б. Давыдов,Д.Ю. Koвалев, E. З. Meйлихов, "Долговременная релаксация магнитосопротивления в гранулярном ферромагнетике", ЖЭТФ, 121 (2002) B. Aronzon, A. Davydov, D. Kovalev, E. Meilikhov, V. Rylkov, M.Sedova, J. Leotin, «Slow Magnetoresistance Relaxation in Fe/SiO2-nanocomposites», JMMM 242-245, 631-633 (2002). А.Б. Давыдов, Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев, «О температурной зависимости проводимости электростатически разупорядоченных квазидвумерных полупроводниковых систем в области перколяционного перехода диэлектрик-металл», ФТП, 36, 1241 (2002) Б.А. Аронзон, А.Б. Грановский, С.Н. Николаев, Д.Ю. Ковалев, Н.С. Перов, В.В. Рыльков. “Особенности эффекта Холла в двухслойных пленках Cr/Co”. ФТТ, 46, 1441-1445 (2004). В.В. Рыльков, Б.А. Аронзон, Ю.А.Данилов, Ю.Н.Дроздов, В.П.Лесников, К.И. Маслаков, В.В.Подольский, «Особенности эффекта Холла в слоях GaMnSb, полученных осаждением из лазерной плазмы», ЖЭТФ 127, 838-849 (2005). С. В. Гуденко, Б. А. Аронзон, В. А. Иванов, «Изучение обменных взаимодействий ионов Mn в матрице CdGeAs2 методом ЭПР», Письма в ЖЭТФ, 82, 591 (2005). Ю.В.Васильева, Ю.Н.Данилов, Ант.А.Ершов, Б.Н.Звонков, Е.А.Ускова, А.Б.Давыдов, Б.А.Аронзон, С.В.Гуденко, В.В.Рыльков, А.Б.Грановский, Е.А.Ганьшина, Н.С.Перов, Е.Н.Виноградов, «Свойства структур на основе GaAs, легированного Mn из лазерной плазмы в процессе МОС-гидридной эпитаксии», ФТП, 39, 87-91 (2005). V.A. Kulbachinskii, R.A. Lunin, P.V. Gurin, B.A. Aronzon, A.B. Davydov, V.V. Rylkov, Yu.A. Danilov, B.N. Zvonkov, «Transport and magnetotransport properties of Mn-doped InxGa1-xAs/GaAs quantum well structures», JMMM, 300, e16 (2006). Б.А. Аронзон, А.Б. Грановский, А.Б. Давыдов, М.Е. Докукин, Ю.Е. Калинин, С.Н. Николаев, В.В. Рыльков, А.В. Ситников, В.В. Тугушев, «Планарный эффект Холла и анизотропное магнетосопротивление в слоистых структурах Co0.45Fe0.45Zr0.1/(a-Si ) с перколяционной проводимостью», ЖЭТФ, 130, 127-136 (2006). Б.А. Аронзон, А.Б. Грановский, А.Б. Давыдов, Ю.А. Данилов, Б.Н. Звонков, В.В. Рыльков, Е.А. Ускова. «Свойства InGaAs/GaAs квантовых ям с δ – легированным слоем в GaAs», ФТТ, 49, 165-171 (2007). М. А. Чуев, И. А. Субботин, Э. М. Пашаев, В. В. Квардаков, Б. А. Аронзон, «Фазовые соотношения в анализе кривых рентгеновской рефлектометрии от сверхрешеток», Письма в ЖЭТФ, 85, 21 (2007). Гурин П.В., Кульбачинский В.А., Данилов Ю.А., Звонков Б.Н., Аронзон Б.А., Давыдов А.Б., Рыльков В.В. «Транспорт и ферромагнетизм в структурах с InGaAs квантовой ямой, дельта - легированной Mn», ЖЭТФ, 132, 205 (2007). B.A. Aronzon, S.V. Kapelnitsky and A.S. Lagutin, Transport and Magnetic Properties of Nanogranular Metals, in: Physico-chemical phenomena in thin films and at solid surface, v.34 (Ed. L. Trakhtenberg, S. Lin, O. Ilegbusi), Elsiever 2007. Б. А. Аронзон, В. А. Кульбачинский, П. В. Гурин, А. Б. Давыдов, В. В. Рыльков, А. Б. Грановский, О.В.Вихрова, Ю. А. Данилов, Б. Н. Звонков, Y. Horikoshi, K. Onomitsu, Аномальный эффект Холла в δ-легированных Mn GaAs/In0.17Ga0.83As/GaAs квантовых ямах c высокой подвижностью дырок, Письма в ЖЭТФ, 85, 32 (2007). B.A. Aronzon, Disorder effects in dilute magnetic semiconductors, Nanotechnology Perceptions, 4, 165-178 (2008). Б. А. Аронзон, А. С. Лагутин, В. В. Рыльков, В. В. Тугушев, В. Н. Меньшов, А. В. Лейскул, Р. Лайхо, О. В. Вихрова, Ю. А. Данилов, Б. Н. Звонков, Магнитные свойства квантовых ям GaAs/δ/GaAs/InxGa1-xAs/GaAs, Письма в ЖЭТФ, 87, 192 (2008). B. Aronzon, A. Lagutin, V. Rylkov, e.a. Disorder effects in GaAs/InxGa1-xAs/GaAs quantum well delta doped with Mn. Phys. Stat. Sol. (c), 5, 814–818 (2008). B.A. Aronzon, M.V. Kovalchuk, E.M. Pashaev, et al., «Structural and transport properties of GaAs/δ-Mn/GaAs/InxGa1−xAs/GaAs quantum wells», J. Phys.: Condens. Matter, 20 , 145207-145215 (2008). М.А. Чуев, Б.А. Аронзон, Э.М. Пашаев, М.В. Ковальчук и др. «Реальная структура, магнитные и транспортные свойства разбавленных магнитных полупроводников», Микроэлектроника, 37, 83-100 (2008). E.S. Demidov, B.A. Aronzon, S.N. Gusev, V.V. Karzanov, A.S. Lagutin, V.P. Lesnikov, S.A. Levchuk, S.N. Nikolaev, N.S. Perov, V.V. Podolskii, V.V. Rylkov, M.V. Sapozhnikov, A.V. Lashkul. High-temperature ferromagnetism in laser-deposited layers of silicon and germanium doped with manganese or iron impurities. J. Magn. Magn. Mater. 321, 690 (2009). С.Н. Николаев, Б.А. Аронзон, В.В. Рыльков, и др. «Аномальный эффект Холла в Si пленках, сильно легированных Mn», Письма ЖЭТФ, 89, 707 (2009). М.А. Панков, Б.А. Аронзон, В.В. Рыльков, А.Б. Давыдов, Е.З. Мейлихов, Р.М. Фарзетдинова, Э.М. Пашаев, М.А. Чуев, Б.Н. Звонков, A. V. Lashkul, R. Laiho, «Ферромагнитный переход в структрах GaAs/Mn/GaAs/InxGa1-xAs/GaAs с двумерным дырочным газом», ЖЭТФ, 136, 346-355 (2009). B.A. Aronzon, M.A. Pankov, V.V. Rylkov, E.Z. Meilikhov, A.S. Lagutin, E.M. Pashaev, M.A. Chuev, V.V. Kvardakov, I.A. Likhachev, O.V. Vihrova, A.V. Lashkul, E. Lahderanta, A.S. Vedeneev, P. Kervalishvili, “Ferromagnetism of low-dimensional Mn-doped III-V semiconductor structures in the vicinity of the insulator-metal transition”, J. Appl. Phys. 107, 023905 (2010). Б.А. Аронзон, С.Д. Лазарев, В.П. Лесников, С.Н. Николаев, В.В. Подольский, В.В. Рыльков. Способ получения ферромагнитного кремния для изделий спинтроники. Патент РФ на изобретение № 2386186. Опубликовано: 10.04.2010, Бюл. №10. Vikram Tripathi, Kusum Dhochak, B. A. Aronzon, V. V. Rylkov, A. B. Davydov, Bertrand Raquet, Michel Goiran, and K. I. Kugel, Charge inhomogeneities and transport in semiconductor heterostructures with a Mn δ-layer, Phys. Rev. B 84, 075305 (2011). B. A. Aronzon, V. V. Rylkov, S. N. Nikolaev, V. V. Tugushev, S. Caprara, V. V. Podolskii, V. P. Lesnikov, A. Lashkul, R. Laiho, R. R. Gareev, N. S. Perov and A. S. Semisalova, «Room-temperature ferromagnetism and anomalous Hall effect in Si1−xMnx (x ≈ 0.35) alloys», Phys. Rev. B 84, 075209 (2011). Цитируемые публикации Шкловский Б.И., Эфрос А.Л. Электронные свойства легированных полупроводников. М.: Наука, 1979 А.С. Веденеев, А.Г. Гайворонский, А.Г.Ждан, А.Моделли, В.В.Рыльков, Ю.Я.Ткач. Письма в ЖЭТФ, 60(6), 457-461(1994). A.S. Vedeneev, A.G. Gaivoronskii, A.G. Zhdan, A. Modelli, V.V. Rylkov, Yu.Ya. Tkach. Appl. Phys. Lett., 64(19), 2566-2568(1994). Buttiker M. Phys.Rev.B. 41, 7906 (1990). В.А. Гергель, Р.А. Сурис, ЖЭТФ 75, 191 (1978). Е. З. Мейлихов, Р.М. Фарзетдинова, Письма в ЖЭТФ, 87, 568 (2008) E. Z. Meilikhov, R. M. Farzetdinova, Physics letters A, 372, 4641 (2008). V. N. Men’shov, V. V. Tugushev, S. Caprara, et al., Phys. Rev. B 80, 035315 (2009) V.N. Men’shov, V.V. Tugushev, S.Caprara, Eur. Phys. J. B 77, 337 (2010) M. V. Feigel'man, A. S. Ioselevich, ЖЭТФ письма 81, 341 -347 (2005); I. P. Zvyagin, R. Keiper, Philos. Mag. B 81, 9 (2001). Приложение: Содержание диссертации. Введение

Похожие:

	Основная образовательная программа магистратуры (далее магистерская... Общая характеристика магистерской программы «Физика конденсированного состояния» по направлению подготовки 03. 04. 02 «Физика»		Реферат по курсу: ''эдсс'' на тему: ''Магнитные материалы для микроэлектроники'' Необходимы магнитные материалы, прозрачные в оптическом и ик-диапазоне, обладающие большой коэрцитивной силой, намагниченностью насыщения,...
	Программа по формированию навыков безопасного поведения на дорогах... Последние получитли преимущественное распространение и называются моп- (металл-окисел-полупроводник) или мдп-транзисторами (металл-диэлектрик-полупроводник)....		Рабочая программа учебной дисциплины Федерального Государственного образовательного стандарта высшего профессионального образования (фгос впо) третьего поколения по направлению...
	Программа вступительных экзаменов в аспирантуру Укрупненная группа... ...		Рабочая программа дисциплины Компьютерные технологии в науке и производстве... Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования
	Программа вступительного экзамена в аспирантуру по специальности... Программа предназначена для поступающих в аспирантуру кафедры		Урок «Обобщение по теме «Металлы» Физика конденсированного состояния по физико-математическим наукам, утвержденной приказом Министерства образования и науки РФ №274...
	Рабочая программа дисциплины «история и философия науки» Физика конденсированного состояния, утвержденной приказом Министерства образования и науки РФ №274 от 08. 10. 2007 г., и учебным...		Рабочая программа учебной дисциплины «аморфные и микрокристаллические материалы» «Основы научных исследований», «Физика и химия конденсированного состояния/Теория электронного строения твердых тел», «Материаловедение...
	Радиационная стойкость системы вторичного электропитания космического... Физика конденсированного состояния по физико-математическим наукам, утвержденной приказом Министерства образования и науки РФ №274...		Покоев Александр Владимирович, профессор, доктор физико-математических наук рабочая программа Физика конденсированного состояния по физико-математическим наукам, утвержденной приказом Министерства образования и науки РФ №274...
	Рефераты №2-3-2014 С учетом комплексного влияния химического состава и способов обработки на магнитные и прочностные свойства стали были выбраны технологические...		Моделирование процесса конденсации инертных газов на поверхности... С 1 по 5 февраля в Томском государственном университете впервые проходят Дни науки: необычные лекции с применением эксперимента собрали...
	Урок «Агрегатные состояния вещества. Плавление и отвердевание» Цель: повторить и обобщить зун по теме «Агрегатные состояния вещества»; сформировать представления о фазе вещества и фазового перехода;...		Рабочая программа по внеурочной деятельности в начальной школе «Занимательная физика» Кружок «Занимательная физика» является одним из важных элементов структуры средней общеобразовательной школы наряду с другими школьными...