Спосіб визначення спінової поляризації приповерхневих електронів провідності феромагнетиків

Изобретение относится к области анализа материалов путем измерения магнитных свойств образцов и может быть использовано при изучении тонкой структуры поверхностной намагниченности с пространственным разрешением близким к атомарным. В качестве прототипа выбран способ регистрации спин-поляризации приповерхностных электронов с помощью сканирующего туннельного микроскопа (СТМ) [1]. Способ включает регистрацию туннельного тока при приближении острия зонда, выполненного из ферромагнитного материала на основе переходных металлов, к исследуемой поверхности из того же материала, затем перемагничивают острие зонда на противоположное направление и вновь измеряют туннельный ток . По полученным значениям определяют степень спиновой поляризации электронов проводимости по формуле где - величина туннельного тока до перемагничивания острия зонда, - после перемагничивания. Недостатком этого способа является наличие эффекта магнитострикции в процессе перемагничивания, что приводит к повышению гистерезисного шума, уменьшению резонансной частоты системы остриепьезоперемещатель, то есть снижение точности измерения. В основу изобретения поставлена задача усовершенствовать способ определения спиновой поляризации приповерхностных электронов в ферромагнетиках, в котором изменение поляризации излучения с правокруговой на левокруговую, которым облучают острие зонда, позволяет повысить точность измерения туннельного тока и за счет этого улучшить отношение сигнал-шум. Поставленная задача решается тем, что в способе определения спиновой поляризации приповерхностных электронов проводимости ферромагнетиков, включающий измерение туннельного тока электронов между исследуемой поверхностью из ферромагнитного материала на основе переходных металлов и острием зонда, согласно изобретению, острие зонда в виде кристалла из прямозонного полупроводникового материала облучают излучением, имеющим правокруговую или левокруговую поляризацию и энергию кванта h n ³ Eq, измеряют туннельный ток, затем изменяют поляризацию излучения на противоположную и повторно измеряют туннельный ток, а степень спиновой поляризации электронов проводимости определяют по формуле где - туннельный ток при облучении излучением с правокруговой поляризацией; І2 - туннельный ток при облучении излучением с левокруговой поляризацией; r 0 - степень поляризации неравновесных электронов проводимости острия. Способ обеспечивает повышение точности определения спиновой поляризации приповерхностных электронов в ферромагнетиках. Это обеспечивается тем, что между ферромагнетиком и полупроводниковым острием отсутствует магнитостатическое взаимодействие, а обменное взаимодействие минимально и не приводит к изменению вектора намагниченности поверхности. Туннельной ток СТМ зависит от расстояния острие-образец, значений работ выхода образца, острия, напряжения смещения острие-образец, плотности электронных состояний вблизи уровня Ферми. Последний из перечисленных факторов зависит от направления спинов электронов в ферромагнетике и может быть изменен в полупроводнике при облучении его оптическими квантами. В ферромагнитных материалах переходной группы металлов и их соединений ферромагнитные свойства объясняются обменным взаимодействием 3-d электронов, в результате этого взаимодействия возникает взаимная упорядоченность спинов и образец проявляет определенную намагниченность. Если рассматривать область одного домена, то в образце возникает выделенное направление - направление намагниченности этой области. Электроны 3-d оболочки в переходных металлах являются также электронами проводимости и образуют 3-d зону, которую можно представить в виде 2-х спиновых подзон для электронов со спином, направленным по направлению намагниченности и против. Обменное взаимодействие вызывает различие в энергии электронов с различным направлением спина, поэтому спиновые подзоны сдвинуты по энергии на измеримую величину (например, для Ni - десятые доли электрон вольта). -Из-за сдвига подзон оказывается, что плотность электронных состояний для электронов с различным направлением спина различны. При туннелировании электронов из острия в образец из-за этого различия туннельный ток оказывается частично поляризованным. Для регистрации степени поляризации туннельного тока применяется полупроводниковое острие с неравновесными носителями, возбужденными поляризованными по кругу излучением. В качестве полупроводника берется прямозонный полупроводник, например, арсенид галлия. В прямозонном полупроводнике в дисперсионной зависимости Ε = =Е (к), где Ε - энергия, к - волновой вектор, пропорциональный квазиимпульсу, минимум зоны проводимости находится над максимумом валентной зоны при к = 0. Для GaAs ширина запрещенной зоны между min и max Ε (к) составляет Eq = 1,52 эВ. При поглощении излучения электроны из валентной зоны могут перейти в зону проводимости. При этом должны выполняться фундаментальные законы сохранения: закон сохранения энергии, закон сохранения момента импульса и закон сохранения импульса. Импульс фотона чрезвычайно мал по сравнению с квазиимпульсом электрона даже на границе зоны Бриллюэна, поэтому если во взаимодействии участвуют 2 частицы -электрон и фотон, то электрон осуществляет практически вертикальный переход на диаграмме Ε E(k), изменяя свой волновой вектор на незначительную величину. В прямозонном полупроводнике он оказывается на дне энергетической ямы и может существо вать в этом состоянии достаточно длительное время, называемое временем жизни г. Если же полупроводник не прямо-зонный, электрон попадает не в минимум зоны проводимости, находится в неустойчивом состоянии и переходит в min зоны проводимости, взаимодействуя с другими квазичастицами, например, фононами. В непрямозонных полупроводниках возможно также трехчастичные процессы фото возбуждения с участием фонона, что приводит к значительному перераспределению конечного состояния электронов и не зависит от поляризации излучения. Выбор прямозонных полупроводников обосновывается необходимостью осуществления в основном двухчастичных взаимодействий фотон-электрон. Закон сохранения энергии требует, чтобы длина волны излучения соответствовала ширине запрещенной c зоны полупроводника Eq £ h , где h - постоянная Планка, с - скорость света. При увеличении длины волны l А возбуждение электронов не будет осуществляться, при значительном уменьшении - будут генерироваться сильно неравновесные носители с малым временем жизни в исходном возбужденном состоянии. Закон сохранения момента импульса требует учесть орбитальный момент электрона, спин электрона, спин фотона и разрешенные их комбинации при взаимодействии. Расположение электронных состояний при к» 0 определяется волновой функцией электрона. А для зоны проводимости волновая функция симметрична и орбитальный момент электрона равен нулю, т.е. характер волновых функций имеет S-характер. Так как спин электрона по абсолютной величине равен то магнитное квантовое число m может принимать 2 значения Потолку валентной зоны соответствуют волновые функции электронов, дающие абсолютное значение момента импульса L = 1. Это соответствует Р-характеру волновых функций. В соответствии с правилами отбора, в квантовой механике проекция момента импульса на выделенное направление может принимать 3 значения L2 = ±1,0. Складываясь с проекцией орбитального момента сила электрона дает следующие комбинации магнитного квантового числа :3/2, причем уровни с m= ±1/2 двукратно вырождены. Из-за спин-орбитального взаимодействия это вырождение снимается за счет того, что уровень, соответствующий L = 0 лежит намного ниже по энергии DΕ. Для GaAs DΕ = 0,34 эВ. Таким образом, в невозбужденном полупроводнике электронные функции соответствуют шести состояниям, а при возбуждении имеется Два состояния. Фотон обладает спином, равным 1, т.к. он относится к бозонам. В линейно поляризованном свете есть одинаковая вероятность обнаружить фотон как в состоянии проекции спина +1 на направление распространения, так и в состоянии - 1. В поляризованном по кругу излучении состояние проекции спина фотона определено полностью и соответствует или +1 или-1 в зависимости от направления вращения вектора поляризации. При двухчастичном взаимодействии невозбужденного электрона в полупроводнике и фотона исходное и конечное состояние системы должно соответствовать разрешенным состояниям, а само взаимодействие должно происходить с учетом закона сохранения момента импульса. Поэтому, если оптическое излучение поляризовано по кругу, электрон не во всяком исходном состоянии будет участвовать во взаимодействии. Схема возможных электронных переходов представлена на диаграмме. Сплошной линией указаны возможные переходы при возбуждении светом с правой (6+), а штриховой - левой (6-) поляризацией (см. чертеж). Вероятность или интенсивность перехода каждого типа определяется матричным элементом перехода, рассчитанным по правилам квантовой механики. Для рассматриваемой системы вероятность переходов с уровней Р3/2, m =-3/2: Р3/2, m - -1/2: Р1/2, m = -1 /2 относится как 3:1:2. Так что, если во взаимодействии будут участвовать все уровни Р3/2 и Р1/2. то количество электронов, перебрасываемых на верхний уровень с m = -1 /2 и m = 1 /2 будет одинакова и одинаковой будет вероятность обнаружить электрон со спином в одну или другую сторону. Но если использовать излучение с энергией Eq £ h n