СПИН-ПОЛЯРИЗОВАННЫИ электронный транспорт В ДВУХБАРЬЕРНЫХ ПОЛУМАГНИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ НАНОСТРУКТУРАХ

March 26, 2012 by admin Комментировать »

Белецкий Н. Н., Борисенко С. А. Институт радиофизики и электроники НАН Украины ул. Акад. Проскуры, 12, Харьков – 61085, Украина Тел. : 38 057 7448378; e-mail: beletski@ire.kharkov.ua

Аннотация – Рассмотрена возможность создания источников спин-поляризованного электронного тока с помощью двухбарьерной резонансно-туннельной полупроводниковой наноструктуры, состоящей из слоев полумагнитного полупроводника Zni.xMnxSe с различной концентрацией Мп.

I.  Введение

Развитие нового направления наноэлектроники, которое получило название спинтроника, настоятельно требует создания эффективных источников спин-поляризованного тока, управляемых с помощью внешних постоянных электрических и магнитных полей. Одним из возможных способов создания такого рода источников тока является использование двухбарьерных резонансно-туннельных структур, содержащих слои полумагнитного полупроводника [1-3]. Они позволяют осуществлять почти полную спиновую фильтрацию электронного тока. Это обусловлено наличием сильного обменного взаимодействия электронов проводимости с локализованными электронами магнитных ионов, входящих в состав полу- магнитных полупроводников. В докладе приводятся результаты теоретического исследования спин- поляризованного электронного тока через двухбарьерную резонансно-туннельную полупроводниковую наноструктуру, которая полностью состоит из слоев полумагнитного полупроводника Zni.xMnxSe с различной концентрацией ионов марганца. Изучены зависимости плотности и коэффициента спиновой поляризации электронного тока от приложенного напряжения смещения для различных значений величины внешнего постоянного магнитного поля.

II.  Основная часть

va-v

Рис. 2. Зависимость плотности полного тока Jt=Jj+Jfom напряжения смещения Va при В=1,2,3,4 Т.

Fig. 2. The dependence of the total current density Jt=Jj+Jton the bias voltage Va at B-1,2,3,4 T

При исследовании спин-поляризованного баллистического электронного транспорта в двухбарьерной резонансно-туннельной полумагнитной полупроводниковой наноструктуре основное внимание было уделено исследованию зависимости полной плотности электронного тока Jt через наноструктуру и его коэффициента спиновой поляризации Р от напряжения смещения Уа. В отличии от наноструктур, рассмотренных ранее в литературе [1-3], мы полагали, что наша наноструктура полностью состоит из слоев полумагнитного полупроводника Zni-xMnxSe с различной концентрацией x-s (/’= 1,…,5) Мп (Рис. 1). Наличие в полумагнитных полупроводниках обменного взаимодействия электронов проводимости с локализованными электронами магнитных ионов Мп вызывает гигантское спиновое расщепление уровней энергии электронов. В результате электроны со спинами, ориентированными вдоль магнитного поля (этому случаю соответствует спиновое квантовое число <jz=1/2 или сz =Т) и против него (<jz=-1/2

или сz =1) движутся в различных потенциальных

полях и имеют различные коэффициенты прохождения через резонансно-туннельную полумагнитную наноструктуру. При этом плотность электронного тока ./ становится зависящей от оz, и уже в сравнительно небольших магнитных полях можно получить практически 100% значение коэффициента спиновой поляризации электронного тока Р =          Потенциальный профиль зо

ны проводимости электронов со спином вниз изображен на рис. 1 сплошной линией (<jz =1), а потенциальный профиль зоны проводимости электронов со спином вверх – штриховой линией (<jz =t).

Growth direction

Рис. 1. Потенциальный профиль зоны проводимости электронов со спином вниз.

Fig. 1. The potential profile of the conduction band of the spin-down electrons

При проведении численных расчетов мы предполагали, что температура 7=4,2 К, /_у=/_з=5 пт, /_2=9 пт, х1=хз=х5=0,1, Х2=Х4=0,2. Эмиттер и коллектор наноструктуры считались легированными и энергия Ферми электронов в них считалась равной Ef= 10 meV.

На рис. 2 представлена зависимость плотности полного тока Jt=J4+Jt через наноструктуру от напряжения смещения Va для четырех значений магнитного поля 8=1,2,3,4 Т. Из него видно, что на зависимости Jt(Va) имеется два пика. Эти пики соответствуют резонансному прохождению электронов через наноструктуру. Резонансное прохождение имеет место всякий раз, когда спин-расщепленные уровни энергии электронов в квантовой яме, которые смещаются вниз по мере увеличения Va, лежат ниже Ef. Увеличение величины магнитного поля 8 оказывает существенное влияние на форму первого пика тока и на амплитуду второго пика.

va,v

Рис. 3. Зависимость коэффициента спиновой поляризации тока Р от Va при В-1,2,3,4 Т.

Fig. 3. The dependence of the spin polarization current coefficient P on Va at B-1,2,3,4 T

Зависимость коэффициента спиновой поляризации тока Р от напряжения смещения Va приведена на рис. 3 для указанных выше значений В. Из него видно, что Р существенно зависит от величины В и может достигать очень больших значений. Кроме того, при заданном значении В величину Р можно существенно изменять с помощью Va. В сравнительно небольшом магнитном поле (при 8=2 Т) в окрестности первого максимума тока Р«1,0, а в окрестности второго максимума тока Р«0,9.

III.  Заключение

Таким образом, электронный ток через двухбарьерную резонансно-туннельную наноструктуру, состоящую из слоев полумагнитного полупроводника типа Zni-xMnxSe, обладает высокой степенью спиновой поляризации. Это обусловлено как большим значением спинового расщепления уровней энергии электронов во внешнем постоянном магнитном поле, так и использованием полумагнитных контактов наноструктуры Степень спиновой поляризации тока можно изменять в широких пределах с помощью напряжения смещения. Полумагнитные двухбарьерные резонансно-туннельные наноструктуры могут использоваться для создания эффективных источников спин-поляризованного тока.

IV. Список литературы

[1]  EguesJ. С. Spin-Dependent Perpendicular Magnetotrans- port through a Tunable ZnSe/Zn^MnxSe Heterostructure: A Possible Spin Filter? Phys. Rev. Lett., 1998, Vol. 80, No.20, pp. 4578-4785.

[2]  Egues J. C., Gould C., Richter G., Molenkamp L W. Spin filtering and magnetoresistance in ballistic tunnel junctions, Phys. Rev. B., 2001, Vol. 64, 195319.

[3]  Slobodskyy A., Gould C., Slobodskyy Т., Becker Т., Schmidt Т., Molenkamp L W. Voltage-controlled spin selection in a magnetic resonant tunneling diode, Phys. Rev. Lett., 2003, Vol. 90, 246601.

SPIN-POLARIZED ELECTRON TRANPORT IN DOUBLE-BARRIER SEMIMAGNETIC SEMICONDUCROR NANOSTRUCTURES

Beletskii N. N., Borysenko S. A.

Institute of Radiophysics and Electronics National Academy of Sciences of Ukraine 12, Acad. Proskura St., Kharkov – 61085, Ukraine Tel: 057-7448378; e-mail: beletski@ire.kharkov.ua

Abstract – A possibility for creating spin-polarized electron current sources with the help of a double-barrier resonant- tunneling semiconductor nanostructure composed of semimag- netic semiconductor (Zni.xMnxSe) layers with different concentrations of manganese ions has been considered.

I.  Introduction

The development of a new line of investigation of the nanoelectronics, which is called spintronics, involves the creation of effective spin-polarized current sources controlled by means of external constant electric and magnetic fields. One of the possible ways for creating this sort of current sources is the use of doublebarrier resonant-tunneling structures containing of semimagnetic semiconductor layers [1-3]. They allow us to realize almost total spin filtering. This is stipulated by the presence of a strong exchange interaction between conductivity electrons and localized electrons of magnetic ions belonging to the semimagnetic semiconductors. The results of the theoretical study of a spin-polarized electron current through a double-barrier resonant-tunneling semiconductor nanostructure consisting of Zni_xMnxSe layers are represented in the paper. The dependences of the current density and spin-polarization coefficient of the electron current on the applied bias voltage have been investigated for different values of the external constant magnetic field.

II.  Main part

At the study of the electron current through the nanostructure the special attention has been given to the dependence of the total electron current density             and the current spin-

polarization coefficient P = (J± – J^)/(J± + J^) on the voltage

bias Va (here JCJz is the electron current density depending on

the electron spin <jz =±1/2 or crz=t,i). In contrast to the nanostructures considered in [1 – 3], we assume that the nanostructure consists completely of Zni_xMnxSe layers with the different Mn-ion concentrationsx7 (/= 1,…,5) (Fig. 1). The presence of an exchange interaction between conductivity electrons and localized electrons of manganese ions causes the Giant spin splitting of electron energy levels in the external constant magnetic field B. As a result the electrons with the spin directed along the field В and against it, move in different potential fields and they have different transmission coefficients through the nanostructure. The potential profiles of the conduction band of the spin-down and spin-up electrons are shown in Fig. 1 (the solid and dashed lines correspondingly). The numerical calculations of the dependences Jt (Va) (Fig. 2) and P(Va) (Fig. 3) are represented for four values of the magnetic field 8=1,2,3,4 T. The peaks on the dependence Jt (Va) correspond to the resonant electron transmission through the nanostructure. It is seen from Fig. 3 that P depends significantly on the value of В and it can run up to very high values. At the fixed value of В the current spin-polarization coefficient P can be changed considerably by means of the voltage bias Va.

III.  Conclusion

Thus the electron current flowing through a double-barrier resonant-tunneling nanostructure composed of Zni.xMnxSe- layers has a high level of the spin polarization. This stipulated by both a high value of spin splitting of electron energy levels and the use of semimagnetic contacts of the nanostructure. The level of the spin polarization can be changed over wide range with the help of the voltage bias. Hence the semimagnetic dou- ble-barrier resonant-tunneling nanostructures can be used for the creation of effective sources of spin-polarized current.

Аннотация – Теоретически исследован спектр краевых магнетоплазмонов в двумерном электронном газе, состоящем из конечного числа полос, расположенных на равном расстоянии друг от друга. Слаборазупорядоченность массива заключалась в том, что концентрация электронов в одной из полос (дефектной полосе) отличалась от концентрации электронов в остальных полосах.

I.   Введение

Краевые магнетоплазмоны (КМП) представляют собой коллективные возбуждения ограниченного двумерного электронного газа (ДЭГ) во внешнем постоянном магнитном поле и локализованные в окрестности его края. КМП в ДЭГ в форме полосы были теоретически исследованы в работе [1]. В этой работе было показано, что полоса ДЭГ поддерживает бесконечное число мод КМП, различающихся друг от друга распределением поля. С точки зрения практического приложения интерес представляет теоретическое исследование плазмонов в слаборазупоря- доченных периодических структурах, содержащих дефекты различного типа. Так, ранее плазмоны были исследованы в сверхрешетке, состоящей из слоев двумерного электронного газа [2], а также в массиве квантовых проволок [3]. Данная работа посвящена исследованию КМП в слаборазупорядоченном массиве полос ДЭГ, в котором концентрация электронов одинакова во всех полосах за исключением одной дефектной полосы.

II.   Основная часть

Рассмотрим систему, состоящую из конечного числа М полос ДЭГ, расположенных в плоскостях z=ld (1=0,…,М-1 – номер полосы, d – расстояние между соседними полосами) и помещенных в однородную диэлектрическую среду с диэлектрической постоянной е. Будем считать, что концентрация электронов N одинакова во всех полосах ДЭГ за исключением одной дефектной полосы (расположенной в плоскости z=pd), концентрация электронов в которой равна Л/d- Таким образом, двумерная концентрация в /-ой полосе ДЭГ может быть представлена как Ni=(Nd-N)Spi+N. Здесь <5Р| – символ Кронекера. Будем считать, что все полосы двумерного электронного газа имеют ширину 2а и занимают пространство а<х<а (при этом толщина полос в направлении z равна нулю). В то же время движение электронов в полосах в направлении у не ограничено. Мы считаем, что внешнее магнитное поле направлено перпендикулярно полосам ДЭГ вдоль оси z.

Дисперсионное уравнение для КМП в конечном массиве полос ДЭГ может быть представлено в виде:

Источник: Материалы Международной Крымской конференции «СВЧ-техника и телекоммуникационные технологии»

Оставить комментарий

микросхемы мощности Устройство импульсов питания пример приемника провода витков генератора выходе напряжение напряжения нагрузки радоэлектроника работы сигнал сигнала сигналов управления сопротивление усилитель усилителя усиления устройства схема теория транзистора транзисторов частоты