Стартовая Предметный указатель Новости науки и техники
Новости науки и техники
Тенденции развития искусственного интеллекта
Несомненно, все те, кому интересны новые технологии - ждут новостей о создании более современного и досконального искусственного интеллекта. Хотелось бы отметить, что по мере развития когнитивных технологий, подобные цели будут воплощаться еще быстрее. Реализация этих идей - сможет найти себя в реальной жизни Далее...

AI

магнетосопротивление

МАГНЕТОСОПРОТИВЛЕНИЕ - изменение удельного сопротивления r проводника (металла, полуметалла, полупроводника) во внешнем магн. поле Н. Количественно М. характеризуется скалярной величиной2560-148.jpg М.- чётное гальваномагнитное явление. Классич. М. обусловлено искривлением траекторий носителей заряда (для определённости электронов проводимости) под действием магн. поля. Мерой искривления может служить отношение характерного размера траектории в магн. поле (напр., радиуса кривизны rдлине свободного пробега электрона l. Это отношение можно представить в виде отношения Н/Н0, где H0=cp/el (p - импульс электрона, е - его заряд). При2560-149.jpg как продольное (ток 2560-150.jpg ), так и поперечное 2560-151.jpg магнетосопротивление2560-152.jpgпорядка (H/H0)2, т. е. магнетосопротивление мало. При 2560-153.jpg искривление траекторий существенно, и магнетосопротивление велико. При 2560-154.jpg расстояние между Ландау уровнями электрона в магн. поле становится больше, чем тепловое размытие (kT)уровней и квантование движения электронов существенно влияет на магнетосопротивление (подробнее см. в ст. Гальвано магнитные явления).

Аномальное магнетосопротивление. В ряде веществ наблюдается значительное магнетосопротивление при 2560-155.jpg , знак которого может быть как положительный, так и отрицательный. Такими веществами являются, напр., ферро- и антиферромагн. металлы. Причины этого, как правило, внешние по отношению к электронам: при 2560-156.jpg исчезает доменная структура, уменьшается плотность магнонов и др.

В немагнитных проводниках аномальное М., как правило, обусловлено квантовыми эффектами в движении электронов, вклад к-рых определяется соотношением между длиной волны де Бройля электрона 2560-157.jpg и длиной его свободного пробега l. При2560-158.jpg (высокая концентрация примесей, высокая темп-ра) электронные состояния становятся локализованными (см. Андерсоновская локализация), т. е. квантовые эффекты приводят к исчезновению проводимости. В хороших проводниках 2560-159.jpg и проводимость 2560-160.jpg определяется Друде формулой:

2560-161.jpg

где N - концентрация электронов. Квантовые эффекты в этом случае приводят к малым поправкам в ф-ле Друде, к-рые, однако, существенно зависят от магн. поля Н. Поправки обусловлены интерференцией электронных состояний с состояниями, "обращёнными во времени", и важны для электронных траекторий с самопересечениями (рис. 1, см. Интерференция состояний). Фазы, "набираемые" электронными волновыми ф-циями (в отсутствие поля Н)при прохождении электроном замкнутого участка траектории по и против часовой стрелки, равны (2560-162.jpg ). Поэтому интерференц. слагаемые в выражении для вероятности возврата в точку 0 велики, т. е. дают такой же вклад, как и классические. В итоге интерференция приводит к затруднению диффузии электрона из точки А в точку В и является причиной локализации и, следовательно, убывания 2560-163.jpg, т. е. роста2560-164.jpg. Можно показать, что интерференц. вклад в а зависит от размерности пространства d:

2560-165.jpg

Здесь 2560-166.jpg , где D - коэф. диффузии электронов, 2560-167.jpg - время "сбоя" фазы волновой ф-ции электрона (время фазовой релаксации), в течение к-рого электронное состояние можно считать когерентным. Величина 2560-168.jpg определяется неупругими процессами и в общем случае не совпадает со временем релаксации энергии (короче него). Величина 2560-169.jpg имеет смысл макс. размера траекторий, на к-рых возможна интерференция состояний. Двумерная ситуация соответствует неравенству 2560-170.jpg, где а - толщина образца. Т. к. , то переход от трёхмерной к двумерной ситуации 2560-171.jpg и соответствующий размерный эффект квантового вклада в сопротивление возникают при 2560-172.jpg . Наиб. ярко локализац. эффекты проявляются при d=2 (плёнки, инверсионные слои), где интерференц. вклад в а растёт с ростом2560-173.jpg

Отрицательное магнетосопротивление. При наличии магн. поля фазы, набираемые электронными волновыми ф-циями при распространении по и против часовой стрелки, становятся различными2560-174.jpg Поэтому отрицательный интерференц. вклад в проводимость 2560-175.jpg уменьшается по величине, т. е. 2560-176.jpg вырастает, а сопротивление 2560-177.jpg убывает - возникает о т-рицательное магнетосопротивление. В магн. поле разность фаз 2560-178.jpg интерферирующих волновых ф-ций становится равной 2Ф/Ф0, где Ф - магн. поток, пронизывающий траекторию электрона, а2560-179.jpg- квант магнитного потока .Поле 2560-180.jpg, при к-ром подавление интерференц. вклада становится существенным 2560-182.jpg , имеет порядок:

2560-183.jpg

(v - скорость электрона, 2560-184.jpg - характерная площадь траектории). Из (3) видно, что 2560-185.jpg . Изменения проводимости s в области 2560-186.jpg приближённо равны:

2560-187.jpg

2560-181.jpg

В трёхмерном случае эффект не зависит от угла между H и j; в двумерном отрицат. магнетосопротивление анизотропно. Наиболее яркие проявления интерференц. эффектов - осцилляции сопротивления многосвязных образцов в магнитном поле - аналог Ааронова - Бома эффекта (рис. 2).

2560-188.jpg

Рис. 2. Зависимость сопротивления R полого цилиндра из Li от магнитного поля S, параллельного оси цилиндра; сплошная кривая - данные эксперимента, штриховая - теоретическая.

Влияние спиновых эффектов. При рассеянии электрона на немагн. примесях, дефектах или поверхности образца из-за спин-орбитального взаимодействия подавляется когерентность между 2 сопряжёнными волновыми ф-циями в триплетном канале (полный спин 1), в то время как когерентность в синглетном канале (полный спин 0) сохраняется. Рассеяние на магн. примесях, приводящее к перевороту спина, подавляет когерентность в обоих каналах. Интерференц. слагаемое, соответствующее синглетному каналу, входит со знаком, противоположным бесспиновому случаю. Подавление этого вклада магн. полем соответствует аномальному положит. М. Поле 2560-189.jpg, характеризующее его, можно получить из оценки (3) заменой 2560-190.jpg , где 2560-191.jpg . Здесь2560-192.jpg- частота актов магн. рассеяния.

Влияние энергетического спектра носителей. К аномальному положит. М. могут привести и особенности энергетич. спектра носителей заряда. В нек-рых полупроводниках 2560-193.jpg валентная зона 4-кратно вырождена в центре зоны Бриллюэна. В результате возникает 4 интерференц. вклада, каждый из к-рых характеризуется своим временем фазовой релаксации. При сильной деформации, снимающей вырождение валентной зоны, положит. аномальное М. меняется на отрицательное.

Межэлектронное рассеяние усложняет описанную картину. С одной стороны, межэлектронное рассеяние даёт вклад во время фазовой релаксации 2560-194.jpg (в ряде случаев определяющий). С др. стороны, оно является источником специфич. квантовых вкладов, чувствительных к магн. полю: взаимодействие флуктуации плотности электронов и образование электронных пар (аналогичное сверхпроводящему спариванию). Магн. поле влияет на эти процессы по-разному. В частности, возникает М. в полях 2560-195.jpg . Появление такого масштаба обусловлено тем, что энергии двух интерферирующих электронных состояний различаются на величину порядка 2560-196.jpg;. соответственно, скорость рас-фазировки порядка2560-197.jpg. При учёте спиновых эффектов появляются также вклады, характеризующиеся зависимостью 2560-198.jpg от Н при 2560-199.jpg (2560-200.jpg - магнетон Бора, g - фактор спектроскопич. расщепления).

Т. о., аномальное М. характеризуется разнообразными зависимостями от магн. поля. Исследование этих зависимостей в сочетании с изучением классич. магнетосопротивления и температурных зависимостей магнетосопротивления позволяет определить такие характеристики электронов в проводниках, как энерге-тич. спектр, механизмы релаксации, константы межэлектронного взаимодействия, времена фазовой и спиновой релаксации и др.

Лит.: Альтшулер Б. Л. и др.. Об аномальном магнетосопротивлении в полупроводниках, "ЖЭТФ", 1981, т. 81, с. 768; А1tshu1еr В. L. и др., Coherent effects in disordered conductors, в кн.: Quantum theory of solids, Moscow, 1982; Bergmann G., Weak localisation in thin films, a time - of-flight experiment with conduction electrons, "Phys. Repts", 1984, v. 107, p. 1; Altshuler B. L., Aronov A. G., Electron-electron interaction in disordered-systems, в кн.: Electron-electron interactions in disordered conductors, Amst., 1985; Lee P. A., Ramakrishnan T. V., Disordered electronic systems, "Rev. Mod. Phys.", 1985, v. 57, p. 287.

Ю. M. Галъперин.

  Предметный указатель