Білецький М. М., Борисенко С. А. Інститут радіофізики та електроніки НАН України вул. Акад. Проскури, 12, Харків – 61085, Україна Тел. : 38 057 7448 378; e-mail: beletski@ire.kharkov.ua

Анотація – Розглянуто можливість створення джерел спін-поляризованого електронного струму за допомогою двухбарьерной резонансно-тунельної напівпровідникової наноструктури, що складається з шарів напівмагнітних напівпровідника Zni.xMnxSe з різною концентрацією Мп.

I. Вступ

Розвиток нового напрямку наноелектроніки, яке отримало назву спінтроніка, настійно вимагає створення ефективних джерел спін-поляризованого струму, керованих за допомогою зовнішніх постійних електричних і магнітних полів. Одним з можливих способів створення такого роду джерел струму є використання двухбарьерних резонансно-тунельних структур, що містять шари напівмагнітних напівпровідника [1-3]. Вони дозволяють здійснювати майже повну спінову фільтрацію електронного струму. Це обумовлено наявністю сильного обмінної взаємодії електронів провідності з локалізованими електронами магнітних іонів, що входять до складу напів-магнітних напівпровідників. У доповіді наводяться результати теоретичного дослідження спін-поляризованого електронного струму через двухбарьерную резонансно-тунельну напівпровідникову наноструктуру, яка повністю складається з шарів напівмагнітних напівпровідника Zni.xMnxSe з різною концентрацією іонів марганцю. Вивчено залежності щільності і коефіцієнта спінової поляризації електронного струму від прикладеної напруги зсуву для різних значень величини зовнішнього постійного магнітного поля.

II. Основна частина

va-v

Рис. 2. Залежність щільності повного струму Jt= Jj + Jfom напруги зсуву 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 дослідженні спін-поляризованого балістичного електронного транспорту в двухбарьерной резонансно-тунельної напівмагнітних напівпровідникових наноструктур основна увага була приділена дослідженню Залежно повної щільності електронного струму Jt через наноструктуру і його коефіцієнта спінової поляризації Р від напруги зсуву Уа. На відміну від наноструктур, розглянутих раніше в літературі [1-3], ми вважали, що наша наноструктура повністю складається з шарів напівмагнітних напівпровідника Zni-xMnxSe з різною концентрацією x-s (/ ‘= 1, …, 5) Мп (Мал. 1). Наявність в напівмагнітних напівпровідниках обмінного взаємодії електронів провідності з локалізованими електронами магнітних іонів Мп викликає гігантське спінова розщеплення рівнів енергії електронів. У результаті електрони зі спинами, орієнтованими вздовж магнітного поля (цієї нагоди відповідає спінова квантове число z= 1/2 або зz = Т) і проти нього (z=-1/2

або зz = 1) рухаються в різних потенційних

полях і мають різні коефіцієнти проходження через резонансно-тунельну напівмагнітних наноструктуру. При цьому щільність електронного струму. / Стає залежною від оz, І вже в порівняно невеликих магнітних полях можна отримати практично 100% значення коефіцієнта спінової поляризації електронного струму Р = Потенційний профіль зо

ни провідності електронів зі спіном вниз зображений на рис. 1 суцільною лінією (z = 1), а потенційний профіль зони провідності електронів зі спіном вгору – штриховою лінією (z =t).

Growth direction

Рис. 1. Потенційний профіль зони провідності електронів зі спіном вниз.

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

При проведенні чисельних розрахунків ми припускали, що температура 7 = 4,2 К, / _у = / _з = 5 пт, / _2 = 9 пт, х1 = хз = х5 = 0,1, Х2 = Х4 = 0, 2. Емітер і колектор наноструктури вважалися легованими і енергія Фермі електронів в них вважалася рівною Ef = 10 meV.

На рис. 2 представлена ​​залежність щільності повного струму Jt = J4 + Jt через наноструктуру від напруги зсуву Va для чотирьох значень магнітного поля 8 = 1,2,3,4 Т. З нього видно, що на залежності Jt(Va) Є два піки. Ці піки відповідають резонансній проходженню електронів через наноструктуру. Резонансне проходження має місце всякий раз, коли спін-розщеплені рівні енергії електронів в квантовій ямі, які зміщуються вниз по мірі збільшення Va, Лежать нижче Ef. Збільшення величини магнітного поля 8 робить істотний вплив на форму першого піку струму і на амплітуду другого піку.

va,v

Рис. 3. Залежність коефіцієнта спінової поляризації струму Р від 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

Залежність коефіцієнта спінової поляризації струму Р від напруги зсуву Va наведена на рис. 3 для зазначених вище значень В. З нього видно, що Р істотно залежить від величини В і може досягати дуже великих значень. Крім того, при заданому значенні В величину Р можна суттєво змінювати за допомогою Va. У порівняно невеликому магнітному полі (при 8 = 2 Т) в околиці першого максимуму струму Р «1,0, а в околиці другого максимуму струму Р« 0,9.

III. Висновок

Таким чином, електронний струм через двухбарьерную резонансно-тунельну наноструктуру, що складається з шарів напівмагнітних напівпровідника типу Zni-xMnxSe, має високий ступінь спінової поляризації. Це обумовлено як великим значенням спінового розщеплення рівнів енергії електронів в зовнішньому постійному магнітному полі, так і використанням напівмагнітних контактів наноструктури Ступінь спінової поляризації струму можна змінювати в широких межах за допомогою напруги зсуву. Напівмагнітних двухбарьерние резонансно-тунельні наноструктури можуть використовуватися для створення ефективних джерел спін-поляризованого струму.

IV. Список літератури

[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.

Анотація – Теоретично досліджено спектр крайових магнетоплазмонов в двовимірному електронному газі, що складається з кінцевого числа смуг, розташованих на рівній відстані один від одного. Слаборазупорядоченность масиву полягала в тому, що концентрація електронів в одній із смуг (дефектної смузі) відрізнялася від концентрації електронів в інших смугах.

I. Вступ

Крайові магнетоплазмони (КМП) є колективні збудження обмеженого двовимірного електронного газу (ДЕГ) в зовнішньому постійному магнітному полі і локалізовані в околиці його краю. КМП в ДЕГ у формі смуги були теоретично досліджені в роботі [1]. У цій роботі було показано, що смуга ДЕГ підтримує нескінченне число мод КМП, різняться один від одного розподілом поля. З точки зору практичного застосування інтерес представляє теоретичне дослідження плазмонов в слаборазупоря-рядкування періодичних структурах, що містять дефекти різного типу. Так, раніше плазмони були досліджені в надрешітки, що складається з шарів двовимірного електронного газу [2], а також в масиві квантових дротів [3]. Дана робота присвячена дослідженню КМП в слаборазупорядоченном масиві смуг ДЕГ, в якому концентрація електронів однакова у всіх смугах за винятком однієї дефектної смуги.

II. Основна частина

Розглянемо систему, що складається з кінцевого числа М смуг ДЕГ, розташованих у площинах z = ld (1 = 0, …, М-1 – номер смуги, d – відстань між сусідніми смугами) і поміщених в однорідну діелектричну середовище з діелектричною постійної е. Будемо вважати, що концентрація електронів N однакова у всіх смугах ДЕГ за винятком однієї дефектної смуги (розташованої в площині z = pd), концентрація електронів в якої дорівнює Л/d- Таким чином, двовимірна концентрація в /-ої смузі ДЕГ може бути представлена ​​як Ni = (Nd-N) Spi + N. Тут <5Р| – Символ Кронекера. Будемо вважати, що всі смуги двовимірного електронного газу мають ширину 2а і займають простір а <