Магніторезистивний ефект в тонких феромагнітних плівках

 














Курсова робота

Магніторезистивний ефект в тонких феромагнітних плівках


Вступ


Тонкі феромагнітні плівки останнім часом викликають значний інтерес фізиків і техніків. Це зумовлено наступними причинами. Перша з них полягає в тому, що плівка, особливо монокристалічна, товщиною в кілька десятків або сотень атомних шарів, має ряд цікавих особливостей, відсутніх або слабко виражених у масивних феромагнетиків. Сюди в першу чергу треба віднести залежність спонтанної намагніченості і точки Кюрі від товщини плівки, що представляє істотний інтерес для теорії феромагнетизму. Доменна структура тонких плівок значно різноманітніше доменної структури масивних феромагнетиків. При малих товщинах, порядку декількох сотень і тисяч ангстрем, міждоменні стінки наскрізні, структура однакова при спостереженні з двох сторін плівки, що сильно полегшує вивчення цієї структури. Застосування методів електронної мікроскопії дозволило виявити та дослідити тонку структуру доменів і стінок. Анізотропія тонких плівок також різноманітніше анізотропії масивних матеріалів.

Другою причиною підвищеного інтересу до тонким феромагнітним плівкам є їх дуже перспективні практичні застосування. Найважливішим із цих застосувань є використання плівок як елементів пам'яті запам'ятовуючих пристроїв електронних цифрових машин. В цьому випадку важливу роль грає швидкість перемагнічування тонких пермалоєвих плівок. Якщо електроніка інших вузлів машини дозволить використовувати такі великі швидкості перемагнічування елементів.

В різноманітних тонких феромагнітних плівках при внесенні їх у магнітне поле виникає магнітоопір, що викликаний перебудовою структури плівок. В мультишарах на основі феромагнетику і немагнітного металу спостерігається доволі перспективний ефект з точки зору магнітних носіїв памяті, що називається гігантським магнітоопором.


1. Феромагнетизм. Феромагнетик. Основні поняття


.1Феромагнітні речовини


Першопричиною магнітних властивостей речовини є внутрішні приховані форми руху електричних зарядів, що представляють собою елементарні кругові струми, які володіють магнітними моментами. Такими струмами є електронні спіни і орбітальне обертання електронів в атомах. Макроскопічне проявлення магнітних властивостей матеріалу стає помітним при узгодженій орієнтації елементарних магнітних моментів, яка спостерігається у магнетиків [1].

Передбачається, що майже весь магнітний момент феромагнітних речовин виникає завдяки руху електронних спінів, а не внаслідок орбітального руху електронів навколо ядра. Такий висновок грунтується на результатах вимірювання магнітомеханічного (гіромагнітного) відношення. Магнітомеханічне відношення є відношення магнітного моменту до механічного, яке теоретично повинно бути рівним е/mc для руху спіна і е/2mc - для орбітального руху. Результати експериментальних спостережень, як було показано Барнеттом, близькі до значення е/mc з невеликими, але, очевидно, принциповими відхиленнями; з величини цих відхилень ми можемо наближено припустити, що орбітальний рух обумовлює близько 10%, а спіновий рух - близько 90% намагніченості насичення. Цей висновок підтверджується результатами експериментів з мікрохвильовим резонансом. Однак у більшості випадків орбітальної частиною магнітного моменту можна знехтувати [2].

Феромагнетизм - магнітовпорядкований стан речовини, в якому більшість атомних магнітних моментів паралельні один одному, так що речовина володіє мимовільною (спонтанної) намагніченістю. Феромагнетизм встановлюється при температурі Т нижче точки Кюрі Тс при відсутності зовнішнього магнітного поля Н. У більш широкому сенсі феромагнетизмом називають сукупність фізичних властивостей речовини у вказаному стані. Речовини, в яких виникає феромагнітне упорядкування магнітних моментів (рис. 1.1), називаються феромагнетиками, до них відносяться як тверді кристалічні речовини, так та деякі аморфні магнетики і металеві стекла, а також магнітні рідини. Відповідальним за феромагнетизм є обмінна взаємодія в магнетизмі, що прагне встановити спіни (а отже, і магнітні моменти) сусідніх атомів або іонів паралельно один одному [3].


Рисунок 1.1 - Феромагнітна колінеарна атомна структура в гранецентрованій кубічній решітці нижче точки Кюрі Тс; стрілками позначено напрями атомних магнітних моментів [3]


Найбільш важливими характеристиками феромагнетика є точка Кюрі Тс, атомний магнітний момент Мат при О К, питома спонтанна намагніченість M0 (на 1 г) при О К і питома намагніченість насичення М? (на 1 см3) при О К. Серед чистих хімічних елементів до феромагнетиків відносяться тільки 3 перехідних 3d-метала-Fe, Со, Ni - і 6 рідкісноземельних металів (РЗМ) - Gd, Tb, Dy, Ho, Еr і Тm (табл. 1). У 3d-металах і РЗМ Gd реалізується колінеарна феромагнітна атомна структура, а в інших РЗМ - не колінеарна (спіральна, циклоїдальна, синусоїдальна) [3].

Таблиця 1.1-Феромагнітні метали (хімічні елементи) [3]

МеталиТс, КМат, маМ0, Гс/гМ?, Гс/см3Fe (ОЦК)10442,217221,71735,2Co (ГЦК)13881,753166,11471Co (ГЩУ)13601,721163,11445Ni (ГЦК)627,40,615758,57508,8Gd (ГЩУ)293,47,56268,41980Tb (ГЩУ)2199,343282713Dy (ГЩУ)9010,65350,51991,8Ho (ГЩУ)2010,343473054,6Er (ГЩУ)19,68,3206,91872,6Tm (ГЩУ)227,14--

Спонтанна намагніченість 3d-елементів в основному утворюється з спінових моментів гібридизованої системи колективізованих 3d+4s-електронів, а в РЗМ 4f-елементах - з локалізованих 4f-шарів і підмагніченних 6s - та 5d-електронів.

Крім цих 9 феромагнетиків (чистих елементів) є величезна кількість феромагнітних сплавів і з'єднань, як біпарних, так і більш складних (багатокомпонентних) металевих і неметалевих (напівпровідникових, напівметалевих, діелектричних, надпровідних), кристалічних та аморфних. Класифікацію феромагнітних сплавів і з'єднань металевого типу можна провести, наприклад, по електронній структурі атомів (іонів) їх компонент.

Сплави перехідних d- і f-елементів між собою: а) сплави 9 феромагнітних елементів (Fe-Ni, Fe-Co, Co-Ni, Fe-Co-Ni, Fe-Gd, Gd-Dy і т.д.); б) сплави перехідних феромагнітних металів з антиферомагнітними (Mn і Cr) і парамагнітними неперехідними металами (Fe-Cr, Fe-Mn, Co-V, Ni-Ti, Fc-Pd, Со-Рt, Gd-V, Eu-Ti і т. п.); в) сплави перехідних антиферомагнітних металів (Mn і Cr) з парамагнітними перехідними металами (Cr-Pt, Mn-Pd, Cr-Pd і т. п.).

Сплави перехідних металів з нормальними елементами: а) сплави перехідних феромагнітних металів з нормальними елементами (Ni-Cu, Со - Ag, Ni-Al, Ni-Si, Fe-Si, Fe-Al, Ni-N і т. п.); б) сплави перехідних антиферомагнітних d-металів (Mn і Cr) з нормальними елементами (гейлерові сплави): Cu2МnМ (де М-А1, Ge, Zn, Sn, As, In, Sb, Bi, Ga та ін.), а також Mn4N, ZnCMn3, AlCMn3, CuCMn3, Mn-Au, Mn-P, Mn-As, Mn-Sb, Mn-Bi, Mn-S, Mn-Se, Mn-Te, Mn-C, Mn-Sn, Mn-H, Mn-B і т. п.; в) сплави перехідних парамагнітних металів з нормальними елементами: ZrZn2, Sc3In (точніше в інтервалі складів Sc0,762In0,239 - Sc0,753In0,242) та Au4V (в інтервалі складів 18,99-24,01 атомних% V) та ін.

Можна також класифікувати феромагнетики по характеру розподілу атомів (іонів) різних компонент по різним типам вузлів кристалічної гратки: невпорядковані або упорядковані сплави, інтерметалічні зєднання (Fe2B, Fe3S, Fc4N, FeBe3, MnAs, Mn2Sb, CrTe, MnP і т. п.).

В кінці-кінців, феромагнітні сплави і зєднання можна розрізняти по типу кристалічної решітки, а також, наприклад, виділяти іонні зєднання з металічною провідністю.

Поряд з кристалічними речовинами феромагнітний порядок виявлений також в аморфних (метастабільних) металічних сплавах і зєднань (таблиця 2), а також в аморфних магнетиках, що являються зєднаннями 3d-металів з РЗМ з металоїдами (B, C, N, P, S і т.д.) і в цілому за своїми властивостями мало відрізняються від відповідних кристалічних речовин (за винятком магнітної анізотропії) [3].


Таблиця 1.2 - Точки Кюрі аморфних феромагнітних зєднаннь [3]

ЗєднанняТс, КЗєднанняТс, КFe80B20647Fe80Y20140-150Fe80P16C3B1565Fe90Lu10120Fe82P16B2617Fe84Lu16210Fe84Y16160Fe75Lu25160Fe90Y10140-170K2NiFe46,25

1.2 Магнітна доменна структура

феромагнітний доменний магніторезистивний плівка

Явище феромагнетизму пов'язано з мимовільним утворенням під впливом внутрішніх полів у структурі, характерною для деяких речовин при температурах нижче магнітної точки Кюрі, макроскопічних областей, званих магнітними доменами, в яких електронні спіни орієнтовані взаємно паралельно[1]. Всередині домену спіни паралельні, але домени орієнтовані в просторі таким чином, що їх магнітні моменти в цілому компенсовані, і тіло не виявляє зовнішньої намагніченості. Домени з різним орієнтуванням відокремлені один від одного перехідними областями, в яких намагніченість переходить від орієнтації одного домену до орієнтації іншого. Ці області нагадують границю зерен у полікристалах, вони володіють підвищеною енергією і здатні мігрувати в бік домену з більш високою енергією, зменшуючи його обєм. При цьому вільна енергія системи зменшується [4].

Магнітна доменна структура представляє собою сукупність макроскопічних областей (доменів) магнітоупорядкованої речовини, які відрізняються, в залежності від конкретного типу магнітного впорядкування, напрямком намагніченості М, вектора антиферомагнетизму L або напрямками M і L одночасно (а також розміром, формою та іншими особливостями, пов'язаними, зокрема, з кристалографічною структурою зразка і геометрією його поверхні).

Магнітна доменна структура існує при температурах нижче температури магнітного фазового переходу в магнітоупорядкований стан та в визначених інтервалах значень напруженості зовнішнього магнітного поля.

Рівноважна магнітна доменна структура визначається мінімумом повної енергії магнетика, що включає енергію обмінної взаємодії, магнітної анізотропії, магнітостатичну і магнітопружну енергію.

У загальному випадку на тип магнітної доменної структури істотно впливають: особливості магнітної анізотропії (число осей легкого намагнічування); орієнтація обмежуючих кристал поверхонь відносно кристалографічних осей; форма і розміри зразка, а також різні дефекти - магнітні і немагнітні включення, дефекти пакування, межі двійників, дислокації та ін.

Уявлення про магнітні домени в феромагнетиках введено в 1907 П. Вейсом (Р. Weiss). Поява магнітної доменної структури в феромагнетику призводить до зменшення його магнітостатичної енергії - результуючий магнітний момент феромагнітного зразка значно зменшується або становиться рівним нулю.

Згідно теоретичних уявлень, обмінна взаємодія вибудовує елементарні магнітні моменти феромагнетика паралельно один одному. Результуючий магнітний момент одиниці об'єму феромагнетика (намагніченість М) орієнтується в одному з напрямків, відповідних найменшій енергії магнітної анізотропії, - вздовж однієї з осей легкого намагнічування. При цьому на поверхнях зразка виникають магнітні полюси (магнітостатичні полюси, рис. 1.2 а), і при не рівному нулю результуючому магнітному моменті частина енергії зразка виявляється запасеною в його магнітостатичному полі. Ця енергія може бути зменшена, якщо частина зразка виявиться намагніченою в одному, а частина - в іншому напрямку. При цьому утворюється магнітна доменна структура, найпростіший тип якої (плоскопаралельна структура) представлений на рисунку 1.2 б. Тут в сусідніх доменах вектори М орієнтовані в протилежних напрямках уздовж однієї і тієї ж осі легкого намагнічування.

При наявності магнітної доменної структури між сусідніми областями з різними напрямками М існують перехідні області - доменні стінки (їх також називають доменними межами), які мають енергією г на одиницю площі. Поява магнітної доменної структури можливо лише в тому випадку, коли енергія, витрачена на утворення доменної стінки, менша спаду магнітостатичної енергії. Ця умова виконується в кристалах досить великих розмірів, більших розміру однодоменності rc. На відстанях r ~rc короткодіюча обмінна взаємодія грає більш важливу роль, ніж дальнодіюче магнітостатична, з чим і пов'язана неможливість утворення магнітної доменної структури в кристалах з розмірами, меншими rc (для Ni, наприклад rc ~ 10-6 см).


Рисунок 1.2- а - Виникнення магнітостатичних полюсів (позначені знаками + і -) у однорідно намагніченого кристала; б - формування найпростішої плоскопаралельної магнітної доменної структури, що дробить ці полюси і зменшує магнітостатичну енергію кристала. Вектор М - намагніченість кристала (домену) [3]


Доменна стінка (доменна межа магнітних доменів) - перехідний шар від одного домену з однорідною намагніченістю М1 до іншого домена з однорідною намагніченістю М2 (рис. 1.3). Товщина доменної стінки д0 визначається конкуренцією неоднорідної обмінної взаємодії (прагне збільшити д0) та магнітної анізотропії (зменшує д0): д0 ~ (А / К)1/2, де А і К - константи обмінної енергії та енергії анізотропії [3].

У типових феромагнітних матеріалів обмінна енергія значно перевершує енергію магнітної анізотропії і д0 складає десятки і сотні міжатомних відстаней. Доменна стінка володіє поверхневою енергією S ~ (AK)1/2.

При заданій орієнтації намагніченості далеко від доменних стінок розподіл вектора M всередині доменної стінки може бути різним, тому доменні стінки класифікують ще за розподілом намагніченості усередині стінки.


Рисунок 1.3 - Домени розділені один від одного блохівською стінкою


Доменні стінки, в яких зміна напрямку вектора M відбувається шляхом його обертання в площині меж, називаються блоховськими (рис. 1.4, а). Доменні стінки, в яких зміна напрямку M здійснюється у площині, перпендикулярній стінці, називаються неелівськими (рис. 1.4, б). Товщина і поверхнева енергія блохівских і неелівских доменних стінок різні за рахунок магнітної диполь-дипольної взаємодії.

Перехідний шар між феромагнітними областями з'являється тому, що повна зміна напряму намагніченості між областями, намагніченими в різних напрямках, не відбувається стрибком в одній атомної площині., а відбувається поступово, захоплюючи велике число атомних площин. Причина такого поступової зміни полягає в тому, що обмінна енергія повної зміни напрямку намагніченості буде нижче, якщо ця зміна розподілено на багато спінів, а не здійснюється стрибком між електронними спінами двох сусідніх атомних площин [6].

Поворот в блоховській стінці здійснюється при просуванні вздовж нормалі до поверхні розділяючого шару таким чином, що нормальна складова М залишається непереривною, тобто на поверхні блохівської стінки не виникають магнітостатичні полюси. Лише там, де стінка виходить на поверхню зразка, зявляються поверхневі заряди. Їх енергія в достатньо великих зразках нехтовно мала; навпаки, в тонких плівках, товщина яких порівняна з шириною стінки, ці заряди вирішальним чином впливають на розподіл намагніченості [7].


Рисунок 1.4 - Схематичне зображення блохівської(а) та неелівської стінки(б) [7]


Неель показав, що приріст енергії блохівських стінок в дуже тонких плівках на стільки великий, що в них енергетично більш вигідні стінки з просторовими зарядами. В таких стінках перпендикулярна до поверхні плівки компонента намагніченості залишається рівною нулю. Зі зменшенням товщини плівки густина енергії в стінці зменшується, а її ширина збільшується.

Оскільки стінка має магнітні зарядами, її магнітостатична енергія може бути зменшена шляхом утворення в ній свого роду доменів з зарядами з полярністю, що чергується, тобто шляхом ділення стінки на ділянки, що чергуються з протилежними напрямками обертання вектора намагнічення. Області, що розділяють подібні ділянки, називаються блохівськими лініями. У блохівских стінках вони складаються з коротких ділянок неелевскіх стінок, і навпаки: в неелевскіх стінках - з коротких ділянок блохівских стінок.

Магнітна доменна структура найпростішого виду (рис. 1.2 б) може існувати в тонких плівках, а також в товщі масивних кристалів. В достатньо товстих плівках поблизу їх поверхні магнітна доменна структура ускладнюється (розгалужується). Таке розгалуження показане на рисунку 1.5 для магнітноодноосного кристала. Причиною розгалуження магнітної доменної структури (утворення не наскрізних клиновидних доменів) є зменшення магнітостатичної енергії при збереженні доменної структури в товщі зразка.

При антипаралельному напрямку намагніченості М в суміжних доменах магнітно-одновісного феромагнітного кристалу в розділяючій домени стінці вектор М повертається на 1800 (180-градусна стінка). В магнітобагатоосних феромагнетиках (Fe, Ni та ін.) можливе існування суміжних доменів, в яких вектори М орієнтовані під кутом б <р один до одного. Так, в Fe намагніченість доменів може бути спрямована уздовж будь-якої осі легкого намагнічування типу[100]. У розділяючих такі домени стінках поворот вектора М здійснюється на 90° (90-градусні доменні стінки). У Ni та ін. кристалах кубічної системи з осями легкого намагнічування, паралельними осям типу (111), реалізуються 71 - та 109-градусні доменні стінки. В деяких випадках співіснування доменів (фаз) з б < р (наприклад, монокристал Fe, обмежений поверхнями (100)) можлива доменна структура з майже повністю замкнутим магнітним потоком (рис. 6). У таких феромагнетиках крім основних існують замикаючі домени, локалізовані поблизу поверхні кристала [3].


Рисунок 1.5. Розгалуження доменів біля поверхні масивного магнітоодноосного кристала: а - стадіяутворення клиновидних доменів, що мають зворотну намагніченість; б - розвинене розгалуження у разі, коли вектор М паралельний осі легкого намагнічування [3]

У феромагнетиках із замикаючими доменами існування магнітостатичних полюсів пов'язано тільки з виходом доменної стінки на поверхню кристала, і в зразках з розмірами, що перевищують товщину доменної стінки д, магнітостатична енергія не відіграє суттєвої ролі. Оскільки із-за магнітострикції кожен домен деформується в напрямку власної намагніченості, то на стиках доменів з б < р зявляються надлишкові магнітопружні напругження. Таким чином, рівноважні розміри магнітної доменної структури з замикаючими доменами (рис. 1.6) визначаються мінімумом магнітопружної анергії і енергії доменної стінки. Якщо поверхні кристала кубічної системи не збігаються з площинами типу (100), то замикаючі домени мають більш складну конфігурацію. На рисунку 1.7 представлена ??замикаюча структура в плівках з поверхнями типу (110). У плівках магнітно-багатовісних кристалів з площинами, злегка нахиленими до кристалографічних площин типу (100) або (110), крім наскрізної смугової магнітної доменної структури спостерігається структура у вигляді «ялинок» (рис. 1.8 а) і «капель» (рис. 1.8 б) відповідно. Таке ускладнення магнітної доменної структури зумовлене зменшенням енергії магнітостатичних полюсів повязаних з виходом осі легкого намагнічування, а внаслідок М, на поверхню плівки.


Рисунок 1.6 - Схематичне зображення магнітної доменної структури з повністю замкнутим потоком, існуючої в феромагнітних монокристалах, обмежених поверхнями типу (100). Напрями намагніченості доменів ноказани стрілками[3]

Рисунок 1.7 - Замикаюча магнітна доменна структура, що спостерігалася в монокристалічних плівках кременистого заліза (97% Fe-3% Si) на поверхнях типу (110). Лініями показані границі доменів [3]


Нагрівання і наступне охолодження зразків (визначаються режими для різних магнітних матеріалів) можуть приводити до зміни кристалічної структури зразків, а отже, і до зміни магнітної доменної структури.

Пружні напруження суттєво впливають на магнітну доменну структуру лише в магнітобагатоосьових кристалах при наявності в них доменних стінок, відмінних від 180-градусних. Під впливом пружних напружень може відбуватися зсув доменних стінок, а також дроблення і перебудова магнітної доменної структури. Після зняття напруження вихідна магнітна доменна структура повністю не відновлюється. Магнітна доменна структура чутлива також до комбінованого впливу температури і магнітного поля, а також температури і пружних напружень. Такі дії можуть призводити до перерозподілу дефектів у кристалах і до появи додаткової анізотропії, з чим і пов'язані зміни магнітної доменної структури.

Під дією постійного зовнішнього магнітного поля Н доменні стінки зміщуються і магнітна доменна структура перебудовується. При досить великих значеннях Н магнітна доменна структура майже повністю зникає, домени зливаються. Зниження Н виводить феромагнетик зі стану магнітного насичення. Спочатку поблизу поверхонь кристала виникають області зворотної намагніченості (зародки перемагнічування), потім деякі з них сильно розростаються, приводячи до утворення магнітної доменної структури. При виключенні Н феромагнетик зберігає, як правило, залишкову намагніченість і має в цьому стані магнітну доменну структуру, яка може значно відрізнятися від магнітної доменної структури повністю розмагніченого зразка. Такі магнітні доменні структури є метастабільними. У кристалах з великими полями анізотропії (SmСо5, MnBi та ін.) залишково намагнічений стан може бути однодоменним. Існування метастабільних магнітних доменних структур зумовлено великими енергетичними бар'єрами, що перешкоджають утворенню зародків перемагнічування.


Рисунок 1.8 - Доменна структура кременистого заліза:а - на поверхні, майже паралельній площині (100), замикаючі домени мають вид «ялинок»; б-на поверхні (110), з якою вісь легкого намагнічування [100] складає не великий кут, замикаючі домени мають каплеподібну форму. Стрілками показано напрямок намагніченості доменів [3]


У тонких магнітних плівках поле Н може стабілізувати певну магнітну доменну структуру, зокрема і циліндричну магнітну доменну структуру [3].

Уявлення про доменну структуру полегшує аналіз залежності намагніченості феромагнітних матеріалів від величини та напрямку зовнішнього поля (рис. 1.9). У розмагніченому стані кожен домен намагнічений вздовж певного напряму, вони розділені стінками. Накладання поля викликає зміщення кордонів: домени з намагніченістю, близькою до напрямку поля зростають за рахунок доменів з протилежним напрямком. Намагніченість в цілому зростає (рис. 1.9, I), але процес на цьому етапі є оборотним. Подальше збільшення напруженості поля призводить до необоротного зміщення меж доменів (рис. 1.9, II), відбувається різке збільшення намагніченості, при якій похідна dI / dH досягає великих значень. Необхідно відзначити, що в кристалах існують так звані напрямки «легкого намагнічування», для яких робота намагнічування до насичення мінімальна, і напрямки «важкого намагнічування», різниця роботи намагнічування в цих напрямках дає так звану енергію анізотропії. В результаті другого етапу стінки доменів «виклинюються» із зразка, і він опиняється намагніченим в одному напрямку («легкого намагнічування»), найближчому до напрямку поля (рис. 1.9, III). Подальше збільшення напруженості зовнішнього поля призводить лише до повороту напрямку намагніченості до тих пір, поки воно не співпаде з напрямком Н. Кінцевий стан процесу - магнітне насичення (рис. 1.9, IV) [4].


Рисунок 1.9 - Крива намагнічування феромагнетика[4]


1.3 Доменна структура тонких плівок


Структура вейсовського домену характеризує внутрішній магнітний стан феромагнітного зразка і дає наочне уявлення про відповідну стадію процесу перемагнічування. Дослідження доменної структури - це шлях для більш точного пізнання особливостей процесу перемагнічування. Ця обставина повинна привести до широкого розвитку таких досліджень, особливо на тонких плівках, так як можливості їх технічного використання тісно пов'язані з процесами перемагнічування. Доменна структура дає також інформацію про велику кількість внутрішніх структурних параметрів зразка.

Типи доменних структур, обумовлених певними внутрішніми чинниками, ще недостатньо відомі. Їх число скорочується при переході до дуже малих зразкам, якими є тонкі плівки. Тому тут повинні виникати більш прості доменні структури, що краще піддаються теоретичній трактовці. Можна очікувати, що при товщинах плівки нижче декількох тисяч ангстрем поверхнева магнітна структура буде мало відрізнятися від магнітної структури всередині зразка. Ця обставина, а також той факт, що із зменшенням товщини і, отже, збільшенням прозорості зразка становиться можливим застосування нових методів спостереження, призводить до більш точного дослідження доменної структури всього зразка і її звязку з перемагнічуванням в тонких плівках.

Однак цим факторам, що полегшують вивчення доменів тонких плівок, протистоять нові труднощі. Вони обумовлені особливими методами виготовлення плівок, які приводять до виникнення інших кристалічних структур і нових форм магнітної анізотропії, невідомих для масивних матеріалів. Крім того, кристалічна структура і магнітна анізотропія плівки значною мірою визначаються підкладкою, з якої плівка пов'язана принаймні в процесі її виготовлення. До цього додається зміна в структурі міждоменної стінки, яке можна очікувати при товщинах плівки, близьких до товщини стінки. Всі ці ефекти повинні впливати на магнітну структуру доменів і на процес перемагнічування.

Так, у плівок, осаджених на аморфні підкладки, спостерігається дуже дрібна кристалічна структура (діаметр кристалітів менше 100 Е). Властивості цих плівок, як і плівок, епітаксійно вирощених на відповідних дрібнокристалічних підкладках, внаслідок хаотичного орієнтування їх кристалітів повинні бути майже незалежні від анізотропії цих кристалів. У зв'язку з цим, а також внаслідок безперешкодного поширення стінок через велику кількість кристалітів і в результаті виникнення додаткової однакової для всього зразка анізотропії ці плівки ведуть себе як монокристалічні. Проте в цьому випадку можна чекати зміни характерного для монокристалів простого перемагнічування і простих магнітних структур внаслідок накладення ефектів, обумовлених анізотропією окремих кристалітів. У крупнокристалічних і монокристалічних плівках, навпаки, після звільнення плівки від підкладки анізотропія, а з нею і доменна структура на великих ділянках повинні бути такими ж, як і у масивних зразків [7].

Феромагнітні домени - макроскопічні області феромагнетика з різними орієнтаціями спонтанної однорідної намагніченості в одному з можливих напрямів, відповідних мінімуму енергії магнітної анізотропії одного або декількох типів (природня кристалографічна, наведена, анізотропія форми, магнітопружна, поверхнева), а в загальному випадку і енергії намагніченості у зовнішньому магнітному, магнітостатичному і пружньому полях.

Конфігурація феромагнітного домену і вид доменної структури істотно залежать від співвідношення інтенсивностей різних взаємодій у кристалі, від характеру анізотропії (осей легкого намагнічування), від орієнтації поверхонь кристала щодо кристалографічних осей, від форми зразка, його геометричних розмірів, величини і напрямку зовнішнього магнітного поля, величини пружних напружень і орієнтації осей, вздовж яких прикладають пружні сили, від досконалості кристалів і температури, а також від передісторії отримання даного магнітного стану. Намагніченості сусідніх доменів орієнтовані під цілком визначеними кутами по відношенню один до одного. У багатьох випадках ці кути пов'язані з взаємною орієнтацією осей легкого намагнічування і з орієнтацією М в доменах вздовж одного з двох протилежних напрямків уздовж осі легкого намагнічування. Орієнтація М вздовж осі легкого намагнічування призводить до мінімуму енергії анізотропії. Це узгоджується часто і з мінімумом повної енергії феромагнетика. У деяких випадках (наприклад, при наявності Н, орієнтованого під відмінним від нуля кутом до осі легкого намагнічування) такого узгодження може і не бути, і тоді М в доменах може бути відхилений від осі легкого намагнічування.

В кристалах з однією виділеною віссю легкого намагнічування (магнітно-одноосьові кристали, наприклад Co, SmCo5, MnBi та ін.) магнітному моменту енергетично вигідно орієнтуватися (виключаючи, можливо, деякі випадки з Н?0) лише вздовж двох протилежних напрямків, що відповідають осі легкого намагнічування. В цьому випадку вектори М сусідніх доменів орієнтовані в прямо протилежних напрямках (180-градусні доменні сусідства). В кристалах кубічної сингонії, володіючих декількома рівноправними осями легкого намагнічування (магнітнобагатоосьові кристали) - трьома, як у Fe або FeSi (орієнтовані вздовж осей типу [100]), або чотирма, як у Ni або Y3Fe5O12 (орієнтовані вздовж осей типу [111]), - крім 180-градусних сусідств можуть існувати 90-градусні (Fc, FeSi та ін.), а також 71 - та 109-градусні (Ni, Y3Fe5O12 та ін.) сусідства. Сусідні домени відокремлюються один від одного вузькою областю, що називається доменною стінкою або доменною межею. В межах цієї області вектор намагніченості М повертається від рівноважного напрямку в одному домені до рівноважного напрямку в сусідньому домені. В результаті такого повороту збільшується обмінна анізотропія, а в загальному випадку й інші енергії феромагнетика, які в сумі складають енергію доменної межі. Таким чином, появлення доменної структури можливе, якщо виникаюче при цьому зменшення магнітостатичної енергії зразка по абсолютній величині перевищую сумарне збільшення енергії утворюваних доменних меж.

Величина енергії доменної межі істотно залежить від характеру розподілу намагніченості, а також від повного кута повороту М при переході від домену до домену. У залежності від цього кута (типу сусідства) розрізняють 180 -, 90 -, 71 - і 109-градусні доменні межі.

У загальному випадку форма феромагнітного домену і вид доменної структури в цілому на поверхні і всередині кристалу відрізняються один від одного. У зв'язку з цим розрізняють поверхневу (часто замикаючу) і внутрішню доменну структуру. Як правило, у досить масивних зразках (з розмірами L, значно переважаючими розміри доменів D) поверхнева структура виявляється більш складною, ніж внутрішня. У тонких плівках (L ? D) доменна структура на поверхні і всередині зразка може бути однаковою. У цьому випадку говорять про наскрізну доменну структуру.

У магнітно-одноосьових плівках з віссю легкого намагнічування паралельною поверхні, як правило, спостерігають так звану просту смугову доменну структуру у вигляді більш-менш регулярних смуг (аналогічних рис. 1.10 а) з векторами М, розташованими в площині пластини антипаралельно один одному. У тонких плівках такі смуги утворюють наскрізну доменну структуру, існуючу в феромагнітних речовинах з широкою зміною фактора якості Q = K/2kMs 2(як Q> 1, так і Q <1), де К - константа одноосьової магнітної анізотропії, Ms - намагніченість насичення. Зі збільшенням товщини плівки смугова доменна структура може зберігатися (далеко від торців), але перестає бути наскрізною.


Рисунок 1.10 - Можливі типи доменних структур в магнітно-одноосьових зразках з поверхнею, паралельною (а, б) і перпендикулярною (г) осі легкого намагнічування С6; в-схема, що розшифровує спостережувані доменні структури [3]

У тонких плівках з віссю легкого намагнічування, перпендикулярною до поверхні, також може існувати смугова доменна структура. Однак у міру збільшення товщини плівки L доменні межі поблизу поверхні кристала згинаються і набувають хвилястий характер вздовж цієї поверхні. Подальше збільшення L призводить до поступового розгалуження доменної структури при підході із глибини кристалу до поверхні, що дозволяє частково уникнути збільшення сумарної площі сукупності доменних меж і, отже, зростання їх повної енергії у міру зростання L. Зазвичай розгалуження здійснюється шляхом появи нових феромагнітних доменів в вигляді «клинів» з вектором М, спрямованим у бік, протилежний напрямку намагніченості в основних доменах. Потім з'являється «клин у клині» і так далі, як показано на рис. 1.10 б, де представлений знімок доменної структури на площині, паралельній осі легкого намагнічування (вісь С6 гексагонального кристала Со); тут-таки дана розшифровка даної структури на зазначеній поверхні (рис. 1.10, в), а також на базисній (перпендикулярній до осі С6) поверхні (рис. 1.10, г). Зазначена видозміна доменної структрури при збільшенні L істотно залежить від орієнтації поверхні пластини щодо кристалографічних осей. Так, якщо ця поверхня буде відхилятися на деякий кут в від площини, в якій лежить вісь легкого намагнічування, то спостережувана доменна структура буде ускладнюватися при збільшенні в.

У магнітно-багатоосьових кристалах спостерігаються подібні закономірності, наприклад в монокристалічних пластинах Fe (магнітно-трьохосьових) з площиною поверхні, паралельній площині {101} ({101} - площини), далеко від торців може спостерігатися 180-градусна доменна структура (рис. 1.11 а). Якщо ж поверхня кристала нахилена до осі типу [010], що лежить в площині {101} під деяким кутом в, то доменна структура стає більш складною. Так, при в ~ 2-4o на поверхні пластини в області основних (смугових) доменів з'являються каплевидні домени (рис. 1.11 б). При великих в (рис. 1.11 в) спостережувана доменна структура ускладнюється настільки, що доменні межі основних доменів важко помітні. Зазначені ускладнення пов'язані з необхідністю зменшення поверхневих магнітних «зарядів» за рахунок появи додаткових феромагнітних доменів. Ці заряди з неминучістю виникають через неможливість повного замикання магнітного потоку при в?0.

Якщо зразок у формі тонкої магнітно-трьохосьової плівки (з L?D) має поверхню, що збігається з кристалографічною площиною {100} ({100} - площини), то на цій поверхні далеко від торців також може спостерігатися одна з простих доменних структур, наприклад 180-градусна доменна структура типу представленої на рисунку 1.11 а, або 90-градусна (рис. 1.11 г.).


Рисунок 1.11 - Спостережувані доменні структури в плівках Fe 3% Si з поверхнею, що складає з віссю [001], що лежить в площині {100}, кути в=00(а), 2-40(б), 6-100(в), а також з поверхнями, що складають з осями [001] та [010] кути в001= в010=00(г), в001=00, в010=3-50(д), в001=2-40 та в010=7-120(е)


При відхиленні поверхні пластини на невеликий кут б (2-4°) від площини {100} (але так, що одна з осей легкого намагнічування залишається лежати в площині плівки) спостерігається доменна структура, як і у випадку магнітно-одновісного кристала, ускладнюється і на поверхні видно додаткові домени у вигляді «ялинок» (рис. 11, д). Якщо відхилення зазначеної поверхні відбувається так, що поверхня плівки не збігається ні з однією віссю типу [100], то спостерігається доменна структура у вигляді «стовбурів» (рис. 11, е). Подальший нахил площини зразка призводить до ще більшого ускладнення спостережуваної доменної структури.

Поблизу торців {100} - і {110} - площин можуть спостерігатися замикаючі домени у вигляді трикутних призм (рис. 1.12 та 1.13). При цьому лише в площинах з поверхнею типу {100} замикаючі домени мають просту структуру (рис. 1.12 а). Якщо розмір кристала L уздовж осі [100] збільшувати, то замикає структура почне розгалужуватися (рис. 1.12 б). Зазначене розгалуження дозволяє (як і в попередніх випадках) уникнути збільшення енергії доменних меж при збільшенні L. Поблизу торців {110} - площин, перпендикулярних до осі [001], що лежить в площині зразка, також виникають замикаючі призми. Однак через те, що дві інші осі легкого намагнічування нахилені під кутом 45° по відношенню до поверхні кристала, структура замикаючих областей є складною. Схематично вид її представлений на рисунку 1.13 а поблизу одного з торців пластини; при збільшенні L замикає доменну структуру {110} - площини також галузиться (рис. 1.13 б).


Рисунок 1.12 - Схематичне зображення простої доменної структури(а) і розгалуженої доменної структури(б) поблизу торця площини з поверхнею {100} [3]


Рівноважні розміри феромагнітних доменів в магнітно-одновісних кристалах в відсутності зовнішнього впливів визначаються мінімумом енергії магнітостатичних полюсів, пов'язаних з виходом намагніченості в межах кожного з доменів на поверхню, а також енергією доменної межі. При цьому


Рисунок 1.13 - Схематичне зображення доменної структури (а) і розгалуженої доменної структури (б) поблизу торця з поверхнею {110} [3]


чим менше ширина доменів, тим сильніше дробляться зазначені полюси, що призводить до зниження енергії магнітостатічного поля. Однак чим менше ширина доменів D, тим більше число доменних, і, отже, їх сумарна енергія зростає. У результаті конкуренції цих факторів виникає рівноважна ширина D.

У магнітно-багатовісних кристалах в найпростіших випадках (кристал обмежений поверхнями {100}) вихід М на поверхню кристала може бути майже повністю виключений завдяки виникненню замикаючих доменів, тобто магнітний потік може бути замкнутий всередині кристалу. Однак намагніченість замикаючих доменів спрямована під кутом до намагніченості основних доменів [3].


1.4 Динаміка доменних стінок


Динаміка доменної стінки - поступальний або коливальний рух доменної стінки у феромагнетиках, що виникає під дією прикладеного постійного, імпульсного або змінного по знаку магнітного поля. Часто розглядають поле, паралельне намагніченості в одному із суміжних доменів. Причиною руху доменної стінки є порушення рівноваги магнітної доменної структури, що виникає при включенні і зміні в часі зовнішнього магнітного поля. Домени, магнітні моменти в яких виявляються енергетично в більш вигідному становищі, прагнуть збільшити свій об'єм за рахунок доменів, магнітні моменти в яких мають менш вигідний напрямок в магнітному полі. Зсув доменних стінок відбувається шляхом обертання магнітних моментів у стінці. Динаміка доменних стінок визначає один з механізмів перемагнічування магнітовпорядкованих речовин, а також частотну залежність магнітної сприйнятливості [3].

При накладанні на зразок магнітного поля його доменна структура змінюється. Домени, намагніченість яких спрямована протилежно напрямку поля або складає з ним тупий кут, починають зменшуватися. Цей процес йде зазвичай шляхом зміщення кордонів, і кристал в цілому набуває все зростаючу намагніченість. Таке зміщення кордонів під дією поля можливо, очевидно, до тих пір, поки найбільш вигідно орієнтовані відносно поля домени не поглинуть повністю домени, орієнтовані менш вигідно. Після завершення процесу зміщення кристал виявляється намагніченим однорідно до насичення у напрямку найближчої до поля осі легкого намагнічування.

Такий процес зміщення кордонів при наростанні намагнічуючого поля можна простежити за допомогою порошкових фігур. На рисунку 1.14 представлені зміни порошкових фігур в безперервно зростаючому магнітному полі, направленому вздовж однієї з осей легкого намагнічування [8].

Швидкість поступального руху доменної стінки визначається балансом зміни енергії магнітних моментів у зовнішньому магнітному полі та енергії дисипації, пов'язаної з процесами релаксації магнітних моментів (спінів) у рухомій доменній стінці, а також з вихровими струмами, індукованими рухом доменних стінок в провідному магнетику. Релаксація магнітних моментів здійснюється за допомогою взаємодії змінюючих орієнтацію магнітних моментів між собою (магнон-магнонного розсіювання) та з коливаннями кристалічної решітки (магнон-фононне розсіювання), а також завдяки розсіянню спінових хвиль на дефектах, домішках та інших недосконалостях структури магнітного кристала. На відміну від релаксації однорідної спінової підсистеми, доменна стінка має ще один канал дисипації енергії, пов'язаний з наявністю додаткової гілки спінових хвиль - згинальних коливань доменних стінок. У результаті прямих і багатоступеневих процесів спінової релаксації при русі доменних стінок енергія, що виділяється завдяки перемагнічуванню зразка, передається в кінцевому підсумку в фононну підсистему кристала, тобто перетворюється в теплоту.


Рисунок 1.14 - Рух меж в наростаючому магнітному полі [8]


У плівках магнітних динаміка доменної стінки має особливості, пов'язані з наявністю полів розсіювання, створюваних магнітними зарядами на поверхні плівки. У провідних магнетиках зменшення товщини плівки супроводжується зменшенням витрат енергії на утворення вихрових струмів, що призводить до зростання рухливості доменної стінки. У плівках феромагнетиків товщиною менше 0,1 мкм (порівнянних з товщиною доменної стінки) структура доменних стінок залежить від товщини. Зі зменшенням товщини плівки існування блохівских стінок стає енергетично менш вигідним, ніж неелівських стінок. Перебудова структури доменної стінки впливає на її рухливість і масу. Маса стінки Блоха зростає зі зменшенням товщини плівки, досягаючи максимуму в області переходу блохівськой доменної стінки до стінки зі структурою, перехідною від блохівськой до неелевської (так звана стінка з поперечними зв'язками).

Дослідження динаміки доменних стінок грунтуються на вимірюванні потоку магнітної індукції, що змінюється при русі доменних стінок у зразку; на ефекті Фарадея (в прозорих магнітних матеріалах) або магнітооптичному ефекті Керра (в непрозорих матеріалах). Для визначення динамичних параметрів доменних стінок використовують частотну залежність амплітуди коливань доменних стінок у змінному магнітному полі. Пряме визначення залежності швидкості руху ізольованої доменної структури від величини прикладеного магнітного поля проводиться за часом пробігу доменної стінки між двома котушками індуктивності (метод Сикстуса і Тонкса). Застосовується також магнітооптична модифікація цього методу, заснована на вимірюванні часу пробігу доменної стінки між двома колімованими променями плоскополяризованого світла. Для дослідження динаміки доменних стінок використовують також візуальні методи стробоскопічного спостереження доменної структури, а також високошвидкісну фотографію.

Сила, що викликає рух доменних стінок, визначається різницею густини енергії граничних доменів у зовнішньому полі В і дорівнює FВ = B (M + - M-) S, де М+ і М- - магнітні моменти в сусідніх доменах, S - площа плоскої доменної стінки. Сила, що діє на одиницю площі доменної стінки (магнітний тиск РВ), у разі (180°-ної доменної стінки) дорівнює PB=FB/S=2MSB, де MS = | M + | = | M- | - намагніченість насичення. Магнітний тиск прагне змістити доменну стінку у бік домену з більшою щільністю енергії. Якщо не враховувати вигинів доменної стінки, то її можна охарактеризувати ефективною масою і розглядати динаміку доменної структури при не надто великих швидкостях як динаміку матеріальної точки. Диференційне рівнянння руху матеріальної точки стосовно доменної стінки має вигляд:

(1.1)


Доменна стінка зміщується вздовж осі х, її початкове положення рівноваги при РB = 0 відповідає х = 0. У рівнянні (1.1) m - маса одиниці поверхні доменної стінки; сила гальмування (тертя), - параметр в'язкого затухання; - kx-квазіпружна сила, обумовлена ??зміною енергії зразка при невеликому зсуві доменної стінки з початкового положення рівноваги. Квазіпружна сила може бути обумовлена ??полями розмагнічування у зразку кінцевих розмірів, наявністю градієнта постійного магнітного поля, взаємодією доменних стінок з дефектами структури магнетика, сторонніми включеннями та іншими магнітними неоднорідностями.


Рисунок 1.15 - Залежність швидкості руху доменної стінки від зовнішнього магнітного поля в монокристалі Ni0.75Fe2.25O4 [3]


Експериментально установлено, що зазвичай доменна стінка залишається нерухомою, поки зовнішнє магнітне поле не досягне значення B?BC. Величину BC називають коерцитивністю доменної стінки [3].



2. Вплив магнітного поля на електричні і магнітні властивості феромагнетиків


.1 Вплив магнітного поля на доменну структуру феромагнетиків


При зміні величини зовнішнього магнітного поля H доменні структури можуть перебудовуватися, причому в одному і тому ж інтервалі значень Н можуть існувати, взагалі кажучи, різні доменні структури. Більшість цих структур є метастабільними, і їх поява пов'язана з конкретним способом отримання даного магнітного стану при даних розмірах і формі кристала.

Якщо в плівках магнітно-одновісного кристала з віссю легкого намагнічування, перпендикулярної до поверхні, і з Q> 1 при фіксованій товщині в розмагніченому стані створена лабіринт на доменна структура (рис. 2.1 а), то вона залишається стабільною в деякому інтервалі полів 0 <H <H1 (Н направлено вздовж осі легкого намагнічування), хоча її параметри змінюються зі зміною Н. У більш сильних полях (H1<H<H2) стійкою виявляється доменна структура у вигляді решітки циліндричних магнітних доменів (рис. 2.1 б), а в полях H2 <H <H3-ізольовані циліндричні магнітні домени (рис. 2.1, в), що представляють собою області зворотного намагнічення у формі прямого кругового циліндра з твірною вздовж осі легкого намагнічування (рис. 2.2). Всі поля Hi (i = 1, 2, 3) переходів з одних магнітних станів в інші (або перебудови від однієї доменної структури до іншої) залежать від властивостей речовини і товщини плівки. Якщо H>H3, то енергетично вигідним є однорідно намагнічений стан плівки. Істотно, що всі описані вище феромагнітні домени можуть виникати і в інших інтервалах полів, але лише як метастабільні. Так, ізольовані циліндричні магнітні домени можуть також виникати і в інтервалі полів H2> H> H0, де H0-поле абсолютної нестійкості цього домену; в деяких інших інтервалах полів можуть існувати й інші метастабільні доменні структури, наприклад «сотова» доменна структура (рис. 2.2 г.), а також феромагнітні домени у вигляді кілець (рис. 2.3, зліва) або спіралей (рис. 2.3, праворуч).

Таким чином, при збільшенні H (починаючи з розмагніченого стану) доменна структура у зразку буде істотно змінюватися і в полі H = H3, що називається полем насичення, буде зникати. При зменшенні поля (починаючи з однорідно-намагніченого або будь-яких інших магнітних станів) намагніченість зразка буде зменшуватися, однак відповідна крива М(H) (спадна гілка петлі гістерезису), як правило, лежить вище кривої намагнічування; при цьому доменні структури, відповідні різним точкам спадної гілки петлі гістерезису, також, взагалі кажучи, будуть різними.


Рисунок 2.1 - Спостережувані типи доменних структур на поверхні, перпендикулярної до осі легкого намагнічування магнітно-одновісної пластини з фактором якості Q> 1: a-лабіринтарна доменна структура у стані розмагніченості; б-решітка циліндричних магнітних доменів (схема), в-ізольовані циліндричні магнітні домени; г - «сотова» доменна структура[3]


Якщо намагнічування магнітно-одновісного кристала відбувається під деяким кутом ц до вісі легкого намагнічування, то при кожному ц послідовність перетворень доменної структури, а також і самі доменні структури можуть мати свої особливості. Змінюючи ц на спадній гілці петлі гістерезису в точці H = 0, що відповідає стану залишкового намагнічення, можна одержувати зовсім різні доменні структури (лабіринтарні, зигзагоподібні, у вигляді решіток циліндричних магнітних доменів, «сот» та ін.); те ж стосується і інших точко спадної гілки петлі гістерезису.


Рисунок 2.2 - Схематичне зображення циліндричних магнітних доменів[3]


Рисунок 2.3 - Магнітні домени на пластинах змішаних феритів-гранатів з площиною поверхні, перпендикулярної до осі легкого намагнічування: зліва-кільцеві домени; праворуч-спіральні домени. У світлих і темних областях М мають протилежні напрямки, перпендикулярні до площини пластини [3]


У деяких випадках (наприклад, в тонких магнітних плівках) з віссю легкого намагнічування, перпендикулярної до поверхні, і з доменною структурою у вигляді смуг) при збільшенні H аж до HS перебудова доменної структури може і не відбуватися, якщо Н прикладено вздовж смуг в площині плівки з Q <1. Відбувається лише зменшення періоду доменної структури. Якщо М для плівок з Q <1 (наприклад, пермалоєвих) докладено перпендикулярно до площин доменних меж, то зі збільшенням Н при деякому критичному значенні відбувається стрибкоподібний поворот всіх смуг доменної структури до напрямку H.

При зміні Н в магнітно-багатовісних кристалах також відбувається перебудова доменної структури. Так, якщо пластина магнітно-тривісного феромагнетика має поверхню типу {110}, то ряд перетворень доменної структури зі збільшенням і подальшим зменшенням зовнішнього магнітного поля H, спрямованого під деяким кутом до осі легкого намагнічування [001], що лежить в площині пластини, представлений на рисунку 2.4 [3].


Рисунок 2.4 - Поведінка доменних структур при намагнічуванні і перемагнічуванні кристалічної пластини з площиною поверхні {110} і з віссю [001], що лежить в площині пластини і нахиленою до її бічного ребра, вздовж якого прикладено зовнішнє магнітне поле під кутом б = 55°[3]


Видно, що крім вихідної смугової доменної структури (основні домени) під кутом до смуг починає проростати більш дрібна (теж смугова) доменна структура. Видима при цьому на поверхні нова доменна структура становить лише замикаючу частину більш складної внутрішньої структури. При деяких значеннях H = Hk, що залежать від б, нова доменна структура покриває всю поверхню кристала. Подальше збільшення Н призводить до зменшення ширини смуг (періоду доменної структури). При зменшенні Н виходячи з таких станів (відповідних точкам на спадній гілці петлі гістерезису) знову формується смугова структура основної доменної структури.

Якщо б> бc, то процес перебудови доменної структури зі зміною H йде аналогічно описаному вище, але вторинна (більш дрібна) доменна структура має вигляд зигзагів. У міру збільшення H ця доменна структура спочатку повністю покриває поверхню, потім починає подрібнюватися і розпрямлятися. При зменшенні H, як і в попередньому випадку, поступово формується вихідна смугова доменна структура [3].


2.2 Магніторезистивний ефект


Магніторезистивний ефект - це зміна електричного опору матеріалу в зовнішньому магнітному полі. Мірою впливу магнітного поля на електроопір є магнітоопір. Для опису магнітоопору використовуються два різних визначення. Згідно з першим, магнітоопір являє собою відношення зміни електричного опору до опору в стані насиченняДR/Rнас:


(2.2)


де R(H) - опір в залежності від прикладеного поля Н, і Rнас - опір в стані магнітного насичення або опір при максимальному полі, якщо зразок повністю не насититься. Інше визначення, також часто використовується в літературі, полягає в нормуванні опору до його значення при нульовому зовнішньому полі (Rо). Воно визначається наступним чином:


(2.3)

Ці два визначення пов'язані один з одним співвідношенням


(2.4)


Перше ?R/Rнас може змінюватися від нуля до нескінченності, тоді як друге ?R/R0 - від нуля до одиниці. Більшість експериментаторів воліють користуватися першим визначенням, оскільки опір при нульовому полі, як правило, залежить від передісторії зразка. На відміну від нього, опір, вимірюється за (2.2) більш відтворено, тому що воно від передісторії зразка не залежить, і завжди має одне й те ж значення.

Говорячи про магніторезистивний ефект, слід коротко згадати про класичний аналог цього явища. Для немагнітних металів магніторезистивний ефект досить незначний; наприклад, для міді він складає ?10-4. Винятком є ??вісмут, у якого він дорівнює ?2. Для магнетиків зазвичай спостерігають позитивний магніторезистивний ефект, при якому опір зростає із збільшенням магнітного поля. Для типових магнітних матеріалів магніторезистивний ефект дуже малий. Наприклад, для заліза при кімнатній температурі він складає ?2*10-3, для нікелю ?2*10-2, а для пермаллоя - 0,03 - 0,04. Причина класичного магніторезистивного ефекту - викривлення траєкторій електронів і дірок в магнітному полі і, відповідно, їх більшому розсіюванні.

У феромагнітних матеріалах є два типи магнітоопору, величина якого більше 1% при кімнатній температурі. Це анізотропний (AMО) і гігантський (ГМО) магнітоопір [9].

У феромагнетиках наявність спонтанної намагніченості обумовлює аномальний гальваномагнітних явищ в залежності від магнітного поля, температури та інших факторів. Існування доменної структури призводить, наприклад, до того, що на електрони провідності діє не зовнішнє магнітне поле, а поле, що створилося в результаті переорієнтації намагніченості доменів під дією зовнішнього поля. Тому в феромагнетиках електричні явища описуються не як функції зовнішнього магнітного поля, а як функції намагніченості [10].

Взаємодія електронів провідності з внутрішніми електронами, спінові магнітні моменти яких створюють спонтанну намагніченість у феромагнетиках, обумовлює феромагнітну аномалію питомого опору. Ця аномалія полягає в тому, що питомий опір феромагнітних матеріалів нижче температури Кюрі завжди менше питомого опору, який мав би цей матеріал, будучи не феромагнітним. Кількісно аномалія питомого опору описується формулою Герлаха:


(2.5)


де а-константа, що залежить від речовини феромагнетика,- різниця значень питомого опору екстрапольованого нижче температури Кюрі до не феромагнітного стану і питомим опором феромагнітного стану (рис. 2.20), MS - величина спонтанної намагніченості.

Інша формула Герлаха встановлює зв'язок між питомим опором і намагніченістю феромагнетика нижче температури Кюрі в магнітних полях, при яких М(Н)> MS:


(2.6)


де с0 - питомий опір при 00С і Н=0, сН=0 - питомий опір при Н=0, b - константа, мало залежна від температури.

Магніторезистивний ефект можно представити у вигляді суми двох ефектів. Один з них, пов'язаний із зміною електроопору при зміні величини спонтанної намагніченості. Так, наприклад, якщо, збільшуючи температуру, нагріти феромагнетик вище точки Кюрі, його спонтанна намагніченість зникне, а електроопір при цьому зросте. На рисунку 2.5 порівнюються температурні залежності питомого електроопору нікелю і паладію. В атомі нікелю понад конфігурації аргону є 10 електронів, стільки ж електронів понад конфігурації криптону є і в атомі паладію, тобто електронні структури цих металів дуже похожі. Однак, незважаючи на таку подібність, нікель є феромагнетиком, а паладій магнітних властивостей не проявляє. Зіставлення цих двох металів дозволяє виявити різницю в електроопорі металів, які мають і не мають феромагнітні властивості. На рисунку 2.5 обидві криві сходяться в точці Кюрі нікелю, а при температурах вище її практично збігаються. Вказана обставина говорить про правомірність такого порівняння. З рисунку 2.5 видно, що нижче точки Кюрі, тобто при появі феромагнітних властивостей, опір Nі помітно падає. Якби нікель не володів такими властивостями, то при кімнатній температурі його опір був би удвічі більшим. Такий же ефект можна отримати, прикладаючи сильне магнітне поле і збільшуючи спонтанну намагніченість IS. На рисунку 2.6 наведено результати вимірів електроопору полікристалічного нікелю в залежності від поля. При цьому можна цікавитися або зміною опору, коли струм і поле паралельні (поздовжній ефект ДсІІ), або зміною опору при взаємно перпендикулярній орієнтації струму і поля (поперечний ефект Дс?). На рисунку 2.21 наведені типові криві ДсІІ та Дс? з яких видно, що поздовжній ефект в області технічного намагнічування має позитивний знак, а поперечний - негативний. В області сильних полів, де існує парапроцес, обидві криві практично однаково спадають із зростанням істинної намагніченості.


Рисунок 2.5 - Порівняння температурних залежностей питомого опору нікелю і паладію [11]


Пояснення такої зміни опору зі зміною спонтанної намагніченості запропонував Мотт. Відповідно до його теорії, електропровідність перехідних металів залежить в основному від руху 4s-електронів, причому наявність опору пов'язано з тим, що ці електрони розсіюються на кристалічній решітці і переходять у стан з більш низькою енергією. Низькоенергетичні стани, в які переходять розсіяні електрони, - це головним чином незайняті стани верхньої частини 3d-зони (рис. 2.7) У металі, що володіє феромагнітними властивостями, стану електронів зі спіном вгору в 3d-зоні виявляються заповненими, тому ймовірність розсіювання на решітці електронів зі спіном вгору зменшується. У рамках викладеної теорії Мотту вдалося досить добре пояснити температурну залежність електроопору нікелю. Крім того, викладена теорія дозволяє вказати можливу причину низького електроопору міді. Причина тут в тому, що 3d-зона міді повністю заповнена. За допомогою теорії Мотта можна також пояснити зменшення опору при вимушеному намагнічуванні, якщо врахувати, що в сильних магнітних полях електрони зі спіном вниз заповнюють незайняті стани у верхній частині 3d-зони.


Рисунок 2.6 - Зміна питомого опору нікелю при перемагнічуванні [11]


Касуя інтерпретував перелічені явища з зовсім іншої точки зору. Він висунув припущення про те, що електрони провідності розсіюються за рахунок обмінної взаємодії з поляризованими 3d-електронами, що локалізовані у вузлах решітки. При 00 К спіни 3d-електронів, відповідальні за феромагнітні властивості, шикуються паралельно і строго періодично, тому електрони провідності не відчувають розсіювання. Якщо ж температура зростає і паралельність спінів 3d-електронів за рахунок теплових коливань порушується, електрони провідності відчувають розсіювання і опір збільшується. Зростання питомої опору нікелю, показане на рисунку 2.5, пояснюється в рамках цієї теорії тим, що крім розсіювання електронів провідності на коливаннях гратки відбувається ще їх розсіяння на коливаннях спінів. У рідкісноземельних металах електрони провідності розсіюються на хаотично орієнтованих спінах 4f-електронів. Виходячи з викладеної теорії, можна пояснити пропорційність аномального доданка питомого опору різних рідкоземельних металів квадрату їх спінового магнітного моменту. Крім того, зазначена теорія пояснює зниження опору при вимушеному намагнічуванні. У даній інтерпретації причина такої поведінки опору полягає в тому, що сильне магнітне поле прагне відновити паралельність спінів, порушену тепловим збудженням, в результаті чого розсіювання електронів провідності зменшується. Така зміна опору називається анізотропним магніторезистивним ефектом.

Рисунок 2.7 - Розподіл електронів за квантовими станам в металах групи заліза, а також для порівняння у міді та цинку [9]


Інший магніторезистивний ефект полягає в зміні опору при зміні напрямку вектора спонтанної намагніченості. Електроопір залежить лише від кутової орієнтації IS, а протилежні направлення спонтанної намагніченості виявляються для нього еквівалентними. Тому, виходячи з феноменологічного підходу, залежність опору від напрямку можна представити у вигляді (2.7). Позначимо напрямні косинуси намагніченості IS через (б1, б2, б3), а напрямні косинуси струму - через (в1, в2, в3). Тоді для відносної зміни питомого опору можна записати:


(2.7)


Залежність електроопору від направлення намагніченості пояснив Кондо, який припустив, що зазначений ефект обумовлений розсіюванням електронів провідності під дією наявних у 3d-електронів поряд зі спінами невеликих орбітальних магнітних моментів. Грунтуючись на такому припущенні, можна пояснити як величину зміни опору зі зміною напрямку IS, так і температурну залежність [11].

На рисунку 2.8 представлений графік залежності величини магніторезистивного ефекту від квадрата намагніченості в довільних одиницях. Як видно з рисунку, графік складається з двох прямих зі зламом у деякій точці. Початкова пряма, що виходить з початку координат, відповідає процесу зміщення кордонів між доменами, а пряма вище зламу відповідає процесу обертання намагніченості [8].


Рисунок 2.8 - Графік залежності величини магніторезистивного ефекту від квадрата відносної намагніченості (у довільних одиницях) [8]


2.3 Гігантський магнітний опір


Ефект гігантського магнітоопору (ГМО), спочатку спостерігався в багатошарових структурах, які складаються з магнітних і немагнітних провідних шарів, що чергуються (див. рис. 2.9), наприклад, (Co / Cu)n або (Fe / Cr)n. Такі структури називають магнітними надгратками. Товщини шарів, як правило, становлять частки-одиниці нанометрів. Ефект полягає в тому, що опір структури, виміряний при струмі, поточному у площині системи, залежить від взаємного направлення намагніченості сусідніх магнітних шарів. Так, при паралельній намагніченості шарів опір, як правило, низький, а при антипаралельній - високий. Відносна зміна опору системи складає від 5 до 50% залежно від матеріалів, кількості шарів і температури. Ця величина на порядок більше, ніж у згаданого вище ефекту анізотропного магнітоопору.

В основі ефекту ГМО лежать два важливих явища. Перше полягає в тому, що у феромагнетику електрони з одним напрямком спіну (або однієї спінової поляризації, як прийнято говорити) розсіюються набагато сильніше, ніж електрони протилежної поляризації (виділений напрям задає намагніченість зразка). Друге явище полягає в тому, що електрони, виходячи з одного феромагнітного шару, потрапляють в інший, зберігаючи свою поляризацію. Таким чином, у разі паралельної конфігурації шарів ті з носіїв, які розсіюються менше, проходять всі структуру без розсіювання; а носії протилежної поляризації відчувають сильне розсіяння в кожному з магнітних шарів (див. рис. 2.9 а). У разі ж антипаралельної конфігурації системи (див. рис. 2.9 б), носії обох поляризацій відчувають сильне розсіяння в одних шарах і слабке в інших. Опір системи можна умовно зобразити у вигляді двох з'єднаних паралельно наборів опорів, що відповідають двом спіновим поляризаціям, при цьому кожне з опорів в цих наборах відповідає великим або малому розсіювання носіїв даної поляризації в конкретному магнітному шарі. Такі схеми для паралельної і антипаралельної конфігурацій шарів зображені внизу рисунків 2.9 а, б.


а б

Рисунок 2.9 - Магнітні надрешітки, на яких спостерігається ефект ГМО. Схематично зображено транспорт електронів протилежних поляризацій у разі а) паралельної і б) антипаралельної орієнтацій намагніченості магнітних шарів. У нижніх частинах малюнків зображені еквівалентні електричні схеми, відповідні цим двом конфігурацій [12]

Для функціонування пристроїв на основі ефекту ГМО важливою є можливість створення антипаралельної конфігурації шарів (див. рис. 2.9 б). Такі конфігурації вдається отримувати при нульовому полі завдяки наявності так званого міжшарової обмінної взаємодії [12].


3. Магніторезистивні властивості багатошарових плівок на основі феромагнетика і немагнетика


.1 Звязок магніторезистивного ефекту з процесами перемагнічування Fe-Gd плівок


В роботі [13] приводяться експериментальні результати одночасного дослідження доменної структури і магніторезистивного ефекту залізних і залізо-гадолінієвих плівок.

Плівки були отримані одночасним випаровуванням заліза і гадолінію із вольфрамових човників в вакуумі ~10-5 мм. рт. ст. на стікляні підкладки, нагріті до 2000С. Випарування проводили в орієнтуючому магнітному полі 50 ерс. Для дослідження доменної структури використовувалась установка по меридіональному магнітооптичному ефекту Керра. Магніторезистивний ефект ДR/R вимірювався мостом постійного струму Р-329. Напрям струму і напрям осі легкого намагнічування плівок співпадали. Дослідження плівок проводилося в тому ж вакуумі, в якому вони напилялися, без винесення плівок на повітря після їх виготовлення.

На петлях магніторезистивного ефекту, приведених на рисунку 3.1, є ряд точок, що відмічені цифрами 1-4. Цифрою 1 відмічені точки петлі, що відповідають початку зміщення меж доменів. Цифрою 4 - точки, що відповідають переходу плівок в однодоменний стан.

На фотографіях рисунку 3.2 приведені процеси зміни доменної структури при перемагнічуванні плівок зі складами: 72% Fe, 28% Gd; 21% Fe, 79% Gd. Номер над фото вказую, якій точці петлі відповідає дана доменна структура.

Із порівняння петель гістерезису ДR/R-ефекту, знятив вздовж осі легкого намагнічування (рис. 3.1 е, л). і процесів зміни доменної структури плівок в магнітному полі (рис. 3.2, ряди а, в) видно, що різка зміна ДR/R-ефекту в сторону його зменшення співпадає з інтервалом полів, в яких відбувається інтенсивне


Рисунок 3.1 - Петлі магніторезистивного ефекту залізо гадолінієвих плівок (а-д) 100% Fe, d=630Е; (е-к) 72% Fe, 28% Gd, d= 670Е; (л-п) 21% Fe, 79% Gd, d=840Е; (р-у) 9% Fe, 91 Gd, d=1140Е.00, 300,600, 900 - кути між віссю легкого намагнічування і напрямком поля[13]


Рисунок 3.2 - Зміна доменної структури плівок Fe-Gd при їх перемагнічуванні під різними кутами до осі легкого намагнічування, вказаної стрілками. Склади: (а, б) 72% Fe, 28% Gd, d= 670Е; (в, г, д) 21% Fe, 79% Gd, d=840Е [13]


зміщення меж. Кут відхилення цієї ділянки петлі від осі координат, судячи по всьому, характеризує долю процесів обертання при зміщенні доменних меж.

Конфігурація решти ділянок петлі визначається більшою мірою процесами обертання. Зменшення магнітного поля до нуля після намагнічування плівки паралельно ОЛН супроводжується збільшенням ДR/R-ефекту.

Збільшення ДR/R-ефекту, в цьому випадку, можна пояснити локальним обертанням векторів намагніченості внаслідок присутності дисперсії анізотропії.

При збільшенні зворотного поля відбувається поворот векторів намагніченості, чому передує зміщення кордонів, що викликає подальше зростання ДR/R-ефекту.

Зіставлення ДR/R-ефектів, знятих з плівок, намагнічених під різними кутами ОЛН, показує, що поворот намагніченості в бік осі важкого намагнічування викликає збільшення ДR/R-ефекту, а поворот векторів намагніченсті у бік осі легкого намагнічування - його зменшення (рис. 3.3). Тому після припинення зміщення кордонів магніторезистивний ефект продовжує зменшуватися (рис. 3.1 а, е, л). Зі збільшенням кута між напрямом струму і перемагнічуючим полем частка процесів обертання зростає, що призводить до збільшення магніторезистивного ефекту (рис. 3.1).


Рисунок 3.3 - Зміна магніторезистивного ефекту при перемагнічуванні плівок Fe-Gd, попередньо намагнічених під різними кутами до ОЛН: АВ - напрямок попереднього намагнічування, І - напрямок осі легкого намагнічування и струму, Н - напрямок перемагнічуючого поля. Кути між Н і АВ дорівнюють:1-1800, 2-1350, 3 - 450[13]


3.2 Магніторезистивні властивості плівок Fe і мультишарів на їх основі


В роботі Синашенко О.В., Кондрахової Д.М. та Проценко І.Ю. [14] наведено результати дослідження розмірної залежності магніторезистивного ефекту в тонких плівках Fe, отриманих методом резистивного напилення на підігріту до 4000 К підкладку. Встановлено кореляцію магнітоопору і структурно-фазового стану багатошарових плівкових систем на основі Fe і Cu або Cr в залежності від співвідношення товщин магнітних і немагнітних шарів. Вивчено вплив термообробки на величину магнітоопору, індукції розмагнічування та насичення. Розраховані значення чутливості магнітоопору до величини індукції магнітного поля.

Вивчення магніторезистивних властивостей проводилося при кімнатній температурі з використанням двоточкової схеми в зовнішньому магнітному полі від 0 до 300 мТл. При цьому вимірювання проводились у трьох геометріях - поздовжній, коли вектор магнітної індукції В спрямований вздовж протікання струму, поперечної, коли В перпендикулярний лінії протікання струму (в обох випадках В паралельний площині зразка) і перпендикулярної, коли В перпендикулярний площині. Величина магнітоопору визначалася як ДR/RS=(R(B) - RS)/Rs, де R(B) - поточне значення опорів плівковою системи в магнітному полі і Rs - опір при полі насичення.

На рисунку 3.4 показано приклад магніторезистивних залежностей для тонкої плівки Fe товщиною 11 нм. Як видно, у феромагнітних плівках Fe спостерігається анізотропність польових залежностей R(B), що характеризується негативним магніторезистивним ефектом в поздовжній геометрії і позитивним - в поперечній і перпендикулярній геометріях. Термовідпалювання зразків призвело до незначного зростання амплітуди ДR/RS (Tвідп = 700 К), її падіння у разі Tвідп = 900 К в поперечній геометрії і плавного падіння ДR/RS у всьому діапазоні температур в поздовжній і перпендикулярній геометріях (рис. 3.4).

Також були досліджені багатошарові плівкові системи на основі Fe і Cr або Сu з повторюваним набором фрагментів Fe / Cr або Fe / Сu (мультишари). Кількість фрагментів в більшості випадків витримувалося постійним і рівним 15. Як видно (рис. 3.5) для двох плівкових систем з атомної концентрацією 45 і 50 ат.% Fe характерна ізотропність польових залежностей R(В), тобто незалежно від геометрії вимірювання спостерігається зменшення величини електроопору в магнітному полі, що є характерною ознакою ГМС. Для інших систем з тонкими (? 2 нм) або відносно товстими (4 нм) шарами Сr характерна анізотропність залежностей R(В), подібно плівкам Fe, і переважання величини магнітоопору в поздовжній геометрії в порівнянні з двома іншими геометріями.


Рисунок 3.4 - Залежність магнітоопору від індукції магнітного поля для плівки Fe (11) /П, не відпаленої (а, б, в), і відпалений до Твідп = 700 К (г, д), у трьох геометрії: повздовжній (а, г), поперечної (б, д) і перпендикулярної (в) [14]

Перехід анізотропна - ГМО структура відбувається у випадку, коли більший внесок у величину магнітоопору вносить спін-залежне розсіяння електронів провідності на інтерфейсах магнетик / немагнітний метал або магнітних гранулах в порівнянні з розсіюванням на магнітних моментах доменів та їх стінках.

Термообробка зразків в широкому інтервалі температур 300-900 К в більшості випадків призвела до незначного зростання величини магнітоопору у всіх трьох геометріях, а також ліквідації ознак ГМО у двох зразках при відпалі понад 700 К (рис. 3.5, ж, к). При цьому на мікроскопічних знімках помітні укрупнення і структурованість лабіринтових доменів [14], розміри і відстань між якими починає перевищувати середню довжину вільного пробігуелектронів провідності.


Рисунок 3.5 - Залежність магнітоопору від індукції магнітного поля для плівкової системи [Fe (2,27) / Сr (2,8)] 15 / П: невідпалений (а - в) і відпалений до Твідп = 500 К (г - е), 700 К (ж - и) і 900 К (к - м) у трьох геометріях - повздовжній (а, г, ж, к), поперечної (б, д, з, л) і перпендикулярної (у, е, и, м) [14]

У багатошарових плівкових cиcтемаx на оcнові Fe і Cu спостерігається анізотpопноcть польовиx залежноcтей R(B), а ДR/RS (B), якому може бути пояснена pізним xаpактеpом повоpота векторів намагніченноcті в cтоpонy оcей легкого або важкого намагнічування. Необxідно зазначити, що для зазначених зразків величина магнітоопору у більшості випадків не перевищувала 0,05%[14].


3.3 Магніторезиставні властивості тришарових плівкових систем CoNi/Ag(Cu)/FeNi


У роботі [15] наведені результати дослідження структурно-фазового стану та магніторезистивних властивостей (анізотропний магнітоопір, гігантський магнітоопір) тришарових нанокристалічних плівкових систем CoNi/Ag(Cu)/FeNi в умовах надвисокого безмасляного вакууму.

Основними причинами магнітного і магніторезистивного гістерезису є необоротний зсув доменних стінок, необоротне обертання спонтанної намагніченості та затримка утворення і росту зародків перемагнічування. Для всіх досліджуваних зразків CoNi/Ag/FeNi з товщиною немагнітного шару до 2 нм спостерігається позитивний поздовжній магніторезистивний ефект (опір збільшується при прикладенні зовнішнього магнітного поля), що є ознакою звичайного анізотропного магнітоопору, властивого однорідним феромагнітним матеріалам. Причиною анізотропного магнітоопору є взаємодія електронів провідності із зовнішніми електронами атома, спінові моменти яких спричиняють спонтанну намагніченість. Слід зазначити, що величина МО для невідпалених плівок СоNi, FeNi та CoNi/Ag/FeNi з АМО становить дуже малу величину і при кімнатній температурі не перевищує 0,15%.

Для невідпалених тришарових плівок з товщиною прошарку dAg = 3-15 нм (рис. 3.6) спостерігається тільки зменшення електричного опору незалежно від напрямку прикладеного магнітного поля, струму й орієнтації зразка (відсутність анізотропії МО). Знак «-» показує, що електроопір падає при внесенні розмагніченого зразка у магнітне поле. Цей факт є характерною ознакою ГМО, наявність якого свідчить про магнітну гетерогенність об'єкта і зміну відносної орієнтації магнітних моментів його частин. На рисунку 3.6 як ілюстрації подані залежності поздовжнього та поперечного магнітоопору від напруженості зовнішнього магнітного поля для тришарової системи CoNi/Ag/FeNi з dFe = 30 нм і dAg=5 нм, отримані при різних температурах. Як бачимо з рисунка, характерною ознакою для всіх залежностей є різка зміна МО в інтервалі полів - 2-2 кА/м і явна тенденція до насичення у більш сильних полях.


Рисунок 3.6 - Залежність поздовжнього () та поперечного () магнітоопору від напруженості зовнішнього магнітного поля для свіжосконденсованої тришарової структури CoNi/Ag/FeNi (dCoNi = 30 нм, dAg = 5 нм, dFeNi= 30 нм): температура вимірювання 300 К (а); температура вимірювання 150 К (б) [15]


Отже, як бачимо, відносно слабке магнітне поле переводить систему від антиферомагнітного впорядкування до феромагнітного, що й приводить до зменшення опору провідника, тобто реалізується ГМО. Ефект ГМО обумовлений спін-залежним розсіюванням електронів на межах поділу шарів плівки та в об'ємі шарів металу.


Висновки


. В останню чверть минулого століття у фізиці тонких плівок було в основному завершено етап досліджень одношарових плівок, у тому числі монокристалічних. Ці об'єкти у значній мірі були вивчені, а можливості їх застосування вичерпані. Подальше поглиблення знань у галузі фізики тонких плівок відбувається у напрямку дослідження багатошарових плівкових систем на основі шарів (як магнітних, так і немагнітних) з дисперсною структурою - аморфних, нано - та мікрокристалічних плівок.

. Основною особливістю електронного транспорту в мультишарових магнітних плівках, порівняно з масивними провідниками, є взаємодія носіїв заряду із внутрішніми межами шарів. Вони впливають на залежність кінетичних коефіцієнтів від товщини шарів і зовнішніх полів.

. У багатошарових плівкових системах було відкрито ряд фундаментальних ефектів, наприклад, осцилювальну обмінну взаємодію, яка є однією з причин гігантського магнітоопору. Серед всієї різноманітності ефектів, які спостерігаються у мультишарових магнітних плівках, до найбільш яскравих і важливих з погляду практичного застосування безсумнівно належить ефект гігантського магнітоопору, відкритий у 1989 р.

. Магніторезистивний ефект у тонких феромагнітних плівках обумовлений розсіюванням електронів на магнітних моментах доменів та їх стінках і змінюється при внесенні феромагнетика в магнітне поле.

. Ефект ГМО спостерігається у багатошарових зразках, що складаються із почергово нанесених шарів феромагнітних та немагнітних металів, і полягає у зменшенні електроопору зразка (паралельно його границям) при включенні відносно слабкого зовнішнього магнітного поля.


Список використаних джерел


1. Пасынков В.В. Материалы электронной техники: Учебник для студентов вузов. - М.: Высш. школа, 1980. - 406 с.

. Вонсовский С.В. Физика ферромагнитных областей: Сборник статей. - М.: Из-во иностранной литературы. - 1951. - 324 с.

. Физическая энциклопедия // Гл.ред. Прохоров А.М. и др.-М.: Большая российская энциклопедия, 1988-1998. Т.1. - 704 с.; Т.2. - 703 с.; Т.4. - 704 с.; Т.5-691 с. Стробоскопические приборы-Яркость, 1998. - 691.

. Семенова Г.В., Сушкова Т.П. Дефекты структуры и физические свойства кристаллов: Учебно-методическое пособие для студентов химического факультета. - Воронеж.: Издательско-полиграфический центр Воронежского государственного университета, 2007. - 51 с.

. http://www.students.by/articles/22/1002295/1002295a3.htm - Теория магнетизма; 10.05.2011

. Барьяхтар В.Г., Иванов Б.А. В мире магнитных доменов. - Киев: Наукова думка, 1986. - 157 с

. Тонкие ферромагнитные пленки. Пер.с нем. Под ред. Телеснина Р.В.-М.: Из-во «Мир», 1964. - 316 с.

. Киренский Л.В. Магнетизм. - М.: из-во «Наука», 1967. - 194 с.

. Федосюк В.М. Наноструктурные пленки и нанопроволоки. - Мн.: Издательский центр БГУ, 2006. - 311 с.

. Буравихин В.А., Христосенко В.С. О применении гальваномагнитных эффектов к измерению некоторых магнитных характеристик ферромагнитных пленок // Физика магнитных пленок. - Иркутск, 1964.-вып. 1. - 304 с.

. Вонсовский С.В. Магнетизм.-М.: Издательство «Наука», 1971. - 1032 с.

.http://www.amtc.ru/publications/articles/2084/-Гигантское магнитосопротивление: от открытия до Нобелевской премии; 09.06.2011

. Буравихин В.А., Неделько А.А., Бочкарев В.Ф. Связь гальваномагнитного эффекта с процесами перемагничивания железо-гадолиниевых пленок // Физика магнитных пленок. - Иркутск, 1964.-вып. 1. - 304 с.

. Сынашенко О.В., Кондрахова Д.Н., Проценко И.Е. Магниторезистивные свойства пленок Fe и мультислоев на их основе // Ж. нано - електрон. фіз. - 2010.-Т.2, №4. - С. 96-114.

. Лобода В.Б., Кравченко В.О., Шкурдода Ю.О. Структура і магніторезистивні властивості тришарових плівкових систем CoNi/Ag(Cu)/FeNi // Ж. нано - електрон. фіз. - 2009. - Т.1, №2. - С. 21-27.


Курсова робота Магніторезистивний ефект в тонких феромагнітних плівках Вступ Тонкі феромагн

Больше работ по теме:

КОНТАКТНЫЙ EMAIL: [email protected]

Скачать реферат © 2017 | Пользовательское соглашение

Скачать      Реферат

ПРОФЕССИОНАЛЬНАЯ ПОМОЩЬ СТУДЕНТАМ