Ферроны, магнитные дефекты и фотомагнетизм в магнитных полупроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

ЙССГ.02СКЯЙ ОРДЕН» ЛЕНИИА. ОРДКНЛ OittRSPbCKOí! РЕВОЛЮЦИЯ ,'! СКЛЕИЛ ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЛИДМЕИ!! ГОСУМГСТЭЕШШЯ УНИВЕРСИТЕТ кн. ¡I. й. иоксиосоаа

!1а прбла^ рунспгся УДК *33а. 13:53?. 311. зз

ПОЛЕПЬПЛКОВ Айснсангр .''гсропич

îEPPCtlll. НДГ!!!!Т1!1Й ДЕФЕКТЫ it. tOTO!Uri!ST)13a 2 ¡игпитиьа ПОЛУПРОВОДНИКАХ

01.04.11 - фазяха магнитных лсйаичй

Автореферат дкссортаця» па сояскаимо учоиоЯ степоия ка;:дг£ата фязгко-натсяаглчасиж: наук

Лозкга 1031

РсЗотй еупоянрн» оо испсоазпан научно-кссполоввтапьскзн прооктно-конструкторской к тскнологвчоснон спституто исто'шзког тока

НяучкыО руковаянталы доктор фаз«ко-натскатичоскяк наук, профессор Э.Л.НАГАЕВ

Офяияалькыа оппоненты! доктор физкко-яйтянатЕчвсна* наук. с¥Е?згЗ научны! сотрук»к А. Б. Грановский.

канаг£%т фгзнно-кптематкческвх наук,

стсраз2 научим! сотруянан а, барабанов

Вовуная органмацвя: Квствтут атомнйЗ эиоргяя «н- И- П. Курчатова

1091 Г.

. Занята «кссертаияи состоится в /ЯА& часов на »»солаиш» спвцвалвэкроаанизго саво.-а * 3 0«ТТ (К 003. 00. 77) в ИГУ «к. N. В. Ломоносов» по пдрвсу: Ш»ЗМ, ГСП. Москва. Лвнкнскяо гори, КГУ. ф»авчвсикВ факультет, ауеаторв*

С д> :сартац«е» ио»ио ознакомиться в СвЗлкотоко фязвчесиого факультете КГУ км. и. в. Ломоносова.

Ааторвферат разослан

Зс?' 1031

г

I.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность_твнц. Магнитные полупроводник* сочетают в себе нагниткыо свойства магнетиков с электрическим* свойствами полупроводников, причем их электрические свойства сильно влияют на магнитные к наоборот. Из-за такого взаимного влияния в магнитных полупроводниках становятся возможным« новые физические явления, отсутствуювие в других материалах.

Одной из характерных особенностей магнитных полупроводников является гетерофазная автолокализация электронов проводи-кости в них. Автолокалиэованное состояние электрона, названное феррониык, было подробно исследовано в анткферромагнитных (АФК) и ферромагнитных (ФК) полупроводниких. Большой интерес продста-вллет также исследование условий существования и характеристик ферронных состояний к в других системах.

В примесных магнитных полупроводниках весьна важную роль играют нагнкто-прхкесныв состояния носителе* -.ока, которые представляют собой локализованные ферроны. Они проявляются как в 'электрических, так к в магнитных свойствах этих материалов. Например, в частично компенсированных магнитных полупроводниках становится возможным механизм электропроводности посредством прыжков электронов с одного допорного уровня на другой. В силу указанной специфики примесных состояний при рассмотрения такого кех&низка необходимо учитывать ферронные эффекты.

С другой стороны, поскольку кеионизяроваиные доноры и акцепторы являются магнитными дефектами, они существенно впилют Iii кагннтнов упорядочение. Проблема влияния таких дефектов на магнатное упорядочение явкяетск часть» более оСоей проблемы 'эляяняя дефектов на фазовые перекоды <«П). Несмотря на большое количество piöoT, nocnitaemtajc этану вопросу, он esse далек от рсаэняя. В частности, нот удовлетворительных расчотов сдвига тенпоратуры перехода за счет сильных дефектов, продставляюяих собой никрообласти с сильно повьаеннык обменным взвпноавЯстияем нежду магнитными атонамя.

3 последнее вроня появилось множество экспорнмеятавьиыя работ по фотомагнятныя явлениям в магнитных полупроводниках. 3 ряду этпх явленай особыЗ интерес представляют фотоиндуцнроган-fjjo СП. При[щ!шяаль!10'е отдачяе Таких СП от обычных состоят а топ, что онз происходят а тсрмодакамнчоски неравновесных уело-

вкях. Для описания таких переходов нельзя использовать термодинамический потенциал к нельзя говорить об особенностях ого производных в точке перехода. Поэтому актуальной являете» проблема построения теории фотоиндуцировашшх ФП в магнитных полупроводниках, учитывающей неравновесность процесса.

Целью_работы_явл»лось:

1. Исследование ферронных состояний в различных магнитных полупроводниковых системах, не исследованных ранее.

2. Исследование состояния электрона донора и кинетхкк прыжковой проводимости по примеси в полярном магнитном полупроводнике.

3. Исследование влияния дофентоо на магнитный 4>Г1.

4. Исследование фотоиндуцированних СП и <Ж полупроводниках как существенно неравновесных процессов.

Научная_новизна_»-.практ11чвская_ценность_работы:

В диссертации впервые рассмотрена возможность автолокали-эацни носителей тока, находящихся в поверхностной зоне проводи-кости А1Н полупроводника, путем создания на его поверхности ФН кикрообластя (поверхностный фаррон).

Впервые определены условия реализации и параметры феррон-кых состояний в синглетных ферро- и антиферроиагнатхках.

Исследованы состояния электрона донора в поляризуемом магнитном полупроводнике и кинетика прыжковой подвижности по прк-меси в нем.

Впервые вычислена температура Кюри н парамагнитная восприимчивость ферромагнетика с сильными магнитными дефектами.

Впервые исходя из первых принципов разработаны основы кинетической теории фотоиндушрованкых *П в «И полупроводниках.

Впервые в рамках микроскопической модели пра произвольных кнтенсивностях света оценена величина сдвига температуры Кюри как за счет свободных фотоэлектронов, ток к за счет захваченных на дефекты, а также найдены особенности скорости производства энтропии в точке фотоиндуцмрованного «П.

Результаты, полученные в диссертации, позволяют объяснить ряд уже известных экспериментальных фактов. Кроне того, предсказаны новые явления, что ставит перед экспериментаторами новые задачи. Теоретические исследования диссертации могут быть использованы в качестве научной основы для разработка новых приборов.

- s -

Основныеполиженхч. _новизна_которых_зааяааатся

вработо:

1. Условия существования поверхностны* форроноа гораздо более благоприятны. чем объемных. Их образование происходит в аптжферронагнотхках с температурой Нееля в насколько раз сыне той, при которой реализуются объемные фсрроны; в отлхчяо от объемных ферронов. образование поверхностных ферронов из свободных (Юсягв.чоЯ на требует знергня активация.

2. Оерронныо состояния а схнглетных магнетиках хмеят особенности, существенно отличающие их от (форронов в обыччых ферро- к антиферромагквтхках-

aj «орронные состояния в сянгяетнон ферромагнетике ногут С-ыть стабильным« я лря Г-О. Есл* величина межатомного обмена близка к крятжчгсксй iт.е. к той. начиная с котарой п кристалле па.чаяг.ягся хндуцхроааюзде кештомшх обменом кононты! ора T-Q феррокл стабхльни при любых величинах s-d-o6«<Sii£.

5} П сянглетном полупроводнике с ЛОМ кежатомиым обменом между блхжайгаана соседями область автолокалязацв« носителя тока о обшон случае разбивается на дне части: <SM упорядоченнуп область с пзкеякюпеЗся веяхчхиоВ хононтов и ненояякнеарнуч авухиогресоточнуга область с лосгояиной длиной момонтоэ поврошо-том к язмзмяющияе« углом нажду жх направпенхями.

' 3. Tip я исследовании яокалязоранных состояний электронов 7Ста1ГОВлвно. что рапхус орбиты электрона локера а полярном пр-ргиагнитнои крхстагхяе как функция температур« имеет минимум; ■нгергчя актяваяяа прдасхоьой подвявноста по донорной прхпвса зяоот «агнятяув составляющую, убывающую с ростом температуры.

5. Сдвхг ферромагнитной х парамагнитное оемперагур Кюри яз-за сальных нагнхтних дефектов происходит по существенно жао-v.y закону, чем из-за слабых дефектов:

а) Яр* достаточно волыэой схлэ хагихтгалс дефектов в феррэ-пагнотвке, обусловленный этхми дефектами сдвхг точка Кор* зависят от мх cxjm, а определяется только их разнерама.

б) Температурная зависимость обратной парамагнитной вос-грххмчхвоств а случае сильных дефектов аллрокеаихруотся двумя яаяейпымя участкалх с разными значениями парамагнитной температуры top а.

3. Исхода аз первых прхняжпов построена кинетическая тэо-ряя фотояяязщароэанных -ФП для рааяяствчосжой модели ФИ полупро-

- б

воднкка.

п) В приближений самосогласованного поля получено кинетическое уравнение для параметра порядка.

6) Построен неравновесный аналог термодинамического потенциала - синергетический потенциал. Доказано, что ого минимумы соответствуют устойчивым стационар™« решениям кинетического уравнения.

.в) Получены выражения для тонпоратуры Кюри н величин скачков в точке Кюри производных от скорости производства знтропик по температуре, частоте м интенсивности света, справедливые прк произвольных интонсипностях.

6. Предложена микроскопическая модель, позволяыиая учость роль дефектов при фотоиндуцированных 4П в *М полупроводниках. Сделан вывод о том, что фотосдвиг температуры Кюри за счет фотоэлектронов, .локализованных на дефектах, может превосходить сдвиг за счет свободных фотоэлектронов.

Апробацкя_работц. Результаты исследования, вошедшие в диссертацию, докладывались и обсуждались на 8 Всесоюзных конференциях, симпозиумах и совещаниях. Кроме того, были сделаны доклады на семинарах в *ИАН СССР х на физическом факультете НГУ Им. И.В.Ломоносова.

Публикации. По материалам диссертации опубликовано в научных работ, список которых приведен в конце автореферата.

Структура_и_.обьем_диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы, содержащего 103 наименовании. Диссертация изложена на 118 страницах и содержит 4 рисунка.

II. СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Ьо_введении обосновывается актуальность темы диссертации, сформулированы цель работы к основные положения, выносимые на защиту.

В_перво>„главе диссертации дан обзор теоретических а экспериментальных работ по исследуемым в дальнейшем вопросам.

В разделе 1.1 обсуждается основная модель теории магнит-рых полупроводников • й-<3-модель Вонсовского.

В разделе 1. 2 дан обзор исследований фарронных состояние а магнитных полупроводниках. Очень многие свойства магнитных

полупроводников объясняются тон, что благодаря s-d-обкону энер-гяя электрона проводимости a них минимальна при насыщенном W упорядочен» коненгов магнит них атомов * поднямвегсл при его разрушения. Поэтону электроны проводимости стремятся установить и поддержать ОН упорядочение. Если кристалл антифорромагнятен. то пря малых концентрациях элактрони провсдяиостя ne могут повлиять на состоят» кристалла s целой, однако все же можно получить выигрил в энергия. веля электроны сосредоточатся в <пко1-то части кристалла в установят тан *Н упорядочение. Так. отдельный электрон в ш г.с-пупроводнико может создсть «Я кякрообласть и автолокавяэопатч« я Hal. Пря этом airparu эпаргвв па переворот спиноп нагпятшие атомов и повьетенаа квиетической энергия электрона из-за локализации компенсируется хыягризон в энергяя s-d-обиека. Комплекс "электрон * созданная ям мякрооблвсть другой фазы* называется ферронон. Очевидно. но форрониае состояния могут ряасязопаться « а других магнитных полупроводниковых систолах, где магшггноо упорядочение в отсутствие электронов проводимости но является «гасывеншт ( например, в ферромагнетиках гра коночгадзе температурах).

а раэгзяэ 1.э рассматриваются состоянии электронов. яска-~ааоса:!!глх ira прикосяз о магнит««« полупроводниках. Яоигзпязо-iîï прянее« зяоктран ocyneciвгясг косззн5ал8 M обкрп мрл-Zf н&гиаттжв атокакл в обкаста сэосЯ локалчзвяаа. 3 роэульта-то, D окрсстнзств такого дефекта сталепь С-Я лорядяа него. тол я ■тэозгон по «фкегалпу ! ррепп случая ферроетагнотака сра T-QJ. Но-такса состоякзв мокко рассматривать кз* лоюлжзозгсасо

" ippCiUICO-

."3 s -ая о5зер йксигрэкеятааьга« фаотоз а

V .»"icksr ггрз^стсвзчппЗ по фотговэдуккровакютяу МагЕгаТЕЗку. Поя я-эягяяас.сз язнгпетгаэ саоЗста кагнетвзгеа. Евооасзоа езэтея. ^n-c-ss-Ktiry, ггаябоетта aMwurrBisiatï меггакззд вешкша света ta узгрздочеяя« а »аигшггюцЕ паеуЕрстедкжквж - это »ïÏkiîi -se-pea liotosasanpsca*. Прячем. наряду со саабокзпст *лтоэяФгпр®гажз» в кгачч когут rpia^naib участие п Сатоэлсктрсга.

?гс:сс«ат"р»эгяетео вег^осад, я» яссявдовагж»

• ......t п ......:•'

При наличии поверхности в электронном спектре кристалла иноетсл поверхностная (таммовская) зона, состояния которой характеризуются экспоненциальным затуханием волновых функций вглубь кристалла. Если дно поверхностной зоны лежит существенно ниже дна объемной, то поверхностное ферроннов состояние носителя формируется из состояний первой из них. Этот факт количественно описывается выведенным в разделе 2. 1 эффективным "поверхностный* гамильтонианом модели, учитывающим только поверхностные состояния электрона.

Исходя из эффективного гамильтониана, в разделе 2. 2 с помощью вариационного метода получено достаточное условие стабильности автолокализованного ферронного состояния на поверхности ДФМ полупроводника:

г 111 В1 < 0.41(АБ/2 )' Я"1 [1 - ехр(-2о:а)]1 (X)

где I - интеграл межатомного обмена, г - число ближайших соседей, 8 - величина спина магнитных атомов, X - интеграл 8-сЗ-обмана. и - ширина объемней зоны проводимости, . «о - обратная длина затухания волновых функций состояний поверхностной зоны, а -постоянная решетки. Из сравнения условия (1) с соответствующим условием для объемных ферронов следует, что образование поверхностных ферронов может происходить в антиферромагнетиках с температурой Неоля Т^ а _ 2(2И/А311" раз выше, чек образование объемных- При значениях параметров Н • О э|1 и АЭ - 1 эВ этот множитель . 5 и поверхностно ферроны возможны в ДФМ полупроводниках с Т( . 70 К.

Из рассмотрения процесса образования поверхностного ферро-на из свободного носителя в поверхностной зоне сделан вывод о том, что если образование поверхностного феррона вообще возможно, оно происходит без преодоления потенциального барьера. Этвм поверхностный феррон качественно отличается от объемного.

В разделе 2.3 доказывается возможность принесной прыжковой подвижности носителей со значительной энергией активации. Обычно активированная подвижность приписывается поляронам малого радиуса, но здесь их существование не предполагается. Имеется в виду проводимость по примеси в частично компенсированном полупроводнике. Там часть электронов доноров может перейтк на акцепторы, в результата чего появляются свободные доноркыэ уровни и становятся возможными прижги электрона с донора на донор. Как и

а случае поляроиа малого радиуса, перемощение вместе с олвктрэ-рон поляризации решетки приводит к появлению энергии активации подвижности носителей тока.

В магнитных полупроводниках кроме поляризационного торможения прыжков электрона существует еще дополнительное магнитное торможение. Оно обусловлено, с одно! стороны, понижением примесного уровня электрона за счет з-й-обкена (при этом уменьшается радиус электронной орбиты, а его температурная зависимость в «Н Н парвмагнитшх кристаллах характеризуется наличием минимума), о с другой - уменьшением интеграла перехода электрона между дефектами из-за того, что при таком переходе спин электрона мокнет направление в пространстве. Магнитное торможение рассчитано для случая парамагнитного кристалла. Получается, что вклад в энергию активация прыжковой подвижности, обусловленный г-с'-обморок, с ростом температуры уменьшается.

В_третьей_главе исследуются ферроны в магнетиках с сингло-ткым основным состоянием магнитных атомов и кристаллическом поле как при ФН, так и при АЗД межатомном обмене (разделы 3. 1 к 3. 2). Специфика феррончых состояний а сикгг.аткых магнетиках состоит о том, что электрон там может одноврекенно менять ориентацию а величину атомных моментов. Кроне того, синглетный магнетик характеризуется дополнительным параметром т), пропорциональным отношению межатомного обмена к величине кристаллического поля.При л>1 и ч<-1 происходит магнитная поляризация сингпеткых атомоо за счет «Н и АФМ межатомного обмена соответственно. В окрестности ФП по п синглетный магнетик обладает аномальной чувствительностью к внешним воздействиям, в тон числе к к нали-«|пв электрона проводимости.

Используемая и диссартгции модель скиглотиого кагкатнка идентична неделя кристалла с анизотропией типа легкая плоскость при величина момента магнитных атонов равной I. С помочь» ва-ргтг.цнокного метода получено условие стабильности феррона в син-гяотиом магнетике:

(Н/2г Юг/1 д'"* < УсО): »1 - (2г1)/П, (2)

где В - перанетр кристаллического поля. Функция получен-

ная чзеленно, имеет в точко ч-1. т.о. в точка СП по ФН межатомному обмену особенность типа Л-чГ1/1. При удаления п обе стсрокы от точка функция монотонно убывает, стремясь

и нулю прх Указанное повеление *с(л) приводит к тому, что

при любих значениях остальных параметров системы всегда существует область значений величины п в окрестности п-1. где феррон-ное состояние стабильно. Это происходит потому, что в сикглетжш ферромагнетике при из-за аномально большой восприимчивости

заметная магнитная поляризация синглетных атомов происходи» прг калоЗ степени локализации электрона, и, следовательно, заметны; выигрыш в энергии а-й-обмона получается при м&лом проигрыио в кинетическсй энергии электрона.

При ЛФН межатомном обмене между ближайшими соседями область локализации электрона имеет характерную магнитную струн* туру. В общем случао она разбивается на две части: центральную ФМ область с изменяющейся величиной моментов атомов и периферийную неколлхкеарную двухподрешеточкую область с постоянно! длиной нононтов лодрешеток и изменяющимся углон между их направлениями.

В разделе 3.3 исследовано влияние локализованных ферронов на синглеткые ферромагнетики вблизи точки перехода в упорядоченное состояние. Это влияние аналогично исследованному ранее влиянии магнитных примесей на схнглетные ферромагнетики.

Исследование влиянии на систему внеонего магнитного поля, направленного вдоль легкой плоскости, показывает, что при любой знаке межатомного обмена с ростом поля энергии делокапизованно-го состояния понияаотся быстрее энергии лона/шзооанпого состояния, и локализация носителя тек сакык затрудняется (раздел 3. С). Достаточно скльноо внешнее поле превращает схнглетный магноггк в почти насыщенный ферромагнетик, в котором фврронные состоим*», не реализуются.

В_четвертой_глава построена кинетическая теория ФП под действием света в ФИ полупроводниках для случая, когда воздействие света на магнитное упорядочение осуществляется через свободные фотоэлектроны. Последовательное рассмотрение к а первых принципов проводится в разделе 4. 1 для частной модели кзингое-ского ферромагнетика. Взаимодействие магнетика с термостате/; учитывается в явном виде, причем роль термостата играмт бозев-скиа квазичастхцы. Исходя из модельного гамильтониана в приближении самосогласованного поля получены уравнения движения для намагниченности и корреляторов кагнетхк - термостат. Исключением последних из системы уравнений движения получается ккнетьчес-

ко« ураанени« для нанагннчвнностн. Определяемое хэ него стационарное значен*» намагниченности является корнем уравнения,отличающегося от обычного уравненхя самосогласованного поля том, что молекулярное пола а данном случае содержит слагаоио»,пропорцхо-нальноо концентрация фотоэлектронов Эта концантреция зависит нак от нан&гнячениостх так и от частоты и кнтпнскпиости cüut?.

Построен схнергеткческяй потенциал - функционал от намагниченности, точки экстремума которого являются корнями урсишэ-ния для стаивонариой намагниченности Он продеташиот собой сунму неполного термодинамического потенциала Ландау иа»игонекого ферромагнетика в отсутствие освоюонхя и работа фотоэлст-троноа при установление заданной стопвня магнитного порядка, )!э рассмотрения устойчивости стационарного состояния относи* тольно малых флуктуаций намагниченности следует, что это состояние устойчиво, осли соотввтсгвуюаиЯ экстремум схиерготического потенциала - минимум. Таким образом, сннерготячески» потэнциал является неравновесным аналогом термодинамического потенциала: устойчивые стационарны* состояния систони могут быть найдены из условия мининума этой величию!.

О разделе 4.2 из условия потери устойчмвости.парамагнитного состояния находится обще выражение для- фотоедькга температуры Кюри:

«Тс - (А/4)(аб/8т})| yjmQ> (3)

где i - разность относительных концентраций фотозлентронсв с спиновых подзонах зоны проводимости, л - относительная намагниченность. Конкретное выражение для 5Т= определяется характером зависимости 5 от параметра порядка т). При этом возможны два существенно различных случая:большой и малой интенсивности света, причем граничная интенсивность, разделяющая этя два случая, зависит от частоты света. Для конкретно!) модели процессов поглощения света и рекомбинации носителей вычислены граничная интенсивность света, а также фотосдвиг температуры Кюри (JJ как а случае малых, так я больших интенсивностей света. Причем оказывается, что STC стремится к нулю не только при уменызвнии интенсивности свота, но а при приближении частоты света к краю поглощения кристалла, что согласуется с очевидными фнзкческ.имн соображениями. Этот результат, отсутствующий о предшествующих работах,получен благодаря рассмотрению реяинй больших интенсив-

костей света.

По судеству, единственной четко определенной величиной, характеризующей неравновесные процессы, является скорость производства энтропия Б. Эта величина в пренебрежении излучатель-ной рекомбинацией носителей тока в с учетом того, что вся энергия поглощенного света в конечном счете превращается в тепло, дается выражением

8 - (Пп)/(Тт), (4)

где П - частота света, п - полная относительная концентрация фотоэлектронов, Т • температура, т - время рекомбинация носителей. В некоторых случаях, например при больших интенсивностях слета, Б линейно связана с производной синоргетхческого потенциала по частоте света, что опаравдывает его название.

Анализ зависимости скорости производства энтропии от температуры, частоты и интенсивности свети показывает, что она I -еет особенности в точке фотоиндуцированного ФП. В принятом приближении самосогласованного поля эти особенности представляют собой скачки производных 5 по температуре, частоте и интенсивности света. Вычисление величин этих скачков проведено для случая как малой, так к большой интенсивности света, согласно (4), аналогичные особенности должна иметь и концентрация фотоэлектронов.

В разделе 4. 3 исследованы фотокндуцированные ФП в ФН полупроводнике с гейзенберговским обменом путем обобщения результатов, полученных пря анализе изннговского случая.

Пятая_глава посвящена ксследованию влияния магнитных дефектов как на р&вновоскыВ «И в ферромагнетике, так и на фотоянду-цярованный ФП в ФМ полупроводнике. Рассматриваемые дофекты описываются в терминах флу|иу&цкй интеграла межатомного обмена. Имя является, например, локализованные феррокы: электроны проводк-состн, локализованные, на пржнеск, осуществляют косвенный ФМ обив н между магниткымв атокаив в области своей локализации.

О равновесном случае, рассматриваемом о разделе 5. 1, детальный расчет производятся для упрощенной модели, когда обменное рзамиодойствяе осуществляется нейду бляжайшими соседями, а ого уенлеияе происходит только между центральным атомом дефекта В в его бла-даЯтяхк соседями. О случае иапых относительных флуктусцяй интеграла обмена (слабые дефекты) с ко*ос«ь» тормоия-

намической теории возмущенна получоно точное в первом порядке по этим флуктуациян выражение для сдвига температуры Кюри за счет дефектов. Оно совпадает с результатами, получочныки методом высокотемпературных разложений и методом самосогласованного поля. Тон самым оказывается установленной точность этих дпу.ч приближений в случае С4 1бых дефектов.

В случае сильных дефектов большое обненнсэ взаимодействии внутри них приводит к "замораживанию" момента дефекта: спины центрального атома дефекта и ого ближайших соседей объидкньются в единый момент дефекта с максимально возможно!! величиной. При достаточно большой силе дефектов, момонт такого кластера при Т«ТС остается фиксированным по величине, меняя лишь своо направление в пространстве. Поэтому р термодинамические величины системы не будут давать вклад состояния, в которых момент кластера отличен от максимального. Количественно эта ситуация описывается эффективным гамильтонианом, в котором в явнок виде выделены операторы моментов кластеров. Учет обменного взаимодействия вне магнитных кластеров производится в приближении самосогласованного поля. В этом приближении получен сд-дг температуры Кюри за счет сильных дефектов:

<«ТС/Те) - Н(« -!)[,- 2 - Н-'Лн'з ♦ 1) 1 * <5>

где N - относительная концентрация дефектов. Характерно, что 6Тс в (3) не зависит от силы дефекта, а только от его размера.

Рассчитана такжо парамагнитная температура Кюри дефектного кристалла, являющаяся параметром в законе Кюри - Вейсса для восприимчивости. В случае слабых дефектов она совпадает с Т . В случае же сильных дефектов помимо области самых высоких текпа-ратур, когда разрушаются магнитные кластеры дефектов, существует также область промежуточных температур, при которых намагниченность кристалла уже отсутствует, ио моменты дефектов еще из "разморожены". Зти две температурные области характеризуются различными значениями парамагнитной температуры Кюри, и потому температурная зависимость обратной восприимчивости имеет дра л«ноИных участка. Парамагнитная температура Кюри в промежуточной температурной области, вычисленная методом высокотемпературных разложений применительно к эффективному гамильтониану, с точностью _ г'2 совпадает с температурой Клри, полуаюиойсч из (5). Это свидетель.-твучт в пользу того, что опенка (Ь) дос-

таточио точна.

Лля учета влияния дефектов на фотоиндуцированше ФП в ФН полупроводнике (разделы 4. 2 и 4.3) рассматривается ситуация, когда свет возбуждает в нем свободные фотоэлектроны, которые могут накапливаться на уровнях прилипания. Фотоэлектрон, переведший на уровень прилипания, осуществляет сильную ФМ связь между атомами в его окрестности, так что занятый электроном уровень прилипания является сильным магнитным дефектом. Время жизни электрона на уровне прилипания считается больним по сравнению с временем установления термодинамического равнопесия в магнитной подсистеме при заданной числе заполненных уровней прилипания. Поэтому моменты кластеров таких фотодефектов находятся в термодинамическом равновесии с моментами регулярных атомов. Что же насаотся электронов в зоне проводимости, то время их жизни сравнимо с вроненои установления равновесия по спинам регулярных атомов, к потому их номент может быть сувоствен-нг неравновесный.

Стационарное значение параметра порядка определяется из условия нинкнуна синоргетического потенциала, построенного по аналогия с результатами четвертой главы дксеертача*: ом представляет собой сумму неполного торнодпиздшческоге иатокивонй кристалла в отсутствие освевдгкяа «I раЗат, (фокзаоздких сообоа-ными и захваченных« дефектам* фатаэдектраиан« ср« усг&пвэда»** заданной скеаата кагаднеэг« Ера атом, работа, кракэсо-

здка« «.«з&адастсе с са-

о сяа&жш ¿е^тпоа «а рй^игввекиа «п.

«схзда котеганаза ьк* крадэссйьяэ*: ьптси-

^я^вста точи« гхр?., а т^а^а «лле&кма

к^атас&ккаж с? скгр^сга Гфаазйэ^етса «а тсжга-

рзл^р«, (1 сьота- Сраакзаза сг^сасатьл^^яс

экла&йз а а .калека«¡«.амйхй Оэте^даюгро-

ш таигзд&гъзч то «ла^а га счет ^ра&веии.вт

аа еч« «ьЗагда* ^датеэаэдпфагзд. ее»« »чоси^.^за-ага ¡г.-ср-ек» м оерзздоа ерздкгаат »«авотрак«» маг*»- эта

ьиа^^.г рзэднткгаь, и. а^о*« »кедарв»» па

Счл^а с^хяодж «зга»« ебойоа»аго <я>то-

у•.• ••.'•. кг^йтеаадкиаг «сп&в'тэ результаты, полученные

III. ОСНОВНЫЕ выводи

1. Лптолокалнзованныо ферронкыэ состояния носителя тока возможны но только п объомо ЛФМ полупроводника, но к к» его поверхности. При иаличви п кристалла поверхностной зоны провопи-кости, область значат !Й параметров снстеш, при которых реализуется поверхностный феррон, гораздо шире соответствующей области сукоствования объемного феррока.

2. дртолокализованные ферронные состояния носителя тока возможны как в ферро-, так в в антиферромагнитных синглетныг нагнеткках. Вблизи точки перехода в упорядочением состояние, индуцированное ФМ межатомным обкепон, условия реализации ферро-на аномально благоприятною.

3. Наблюдаемая а некоторых материалах активированная подвижность носителей тока может быть объяснена в рамках модели прыжковой подвижности носителей в частично компенсированном полупроводнико. Энергия активация прв этом определяется поля-ронныни и ферронными эффектами.

4. предложена методика, позволяющая оцошсь влияние на «П в ферромагнетиках дефектов, представляющих собой области с сильно повышенным обменным взаимодействием между атомами. Эта методика основана на точном учете корреляций спинов атомов внутри дефектов.

5. Фотомагнитные явления можно исследовать с помощью неравновесного аналога неполного термодинамического потенциала -синергетического потенциала. Устойчивое стационарное состояние системы определяется из условия минимума синергетического потенциала по намагниченности. Для некоторых моделей через производную от него по частоте света выражается скорость производства энтропии.

в. Точка фотоиндуцированного ФП характеризуется особенностями скорости производства энтропии. Для всех рассмотренных в диссертации моделей эти особенности однотипны, что свидйтоль-ствует об их универсальности.

7. Предложена модель фотоиндуцированных ФП. в которой влияния света на магнитную подсистему осуществляется через фо*>-индуцированные дефекты. Фотосдвиг температуры Кхри па счет фот одяфек.тов может превосходить с^пкг за счет свободюге фотоэлектронов.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Нагаев Э. Л., Поделыаиков A.M. Автолокалазацая носятелей тока а областях измененной фазы на поверхности красталла // •ТТ. - 1981. -Т. 23, И 3.-С. 859-862.

2. Нагаев Э.Л. , Подельников А. И. Активированная прыжковая подвижность носителей в магнитных полупроводниках // «ТТ.-1982. Т. 24,* 10.-С. 3033-3039.

3. Нагаев Э.Л. , Подвлыапков А.К. Точечные дефекты и ферро-ш в полупроводниковых сннглетных магнетиках // ВЭТ«.-1984.-T.80..V 5,- С. 1831-1642.

4. Нагаев Э.Л. , Поделыаиков А. И. Кинетическая теория фото-андуцированкых фазовых переходов в ферромагнитных полупроводниках при произвольных интенсивностях света // «ТТ.- 1988.-T.SO.A" 1.-G. 187-194.

П. Нагаев З.Л., Поделыаиков А.И. Парамагнитная посприик-ч ьизость и температура Кира ферронагнетяка с дефектами // «ТТ. -1807.-Т. 2S. И 11.-С. 337S-33BO.

О. Нагаев З.П.', Поденьщкнов А. И. Фотояндуцкрозаккиэ фазовой перехода в кагиетвкак // КЗ70. -1080. -Т. S3, Н С. -С. 1380-1372.