§45. Спін-залежний транспорт в системах з сильними електронними кореляціями

В системах із сильними електронними кореляціями або значною спін-орбітальною взаємодією у зовнішньому електричному полі існує як давно відоме явище переносу заряду, так і порівняно недавно відкрите явище переносу спінів електронів. Це явище отримало назву спін-залежного транспорту та лягло в основу нової галузі електронної техніки, що має назву спінової електроніки. Суттєві успіхи в дослідженні спінового транспорту та пов’язані з ними перспективи його застосування в мікроелектроніці стимулюють велику кількість робіт як з фундаментальних досліджень, так і з практичного застосування цього явища [35]. Проводяться дослідження із застосування зазначених ефектів для створення спінових фільтрів, діодів та транзисторів, що керуються магнітним полем, пристроїв для запису та обробки інформації тощо [36].

Явище спінового транспорту найбільш чітко проявляється і має досить прозоре пояснення у напівпровідникових гетероструктурах з одним чи декількома потенціальними бар’єрами, що утворені тонкими напівпровідниковими прошарками з магнітними домішками. Спінова поляризація електронів поза бар’єром зумовлена залежністю коефіцієнта проходження через потенціальний бар’єр від висоти і форми бар’єру, які є різними для електронів з різними проекціями спіну. Висота бар’єру, а отже і спінова поляризація електронів, може керуватись зовнішнім магнітним полем. Напівпровідникові гетероструктури, в яких потенціальний бар’єр утворений прошарком з феромагнітного напівпровідника, характеризуються майже 100 % спіновою поляризацією. У випадку товстого феромагнітного прошарку величина спінової поляризації в гетероструктурі визначається величиною поляризації в самому прошарку та релаксацією поляризації електронів в процесі їх розсіяння після виходу з феромагнітного прошарку. Однак основним недоліком таких гетероструктур є низька температура Кюрі (значно нижче кімнатної) феромагнітного напівпровідникового прошарку, що робить їх малопридатними для масового використання.

Ступінь спінової поляризації у феромагнітних металах є значно меншою. За даними літературних джерел вона не перевищує 10% [37]. У той же час, для деяких феромагнітних напівметалів ступінь спінової поляризації наближається до її значень для феромагнітних напівпровідників [38]. При цьому, температура Кюрі для феромагнітних металів та напівметалів значно більша від температури Кюрі феромагнітного напівпровідника. У зв’язку з цим дослідження електронної структури та спін-залежного транспорту в системах з сильними електронними кореляціями на основі перехідних металів та їх сплавів, що характеризуються порівняно високою температурою Кюрі, є актуальною задачею.

В якості прикладу для дослідження спінового транспорту в залежності від напруженості зовнішнього магнітного поля оберемо сплав Fe_0,5Co_0,5.

На рис.45.1 представлені сумарна електропровідність системи ( _zz sum) (рис.45.1а) і різниця внесків у неї електронів зі спінами спрямованими проти й уздовж напрямку напруженості зовнішнього магнітного поля (Δ _zz =  _zz -s – –  _zz s) (рис.45.1б) в залежності від величини поля.

Можна бачити, що при зростанні напруженості магнітного поля величина Δ _zz немонотонно змінюється, що пов’язано з зеєманівським зсувом енергетичних зон для електронів з різною спіновою поляризацією (див. рис.45.2)

Як видно з рис.45.2, основний внесок в електропровідність дають електрони в стані з проекцією спіна, орієнтованою проти напрямку зовнішнього поля (Δ _zz >0). Це викликано тим, що в зовнішньому магнітному полі власні магнітні моменти електронів орієнтуються переважно уздовж поля.

Рис.45.1. Залежність електропровідності сплаву Fe_0,5Co_0,5 від величини напруженості зовнішнього магнітного поля.

Рис.45.2. Енергетична залежність густини електронних станів сплаву Fe_0,5Co_0,5 для різних значень зовнішнього магнітного поля.

При нульовому зовнішньому магнітному полі умовні парціальні густини станів задовольняють рівностям

, . (45.1)

Густини станів для електронів з проекцією спіна уздовж і проти напрямку поля будуть однакові . На рівні Фермі густина електронних станів для електронів з різною орієнтацією спіна відносно напрямку магнітного поля теж буде однаковою. В результаті цього, електрони з різною орієнтацією спіна відносно магнітного поля будуть давати однаковий внесок в електропровідність. У випадку, коли напруженість магнітного поля не дорівнює нулю, рівності (45.1) не виконуються. На рівні Фермі густина електронних станів стає різною для електронів з різною орієнтацією спіна відносно напрямку зовнішнього магнітного поля. Спіни електронів переорієнтуються таким чином, щоб локалізований магнітний момент на вузлах решітки був спрямований уздовж поля. Густина електронних станів на рівні Фермі, спін яких зорієнтований протилежно напрямку магнітного поля (власні магнітні моменти орієнтовані уздовж поля) стане вище, ніж густина станів електронів із протилежно орієнтованими спінами.

Необхідною умовою існування ефекту спінового транспорту є наявність кулонівської щілини в енергетичному спектрі електронів (рівень Фермі лежить в області щілини).

При сильних зовнішніх магнітних полях більшість електронів має спінову поляризацію проти напрямку поля, що визначає їх основний внесок в ефект спінового транспорту, і приводить до збільшення сумарної електропровідності невпорядкованої системи (внаслідок збільшення ступеня магнітного порядку). Зазначений ефект спінового транспорту може бути використаний у приладах мікроелектроніки для зміни спінової поляризації електронів за допомогою зовнішнього магнітного поля.