Магнитные нанокомпозиты и полупроводниковые структуры вблизи перехода металл – диэлектрик

• Автор: Аронзон, Борис Аронович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Улан-Удэ
• Количество страниц: 229 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
Введение
Глава 1. Индуцированный магнитным полем переход металл-диэлектрик в полупроводниках с крупномасштабным флуктуационным потенциалом.
1.1. Классический флуктуационный потенциал
1.1.1. Оптимальная флуктуация.
1.1.2. Структура оптимальной флуктуации.
1.1.3. Термодинамика электронов во ФП.
1.2. Квантовый флуктуационный потенциал
1.2.1. Оптимальная флуктуация.
1.2.2. Структура оптимальной флуктуации
1.2.3. Термодинамика электронов во ФП.
1.3. Критерии перехода
1.3.1. Поле перехода
1.3.2. Экспериментальные значения поля перехода
1.4. Свойства вещества в диэлектрической фазе. Классический флуктуационный потенциал
1.4.1. Гальваномагнитные свойства неоднородной среды в магнитном поле.
1.4.2. Результаты эксперимента
1.4.3. Особенности локализации электронов в бесщелевых полупроводниках.
1.5. Свойства вещества в диэлектрической фазе. Квантовый потенциал.
1.5.1. Качественные модели.
1.5.2. Результаты эксперимента. Гальваномагнитные свойства.
1.5.3. Холловский провал (Hall dip)
1.5.4. Электронная теплоемкость.
1.6. Особенности квантовых интерференционных эффектов в проводимости и андерсоновской локализации в полупроводниках с крупномасштабным флуктуационным потенциалом.
1.6.1. Особенности квантовых интерференционных эффектов в проводимости структур при наличии крупномасштабного флуктуационного потенциала.
1.6.2 Природа второго минимума магнитосопротивления.
1.6.3. Фазовая диаграмма состояния электронной системы в полупроводниках с крупномасштабным флуктуационным потенциалом.
Глава 2. Некогерентная мезоскопика и квантование кондактанса в МДП структурах с крупномасштабным флуктуационным потенциалом.
2.1 Макроскопическая мезоскопика
2.2 Квантование кондактанса в макроскопических структурах.
Глава 3. Свойства структур на основе разбавленных магнитных полупроводников.
3.1 Свойства и позиции, занимаемые атомами Мл в СаАь.
3.2 Какие магнитные атомы дают основной вклад в ферромагнитное упорядочение? ЭПР измерения свойств СсЮеАэг.'Мп.
3.3 Двумерные структуры на основе РМП
3.3.1. Зачем нужны двумерные структуры на основе РМП и первые попытки их исследования.
3.3.2. Структура двумерных квантовых ям с удаленным слоем Мп.
3.3.3. Характер электронного спектра носителей заряда в КЯ.
3.3.4. Электрофизические свойства
3.3.4.1 Температурная зависимость сопротивления и переход металл -диэлектрик
3.3.4.2 Температурная зависимость сопротивления и ферромагнитное упорядочение.
3.3.4.3. Аномальный эффект Холла
3.3.4.4. Магнетосопротивление и нормальный эффект Холла (Эффекты разупорядоченности).

Таким образом, Ех, Еу = const(z). В силу статистической однородности системы любая величина, будучи усреднена по z, не должна зависеть отх и у. Поэтому
Ех, Еу = const (46)
Физической причиной, приводящей к соотношению (46), является тот факт, что искажение силовых линий, вызванное одиночным включением, с ростом поля В все более вытягивается вдоль магнитного поля. При В —> со значение Ё в данной точке зависит от неоднородностей, очень далеко от неё расположенных в направлении z [23, 24]. Используя соотношение (46) и проводя усреднение соотношения jx = Оху Еу, получаем RHB - / = = <(oxy)i0C>'1 (это эквивалентно (41)). Таким образом, эффект Холла определяется средней по объему образца концентрацией носителей заряда. С физической точки зрения этот результат становится понятным, если представить образец в виде параллельно соединенных сопротивлений, соответствующих областям с высокой и низкой концентрациями носителей4. Ток, протекающий через такую область, обратно пропорционален ее сопротивлению, т.е. пропорционален концентрации носителей заряда: jtoc ос п1ос. Холловское поле EHi0C, определяется соотношением (44) и Ещос ccjloc/moc. Итак, холловское поле постоянно по образцу и определяется средними по объему значениями плотности тока и концентрации носителей заряда. Аналогичный результат получен для случая малой амплитуды неоднородностей авторами [20].
Вывод: В зависимости от напряженности магнитного поля можно выделить ряд областей, различающихся поведением компонент тензора сопротивления при изменении температуры и магнитного поля. В слабых
4) Параллельность соединений обеспечивается высокой проводимостью в направлении z. Анализ показывает,
что формулы (44) - (46) справедливы при (n,Ji„€» (d/L)6. Здесь d - размер ямы, L - среднее расстояние
между ними. Поскольку при В = Вг имеет место равенство L = d, существует область полей В > ВТ, где выражения (44) - (46) (а также (41)), справедливы.