|
|
ненпем намагниченности и темп-ры Кюри при изменении состава сплава, аномальной температурной за-доспмостью намагниченности насыщения и др.
Малые значения КТР И. с. обусловливают их широкое применение в технике и промышленности; в микроволновой технике, приборостроении, часовой промышленности, измерит, технике, вакуумной технике, автоматике, лазерной технике, кораблестроении и т.д. В то же время фсрромагн. И. с. не могут быть использованы в качестве материалов для деталей, намагниченность' к-ры\ может вредно сказаться па их работе (напр., держателей головок в видеомагнитофонах, тоневых масок в телевпз. при╦мниках).
В 1972 были открыты т. и. немагнитные .И. с.≈ аптпферромагн. сплавы Сг с небольшими добавками Fe и др. элементов. Установлено также, что ип-варными свойствами обладают нек-рые редкоземельные ферро- и феррпмагнитныс сплавы (напр., ферримагн. сплав Gd^Yj^.^COg в фазе Лавеса).
Малые значения КТР И. с. обусловлены тем, что обычное («дебаевское») тепловое расширение компенсируется у этих сплавов сокращением размеров, связанным с большой спонтанной магнптострикцией.
Отличие И. с. от обычных магпитоупорядочснпых сплавов, у к-рых аномалии теплового расширения проявляются в узкой области около точки Кюри (Пооля), заключается в том, что в И. с, эти аномалии наблюдаются во вс╦м температурном интервале существования магн. упорядочения.
Аномальные физ. свойства И. с., возможно, связаны с сосуществованием в этих сплавах ферромагнитно и антиферромагпптпо упорядоченных спиновых подсистем. Темп-ры магнитных фазовых переходов каждой из этих, подсистем в парамагн. фазу различны. Из-за обменного взаимодействия между ферро- И антиферро-магн. подсистемами в И, с, в температурном интервале между их точками переходов в парамагн. фазу происходит следующее. Маги, подсистема, имеющая более низкую тсмп-ру фазового перехода, не становится при переходе полностью разупорядочонной. Ута спиновая подсистема оста╦тся в нек-ром промежуточном состоянии между мапштоуиорядоченным и полностью разупоря-доченным состояниями, аналогичном состоянию однофазной магнитоупорядоченной системы вблизи темп-ры Кюри. С др. стороны, это же обменное взаимодействие приводит к тому, что др. спиновая подсистема, имеющая более высокую темп-ру фазового перехода, тоже находится в нек-ром частично разупорядочешюм состоянии.
Сочетание этих факторов приводит к появлению в широком температурном интервале аномалий физ. свойств, аналогичных аномалиям, наблюдаемым в од-нофазовых магиито упорядоченных системах только вблизи темп-ры Кюри или Нееля.
Лит.: Роде В. Е., Роль обменного п:тим.одейстттп между фсрро- и антиферромагнитными компонентами железоникелевых ииварных сплаоов, «Изв. АН СССР. Сер, физич.», 1980, т. 44, с. 1386; Захаров А, И., Физика прецизионных сплавов С особыми тепловыми Свойствами, М,, 1986. В. Е. Роде.
ИНВЕРСИОННЫЙ СЛОЙ ≈слой у границы полупроводника, в к-ром уиак оси. носителей заряда противоположен знаку осн. носителей в объ╦ме полупроводника. Образуется у свободной поверхности полупроводника или у его контакта с диэлектриком, металлом или др. полупроводником (см. Гетеропереход). Образование И. с. обусловлено воздействием на поверхность нормального к ней электрического поля, к-рое. согласно зонной теории, приводит к изгибу зон вблизи поверхности (см. Поля эффект). Если, напр., @ полупроводнике р-тппа искривление таково, что уровень Ферми &р становится ближе к дну зоны проводимости £с, чем к потолку валентной зоны §v, то вблизи поверхности образуется И. с., в к-ром концентрация электронов больше концентрации дырок (рис. 1, а).
И. с. всегда изолирован от осн. объ╦ма полупроводника затюрным слоем. И. с. у границы раздела полупроводник≈ диэлектрик (вакуум) изолирован с обеих сто-
рон п аналогичен тонкой полупроводниковой пл╦нке, и к-poif в качестве осн. носителей выступают неосн. ио-сптелн в объ╦ме. В случае гетеропереходов И. с. изолирован запорными слоямп с обеих сторон ≈ один из них в «сво╦м», а другой ≈ в «чужом» полупроводнике. С помощью внеш. электрич. поля можно управлять
Инверсионный ] слой
Запорный слой
SiO, p-Si
а
Рис. 1. а ≈ Зонная диаграмма полупроводника р-типа (р ≈ Si) пблизн границы с диэлектриком (SiOaJ; ин торсионный слой толщиной d имеет проводимость rt-типа; Sc ≈ дно попы лрояо-димог.ти, Sv ≈ вершина валентной зоны, <pj ≈ поверхностный потенциал элеитрич. поля, #^≈ уровень Ферми; б ≈ Потен-
циальная яма для электрона при (pj>0; £й, £t
гии электрона.
уровни энер-
концентрацпей носителей в И. с. на единицу площади поверхности п ого эфф, толщиной с/. Источники этого полл ≈ заряды, внедр╦нные в диэлектрнч. слой, нанес╦нный на полупроводник или заряд спец. полевого электрода, изолированного от полупроводника тонким дпвлектрич. слоем {см. МДП-структура; рис. 2).
Приближ╦нное условие образования И. с. для рис. 1, а имеет вид:
1 Ef
el
D
где Es ≈ напряж╦нность электрич. поля на поверхности, £ g ≈ ширина запрещ╦нной зоны, ID ≈ дебаев-
ский радиус экранирования в объ╦ме полупроводника,
Диэлектрик Металл
Рис. 2. МДП-структура.
Т ≈ темп-pa, е ≈ заряд электрона. Типичные толщины И. с, с вырожденным гаи ом; носителей d~40 ≈ 100 А (толщины запорного слоя 103 ≈ 10* А).
В случае гетероперехода часть носителей из объ╦ма одного полупроводника проникает через барьер в другой. уравнивая &р в объ╦ме обоих. В результате переноса заряда созда╦тся внутр. электрич. ноле, приводящее к изгибу зон п образованию потенциальной ямы.
Электрическое квантование. Ограниченность И . с, в направлении нормали к поверхности приводит к квантованию энергии движения носителей:
где f=0, 1Т ... ≈ целые числа, k ≈ волновой вектор в плоскости И. с., т* ≈ эффективная масса носителей заряда (для простоты изотропная и плоскости И. с.}. Из (*} видно, что каждое £,- является дном i-й электрич. подзоны.
О
и
о. ш
139
