ЖЭТФ, 2021, том 160, вып. 6 (12), стр. 903-911

МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЕ МАГНИТНЫХ

НАНОКОМПОЗИТОВ ВБЛИЗИ ПОРОГА ПЕРКОЛЯЦИИ

В СИЛЬНЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ

Е. А. Фадеевa*, М. А. Шахов^b, Е. Лахдерантаa**, А. Н. Талденков^c,

А. Л. Васильев^c,d, А. В. Ситников^e, В. В. Рыльков^c,f , А. Б. Грановский^f,g

^a Технологический университет Лаппеенранты

53850, Лаппеенранта, Финляндия

^b Физико-технический институт имени А. Ф. Иоффе

194021, Санкт-Петербург, Россия

^c Национальный исследовательский центр «Курчатовский институт»

123098, Москва, Россия

^d Московский физико-технический институт (МФТИ)

141701, Долгопрудный, Московская обл., Россия

^e Воронежский государственный технический университет

394006, Воронеж, Россия

^f Институт теоретической и прикладной электродинамики Российской академии наук

125412, Москва, Россия

^g Физический факультет Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова

119991, Москва, Россия

Поступила в редакцию 15 июля 2021 г.,

после переработки 15 июля 2021 г.

Принята к публикации 23 августа 2021 г.

Представлены результаты экспериментального исследования высокополевого магнитосопротивления

(МС) нанокомпозитов Co-SiO2, Co-LiNbO3, CoNbTa-SiO2 с концентрациями металлической фазы,

близкими к порогу перколяции. Исследуемые нанокомпозиты выращены методом ионно-лучевого рас-

пыления на подложке ситалла при температуре, не превыщающей 80^◦C. Намагниченность измерена с

помощью сверхпроводящего квантового интерферометра в диапазоне 4.2-300 К. Поперечное МС измере-

но в диапазоне 4.2-300 К в импульсных магнитных полях до 20 Тл с длительностью импульса 11-12 мс.

В сильных магнитных полях для нанокомпозитов с составами в непосредственной близости к порогу

перколяции дополнительно к отрицательному МС обнаружено линейное положительное МС. Данный

эффект объяснен влиянием эффекта Зеемана на высоту туннельного барьера. Показано, что необычная

анизотропия МС нанокомпозита Co-LiNbO3 связана с особенностями его структуры.

DOI: 10.31857/S0044451021120129

композитов и манганитов (см. работы [1, 2] и ссыл-

ки в них) вызвало значительный интерес, так как

это явление не находило объяснения в рамках из-

1. ВВЕДЕНИЕ

вестных механизмов магнитосопротивления (МС) в

Обнаружение линейного положительного магни-

магнитных материалах [1, 2], которое, как правило,

отрицательно и анизотропно в полях меньше поля

тосопротивления (ЛПМС) в сильных полях в це-

лом ряде ферромагнитных металлов, соединений,

насыщения. Обнаруженный эффект ЛПМС изотро-

пен, не показывает признаков насыщения в полях

^* E-mail: egor.fadeev@lut.fi

до 60 Тл и выше, а значит, его можно использо-

^** E. Lähderanta

903

Е. А. Фадеев, М. А. Шахов, Е. Лахдеранта и др.

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

вать для создания магнитных сенсоров сильных и

как магнитных гранул, так и диэлектрических мат-

сверхсильных полей. В химически однородных объ-

риц. В импульсных магнитных полях МС измеря-

емных магнетиках и тонких парамагнитных плен-

лось вплоть до температуры 4.2 К. Развитая в рабо-

ках эффект ЛПМС не был обнаружен [1], он присущ

те [2] теория модифицирована для случая составов

только неоднородным магнитным материалам, будь

на металлической стороне от ПМД с логарифмичес-

то напыленные поликристаллические тонкие плен-

ким законом температурной зависимости сопротив-

ки ферромагнитных металлов (Ni, Fe, Co) или маг-

ления.

нитные нанокомпозиты [1, 2]. Как правило, величи-

на ЛПМС не превышает 0.001-0.01 % · Тл-1, однако

в плохо проводящих пленках Ni c добавлением SiO₂

2. ЭКСПЕРИМЕНТ

может достигать 0.1 % · Тл-1 [1].

Пленки нанокомпозитов Co-SiO₂, Co-LiNbO₃,

Имеет ли ЛПМС универсальный характер, т. е.

CoNbTa-SiO₂ толщиной 1.7 мкм были получены

является ли следствием одного и того же механиз-

ионно-лучевым распылением составных мишеней на

ма, проявляющегося в сильнонеупорядоченных маг-

ситалловые подложки при температуре 80^◦C. Дета-

нетиках, остается неясным. В работе [1] ЛПМС свя-

ли изготовления, определение элементного состава и

зывается с влиянием эффекта Зеемана на квантовые

структурная аттестация не отличаются от подробно

добавки к сопротивлению, обусловленные элект-

описанных в работах [3, 4]. Концентрация металли-

рон-электронным взаимодействием. Однако, как от-

ческих гранул изменялась в широких пределах —

мечают сами авторы, этот механизм не позволя-

от металлической вплоть до концентраций, соот-

ет объяснить величину эффекта, и, кроме того,

ветствующих ПМД. Намагниченность измерялась с

ЛПМС имеет место и в системах без каких-либо

помощью СКВИД-магнитометра («Quantum Design

указаний на вклад квантовых добавок к сопротивле-

MPMS-XL7»). Температурные зависимости удель-

нию. В работе [2] предложен другой механизм, кото-

ного сопротивления были измерены стандартным

рый связывает ЛПМС с влиянием эффекта Зеема-

четырехзондовым методом в температурном диапа-

на на высоту туннельного барьера для спин-поля-

зоне 50-300 К. МС измерялось в импульсных маг-

ризованного туннелирования. Этот механизм доста-

нитных полях до 20 Тл с симметричным («полусину-

точно универсален, так как туннелирование имеет

соидальным») импульсом длительностью 11-12 мс.

место в островковых и поликристаллических плен-

Для исключения паразитного сигнала, вызванного

ках, в нанокомпозитах с составом вблизи порога

изменением магнитного поля (dB/dt), использова-

перколяции, в двойниковых структурах и т. д. В

лись специальные аппаратные и программные сред-

работе [2] для этого механизма в рамках моде-

ства (см. детали в работе [5]).

ли Инуе - Маекавы туннельного МС гранулирован-

Для исследования структурных особенностей

ных сплавов [3] получено простое выражение для

были приготовлены поперечные сечения получен-

ЛПМС, которое позволило на качественном уровне

ных структур с помощью фокусированного ионного

объяснить полученные экспериментальные данные

пучка Ga⁺ в электронно-ионном микроскопе «Helios

ЛПМС нанокомпозитов (Co₄₀Fe₄₀B₂₀)_x(SiO₂)100-x

NanoLab^TM 600i» (Thermo Fisher Scientific, США).

и (Co₈₄Nb₁₄Ta₂)_x(Al₂O₃)100-x [2]. Однако модель

Изображения высокого разрешения были полу-

Инуе - Маекавы справедлива для нанокомпозитов

чены с помощью просвечивающего/растрового

ниже перехода металл-диэлектрик (ПМД), у ко-

электронного микроскопа «Tecnai Osiris» (Thermo

торых температурная зависимость сопротивления

Fisher Scientific, США) при ускоряющем напряже-

описывается активационным законом ln ρ ∝ T-1/2

нии

200

кэВ, снабженного энергодисперсионным

(«T1/2»), тогда как для изученных нанокомпозитов

рентгеновским спектрометром «Super-X» (Bruker,

ρ ∝ lnT («lnT») [2]. Как правило, закон «lnT» спра-

США) и высокоугловым кольцевым темнопольным

ведлив для составов выше ПМД (x = x_c), но ниже

детектором (Fischione, США).

порога перколяции (x = x_p) и соответствует режиму

проводимости «грязного металла» при сильной тун-

нельной связи между гранулами. Кроме того, экс-

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

перименты работы [2] были выполнены только при

T > 65 К.

Петли гистерезиса изученных образцов пред-

В настоящей работе продолжен поиск и изуче-

ставлены на рис. 1. Смыкание петель гистерези-

ние ЛПМС в нанокомпозитах, для чего изготовлены

са происходит в магнитных полях H

≈ 2-3 кЭ,

новые составы, в которых варьировался материал

но при низких температурах, и в сильных полях

904

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

Магнитосопротивление магнитных нанокомпозитов...

Рис.

2. (В цвете онлайн) Поперечное МС образца

(Co)x(SiO2)100-x при x = 65 ат. %

Рис.

3. (В цвете онлайн) Поперечное МС образца

Рис. 1. (В цвете онлайн) Магнитные петли гистерезиса

(CoNbTa)x(SiO2)100-x при x = 58.5 ат. %

изученных образцов при разных температурах и ориента-

циях. На вставке те же кривые представлены в измененном

масштабе

При T

4.2

К ЛПМС образцов Co-SiO

и CoNbTa-SiO₂ составило соответственно 0.03 и

0.06 % · Тл-1, что по порядку величины согласует-

ся с результатами работ [1,2]. В пленках Co-LiNbO₃

рост намагниченности продолжается за счет нали-

при T = 50 К величина ЛПМС меньше примерно

чия суперпарамагнитных гранул и диспергирован-

на порядок. Нам не удалось измерить МС образца

ных в диэлектрической матрице магнитных ионов

Co-LiNbO₃ при T < 50 К в силу резкого возрас-

[3, 6]. В магнитных полях меньше поля насыщения

тания сопротивления при понижении температуры.

(H_sat ≈ 2-4 кЭ) МС отрицательно и резко возраста-

Для обсуждения и анализа полученных данных мы

ет синхронно с полем, однако и при H > H_sat оно

модифицировали теорию, разработанную в работе

продолжает возрастать, что типично для туннель-

[2], и учли различия в структуре, магнитных свойст-

ного МС при наличии суперпарамагнитных гранул

вах и проводимости изученных нанокомпозитов.

(рис. 2-4). ЛПМС было обнаружено только при низ-

Как уже отмечалось во Введении, для составов

ких температурах (рис. 2-4).

наногранулированых пленок вблизи ПМД (x ≈ x_c)

905

ЖЭТФ, вып. 6 (12)

Е. А. Фадеев, М. А. Шахов, Е. Лахдеранта и др.

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

ЛПМС, основанное на влиянии эффекта Зеемана на

величину туннельного барьера, которое при низких

температурах принимает вид

Δρ(H)

ρ(H) - ρ(H = 0)

ρ(0)

ρ(H = 0)

√

μ_BH

λC

=ξ

(4)

U-EF (0) kBT

где C = sE_C , k_B — постоянная Больцмана, а энер-

гия Ферми зависит от приложенного магнитного по-

ля:

E_F (H) = E_F (0) - ξμ_BH.

(5)

Здесь ξ — параметр, характеризующий смещение

уровня Ферми, по порядку величины равный спи-

— магнетон Бора. Пара-

новой поляризации P , а μ_B

Рис.

4. (В цвете онлайн) Поперечное МС образца

метр

(Co)x(LiNbO3)100-x при x = 49 ат. %

√

λ=

(U - E_F (0)),

ℏ²

возможны два режима проводимости. Первый ре-

√

(6)

жим (x ≤ x_c) имеет место, когда средний туннель-

λ(H) =

(U - E_F (0) + ξμ_B H)

ℏ²

ный кондактанс между соседними гранулами (G_t)

меньше кванта проводимости (G_q

= 2e²/h), т.е.

характеризует затухание волновой функции тунне-

g = G_t/G_q < 1, и тогда проводимость туннельно-

лирующего электрона в барьере высотой U-E_F (0).

го типа описывается законом «T1/2»:

Для второго режима кондактанс принимает вид

)1/2

⁽T₀

g(H) ∝ (1 + P²m²) e-2λ(H)s,

(7)

ln σ ∝

(1)

где m — относительная намагниченность, которая в

Второй режим (x_c ≤ x ≤ x_p) характерен для на-

насыщении равна 1 [9]. Уровень Ферми смещается

нокомпозитов с g = G_t/G_q ≫ 1, с сильной туннель-

под влиянием эффекта Зеемана (5). Используя со-

ной связью между гранулами и при несколько боль-

отношения (2), (5)-(7), мы получаем выражение для

шей концентрации металла, чем в первом режиме.

ЛПМС при H > H_sat:

Второй режим описывается логарифмическим зако-

[

]

Δρ(H)

μ_BH

λs

⁽gE_C )

ном «ln T » [5, 7]:

=ξ

-1 .

(8)

ρ(H)

U - E_F(0) 2πDg

k_BT

(

)

gE_C

σ(T ) = σ₀

(2)

Оба выражения, (4) и (8), дают примерно одну и ту

2πDg

k_BT

же величину, но различающиеся температурные за-

где σ₀ — проводимость нанокомпозита при доста-

висимости ЛПМС. Для a ≈ 3 нм, s ≈ 1 нм, D = 3

точно высокой температуре, когда эффектами ку-

и ϵ_d ≈ 3.75 (для SiO₂) имеем E_C ≈ 51.5 мэВ, и то-

лоновского взаимодействия можно пренебречь, D —

гда при U-E_F = 1.0 эВ и g = 1.0 получаем, что при

размерность системы. Энергия кулоновской блока-

T = 4.2 К ЛПМС Δρ(H)/ρ(0) ≈ 0.01%·Тл-1. Сто-

ды представлена в виде

ит подчеркнуть, что при втором режиме это мак-

симальная величина ЛПМС при U-E_F = 1.0 эВ и

e²s

E_C =

(3)

g = 1.0, так как мы положили ξ = 1, что подразуме-

ϵ_da² (1/2 + s/a)

вает 100-процентную спиновую поляризацию. При

где a — диаметр гранул, s — ширина туннельного

U-E_F = 0.1 эВ и при тех же остальных парамет-

зазора, ϵ_d — диэлектрическая проницаемость мат-

рах ЛПМС увеличивается примерно в 3.3 раза, то-

рицы [8].

гда как при U-E_F

= 0.1 эВ и g = 10 получаем

Δρ(H)/ρ(0) ≈ 0.1 % · Тл-1.

Для первого режима в работе [2] в рамках

Представленные в работе [2] значения ЛПМС

модели Инуе - Маекавы получено выражение для

при T

= 65 К для нанокомпозитов CoFeB-SiO₂

906

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

Магнитосопротивление магнитных нанокомпозитов...

Рис. 5. Температурные зависимости удельного сопротивления нанокомпозита Cox(SiO2)100-x. Данные описываются за-

коном ln ρ ∝ T-1/2 в левой колонке и законом ρ ∝ ln T в правой. Черные сплошные линии — линейная аппроксимация

и CoNbTa-Al₂O₃ характеризуются логарифмиче-

300 К, чем при низких температурах. Для объясне-

ским законом температурной зависимости сопротив-

ния этой аномалии надо учесть, что вблизи ПМД

ления «ln T » и лежат в диапазоне Δρ(H)/ρ(0) ≈

возможно образование контактирующих гранул и

≈ 10-4-10-3 %· Тл-1. Эти значения также соответ-

агрегатов, для которых существенно не только тун-

ствуют расчетам, полученным с помощью выраже-

нельное МС, но и отрицательное МС за счет по-

ния (8). Отметим, что никаких признаков наличия

давления магнитного беспорядка в гранулах. По-

квантовых поправок для нанокомпозитов в работе

следний вклад может быть сравним по величине

[2] не было обнаружено, что исключает предложен-

с туннельным МС и растет с повышением темпе-

ный в работе [1] механизм ЛПМС.

ратуры из-за роста спиновых флуктуаций. Данные

электронной микроскопии нанокомпозитов подтвер-

3.1. (Co)_x(SiO₂)100-x

ждают наличие таких агрегатов. Более того, в этом

композите содержание металла больше, чем в дру-

ЛПМС было обнаружено только при x

гих нанокомпозитах вблизи порога перколяции, что

= 65 ат. %, его значение составило 0.03 % · Тл-1

косвенно подтверждает наличие агрегатов. Также в

(см. рис. 2). Температурные зависимости удельного

полях, меньших поля насыщения при низких темпе-

сопротивления изученных нанокомпозитов пред-

ратурах, возможен и положительный вклад в МС

ставлены на рис. 5-7. Для (Co)_x(SiO₂)100-x при

за счет эффекта магнитной блокады [9], который

x = 65 ат.%, закон «lnT» описывает данные лучше,

уменьшает отрицательное МС при низких темпера-

чем закон «T1/2» (рис. 5). Нетрудно увидеть из

турах.

наклона кривых 1/2πDg на рис. 5, что для этого

состава g ≈ 1 при D = 3, однако, как отмечалось в

3.2. (CoNbTa)_x(SiO₂)100-x

работе [3], для рассматриваемой модели величина

2D равна числу ближайших гранул (Z), между

Для нанокомпозита (CoNbTa)_x(SiO₂)100-x при

которыми возможно туннелирование, т. е. для

x = 58.5 ат.% содержание металла меньше, чем в

неупорядоченного случая D < 3. Поэтому g > 1

предыдущем образце, и проводимость хорошо опи-

для состава с x = 65 ат. %, и можно использо-

сывается законом «ln T » (рис. 6). Изменение концен-

вать выражение (8), которое корректно описывает

трации диспергированных в диэлектрической мат-

полученные результаты.

рице ионов и материала ферромагнитных гранул

Данные, приведенные выше на рис. 2, свидетель-

могло изменить величину туннельного барьера и

ствуют о том, что отрицательное МС больше при спиновую поляризацию, что и привело к увеличе-

907

10*

Е. А. Фадеев, М. А. Шахов, Е. Лахдеранта и др.

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

Рис. 6. То же, что на рис. 5, но для (CoNbTa)x(SiO2)100-x

Рис. 7. То же, что на рис. 5, но для (Co)x(LiNbO3)100-x

нию ЛПМС до Δρ(H)/ρ(0) ≈ 0.06 % · Тл-1. Эта ве-

= 4.2 К и не наблюдается уже при T = 10 К, хо-

личина является наибольшей из всех для исследо-

тя выражения (3) и (8) не предсказывают такой

ванных нанокомпозитов.

сильной температурной зависимости. Действитель-

но, изучаемые нанокомпозиты изготовлены при по-

Следует отметить, что ЛПМС, согласно пред-

вышенной температуре подложки (80^◦C), что отли-

ложенному механизму, чрезвычайно чувствитель-

чает их микроструктуру, а следовательно, и маг-

но к концентрации диспергированных магнитных

нитные свойства от исследованных ранее в рабо-

и немагнитных ионов в туннельных зазорах, так

те [2]. Например, намагниченность нанокомпозита

как, с одной стороны, они могут уменьшать высоту

(Co)_x(SiO₂)100-x насыщается при T = 2 К в поле

туннельного барьера, но, c другой стороны, изме-

H ≈ 4 кЭ, но при больших значениях поля намаг-

няя диэлектрическую проницаемость матрицы, по-

ниченность продолжает расти (см. рис. 1), что ука-

нижать энергию кулоновской блокады, а также при-

зывает на возрастание отрицательного туннельного

водить к отсутствию насыщения намагниченности и

вклада в МС. На фоне этого увеличения положи-

МС в сильных полях. По-видимому, это и являет-

тельный вклад в МС становится неразличим. Таким

ся причиной того, что ЛПМС в (Co)_x(SiO₂)100-x и

образом, основной причиной, из-за которой ЛПМС

(CoNbTa)_x(SiO₂)100-x имеет место только при T =

908

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

Магнитосопротивление магнитных нанокомпозитов...

неразличимо при T > 4.2 K, является сильный кон-

курирующий отрицательный наклон кривых МС в

сильных полях за счет наличия суперпарамагнит-

ных гранул и диспергированных ионов.

3.3. (Co)_x(LiNbO₃)100-x

Проводимость нанокомпозита Co-LiNbO₃ не

подчиняется ни логарифмическому закону, ни

закону «T1/2» (рис. 7), тем не менее на рис. 4 видны

признаки положительного МС в сильных полях.

ЛПМС при 50 К составляет порядка 10-3 %· Тл-1,

что сравнимо со значениями ЛПМС в наноком-

позитах CoFeB-SiO₂ и CoNbTa-Al₂O₃, но ЛПМС

нанокомпозита Co-LiNbO₃, в отличие от ранее

исследованных образцов, анизотропно. Продольное

МС (магнитное поле ориентировано вдоль плоско-

сти пленки) больше по величине, когда магнитное

поле ориентировано перпендикулярно направлению

тока. Кроме того, когда магнитное поле перпен-

Рис.

(В цвете онлайн) МС нанокомпозита

дикулярно направлению тока, продольное МС

(Co)x(LiNbO3)100-x при x

49.4

ат. % и разных

отличается от поперечного (рис. 8). Оба факта не

ориентациях магнитного поля относительно плоскости

наблюдались в рассмотренных выше нанокомпози-

образца и направления тока: кривые 1 и 1^′ — магнитное

тах и в работе [1]. Будет логично связать эти факты

поле параллельно как плоскости образца, так и направле-

с особенностями микроструктуры нанокомпозита

нию тока; 2 и 2^′ — поле параллельно плоскости образца

и перпендикулярно току; 3 и 3^′ — поле перпендикулярно

Co-LiNbO₃, рассмотренными ниже.

как плоскости образца, так и току. Кривые без штриха

Результаты исследования нанокомпозита Co-

для T = 300 К, со штрихом — для T = 50 К

LiNbO₃ методами ПЭМ/ПРЭМ (просвечивающий

электронный микроскоп/просвечивающий раст-

ровый электронный микроскоп) представлены на

рис. 9. Вблизи границы раздела (Co)_x(LiNbO₃)100-x

с подложкой ситалла формируется нанокомпозит

с колоннообразной структурой. Структура состоит

из гранул кобальта, вытянутых преимущественно в

направлении роста нанокомпозита с латеральным

размером в плоскости пленки до 5-8 мкм (рис. 9в).

Вертикальный рост гранул продолжается примерно

до

нм, после чего колоннообразные гранулы

начинают загибаться (рис. 9). Выше слоя наноком-

позита с колоннообразной структурой (толщиной

около

100

нм) формируется аморфно-кристал-

лический нанокомпозит, состоящий из округлых

Рис. 9. Светлопольное ПРЭМ-изображение поперечного

наночастиц размерами

5-30

нм, разделенных

среза пленки (Co)x(LiNbO3)100-x (x = 49 ат. %) на под-

аморфной прослойкой. Как показали исследования

ложке ситалла (слева). Справа вверху (A) представлено

методом ПЭМ высокого разрешения вместе с энер-

темнопольное ПЭМ-изображение, полученное в режиме

годисперсионным рентгеновским спектрометром

конусного освещения с диафрагмой, установленной в обла-

(спектры не представлены здесь), кристаллические

сти диффузного фона, поэтому аморфная прослойка меж-

частицы состоят в основном из Co, а прослойка —

ду кристаллическими частицами Со выглядит светлой.

из аморфного LiNbO₃. Необходимо отметить высо-

Справа внизу (B) — светлопольное ПРЭМ-изображение об-

кую дефектность частиц Co, содержащих дефекты

ласти границы раздела. Отчетливо видны удлиненные зер-

на, формирующиеся от границы раздела

упаковки и двойники, что типично для наночастиц

Co. Надо сказать, что подобная колоннообразная

909

Е. А. Фадеев, М. А. Шахов, Е. Лахдеранта и др.

ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021

структура в нанокомпозитах не является исклю-

позитах вблизи порога перколяции при низких

чением и наблюдалась нами и ранее в случае

температурах и в полях выше поля насыщения

нанокомпозита (CoFeB)_x(LiNbO₃)100-x с гранулами

наблюдается линейное положительное МС. В на-

CoFe, вытянутыми в направлении роста наноком-

нокомпозитах (Co)_x(SiO₂)100-x (x

= 65 ат.%) и

позита до 10-15 нм и с латеральным размером

(CoNbTa)_x(SiO₂)100-x (x = 58.5 ат.%) с сильной

2-4 нм [10,11]. Однако стоит отметить, что пленки

туннельной связью между гранулами, приводящей

нанокомпозита (CoFeB)_x(LiNbO₃)100-x однородны

к логарифмической зависимости сопротивления

по толщине и подчиняются логарифмическому

от температуры, ЛПМС при T

= 4.2 К соста-

закону температурной зависимости сопротивления

вило соответственно 0.03 % · Тл-1 и 0.06 % · Тл-1.

[10, 11]. Анизотропия роста, по-видимому, связа-

Развитая теория ЛПМС для таких нанокомпози-

на с образованием дополнительной равновесной

тов, основанная на влиянии эффекта Зеемана на

фазы кобальтита лития LiCoO₂ и, как следствие,

высоту туннельного барьера при спин-зависящем

с проявлением необычных эффектов нуклеации.

туннелировании, позволяет на качественном уровне

Изображения высокого разрешения с последующим

объяснить экспериментальные данные. МС на-

анализом с помощью быстрого преобразования

нокомпозита (Co)_x(LiNbO₃)100-x (x

= 49 ат.%)

Фурье показали, что гранулы Co в нижней части

анизотропно, а ЛПМС при T

= 50 К составило

пленки не соответствуют кубическому Co.

порядка 10-3 % · Тл-1, что связано с образованием

Наличие плотноупакованных гранул в нижней

колоннообразной структуры на начальной стадии

части пленки (Co)_x(LiNbO₃)100-x и крупных час-

роста этих пленок.

тиц в верхней ее части определяет ферромагне-

тизм структуры и анизотропию МС. Как видно на

Финансирование. Работа выполнена при

рис. 9, межгранульные зазоры в верхней части плен-

частичной финансовой поддержке Российского

ки довольно большие (примерно 5 нм), так что за-

фонда фундаментальных исследований (грант

ведомо не выполняется сильная туннельная связь

№19-07-00471) и Академии Финляндии (гранты

между гранулами. В этих условиях в проводимости

№№ 333805, 318405).

будет доминировать прыжковый перенос по лока-

лизованным дефектам аморфной матрицы, опреде-

ляемый обычно законом Мотта «T1/4». Для ниж-

ЛИТЕРАТУРА

ней части нанокомпозита с вытянутыми гранула-

ми существенным оказывается так называемое косое

1. A. Gerber, I. Kishon, I.Y. Korenblit, O. Riss, A. Se-

gal, M. Karpovski, and B. Raquet, Phys. Rev. Lett.

туннелирование с последующим транспортом элек-

99, 027201 (2007).

тронов вдоль цепочек вытянутых гранул [7]. Про-

водимость этой относительно небольшой прослой-

2. M. Blinov, M. Shakhov, V. Rylkov, E. Lähderanta,

ки может быть сравнима или даже выше прово-

V. Prudnikov, S. Nikolaev, A. Sitnikov, and A. Gra-

димости изотропной части нанокомпозита. Поэтому

novsky, J. Magn. Magn. Mater. 469, 155 (2019).

суммарная проводимость структуры не описывается

ни законом «T1/2», ни логарифмическим законом.

3. V. V. Rylkov, S. N. Nikolaev, K. Yu. Chernoglazov,

V. A. Demin, A. V. Sitnikov, M. Yu. Presnyakov,

Наличие большой диэлектрической проницаемости

A. L. Vasiliev, N. S. Perov, A. S. Vedeneev, Yu. E. Ka-

аморфного LiNbO₃ (ϵ_d ≈ 50 [12]) уменьшает энер-

linin, V. V. Tugushev, and A. B. Granovsky, Phys.

гию кулоновской блокады и, как следствие, умень-

Rev. B 95, 144202 (2017).

шает возможную величину ЛПМС при туннелиро-

вании между гранулами в нижнем слое, в том числе

4. V. V. Rylkov, V. A. Demin, A. V. Emelyanov,

за счет шунтирующего действия верхнего слоя. Та-

A. V. Sitnikov, Yu. E. Kalinin, V. V. Tugushev, and

ким образом, наблюдаемые особенности поведения

A. B. Granovsky, in Novel Magnetic Nanostructures,

МС в данном нанокомпозите в значительной степе-

Elsevier (2018), pp. 427-464.

ни определяются особенностями его структуры.

5. E. Lähderanta, M. Guc, M. Shakhov, E. Arushanov,

and K. Lisunov, J. Appl. Phys. 120, 035704 (2016).

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

6. В. В. Рыльков, А. В. Емельянов, С. Н. Никола-

ев, К. Э. Никируй, А. В. Ситников, Е. А. Фадеев,

Наряду с отрицательным МС, связанным со

В. А. Демин, А. Б. Грановский, ЖЭТФ 158, 164

спин-зависящим туннелированием, в наноком-

(2020) [JETP 131, 160 (2020)].

910