Наноэлектроника лит-ра / dragunov

Глава 6

Магнитоэлектроника

В настоящее время работа большинства электронных приборов основана на управлении потоками электронов при помощи электрических полей. Однако традиционная полупроводниковая электроника уже вплотную приближается к своим физическим пределам (в частности, по рассеиваемой мощности), в связи с чем ведутся интенсивные исследования, направленные на преодоление фундаментальных (принципиальных) проблем современной электроники.

Помимо заряда электрон обладает спином – собственным моментом количества движения. Исследования показывают, что в ряде случаев функциональные устройства, в которых используется спин, могут в значительной степени вытеснить или дополнить различные традиционные электронные устройства [1]. Это новое направление электроники, связанное с потенциальным применением для создания устройств передачи, преобразования и хранения информации спиновой степени свободы получило название «спиновой электроники», или «спинтроники». Ему сопутствует смещение акцентов как в отношении основных изучаемых эффектов, так и в отношении используемых материалов. На первый план выходят ферромагнитные металлы и магнитные взаимодействия. В «обычной» зарядовой электронике из-за высокой концентрации свободных электронов, экранирующих электрические поля и исключающих возможность управлять распределением заряда, металлам отводилась довольно пассивная роль. Воздействие же магнитного поля на движение электронов, будучи эффектом релятивистским (сила Лоренца пропорциональна отношению скорости заряда к скорости света), становится существенным лишь в достаточно сильных полях [2].

231

В настоящее время это направление активно развивается. Например, уже разработаны спиновые клапаны и магнитные туннельные переходы, позволяющие на порядки увеличить плотность записи информации. Установлено также, что спинтроника имеет хорошие перспективы для применения в квантовых вычислениях и для квантовой передачи информации.

Потенциальное применение спиновой степени свободы неизбежно предполагает создание спин-поляризованных носителей, управление их свойствами (перенос, изменение и считывание состояния), а также сохранение определенного спинового состояния в течение некоторого промежутка времени [3].

Понятие «спин» вошло в физику более 80 лет назад. Отметим, что спин имеет квантовую природу и не связан с перемещением частицы. Со спином неразрывно связан магнитный момент электрона, поэтому поведение электрона в магнитном материале зависит от направления спина. Большинство электронов выстраиваются так, что их спин направлен вдоль магнитного поля, но некоторая часть электронов при этом имеет противоположно направленный спин. Различия в направлении спинов как раз и можно использовать для получения разнообразных магнитоэлектрических эффектов [4].

По-видимому, первый существенный шаг к магнитоэлектронике сделал Невилл Мотт еще в середине тридцатых годов ХХ века, обративший внимание коллег на некоторые аномалии переноса электричества в ферромагнетиках, возникающее из-за того, что у электрона помимо заряда есть спин, и получивший в 1977 году Нобелевскую премию по физике «за фундаментальные теоретические исследования электронной структуры магнитных и неупорядоченных систем».

Исследования же, непосредственно предвосхитившие развитие спиновой электроники, начались на рубеже 70-х годов прошлого века. Это в первую очередь работы М.И. Дьяконова и В.И. Переля, в которых была показана возможность ориентации спинов при протекании тока [5], работы М. Жюльера (M.Gulliere) по туннельному магнитосопротивлению магнитных переходов [6] и работы А.Г. Аронова и Г.Е. Пикуса по спиновой инжекции в полупроводниках [7]. Именно вокруг обозначенных в этих работах трех проблем – инжекции в магнитных переходах носителей с определенным направлением спина, переключения таких переходов спин-поляризованным током и гигантского магнетосопротивления – и сегодня, спустя уже 35 лет, в основном и сосредоточены интересы исследователей в области магнитоэлектроники [2].

232

Эра спиновой электроники началась в 1988 году, когда появились сообщения об открытии в многослойных структурах с чередующимися нанометровыми слоями ферромагнитных и немагнитных металлов гигантского магнетосопротивления (GMR – Giant Magnetoresistance) – квантовомеханического эффекта, проявляющегося в существенном уменьшении электросопротивления в присутствии внешнего магнитного поля. До этого, согласно известному высказыванию ирландского физика Майкла Коуи, получившему название «леммы Коуи», традиционная электроника игнорировала спин.

Подчеркнем, что наблюдать GMR можно только в очень тонких (нанометровых) пленках, так как при движении в более толстых проводниках электрон успевает изменить направление спина под воздействием разных (не контролируемых) причин. Кроме того, так как радиус действия обменных взаимодействий, приводящих к магнитному упорядочению (ферромагнитному или антиферромагнитному), составляет всего несколько межатомных расстояний, именно на расстояниях порядка одного-десяти атомных размеров и проявляются кооперативные магнитные эффекты. Таким образом, GMR-технологию можно рассматривать как одно из первых применений нанотехнологий.

Именно прогресс в области нанотехнологий позволил получать ультратонкие пленки с практически совершенной кристаллической структурой и создать на их основе принципиально новые магнитные материалы: магнитные мультислойные структуры и сверхрешетки. В свою очередь, открытие эффекта гигантского магнетосопротивления в таких структурах стимулировало работы по созданию сверхплотной памяти на магнитных носителях (прогнозируется плотность порядка 10 Гбит/дюйм2). Уже сейчас новые технологии позволяют создавать в немагнитной матрице магнитные столбики диаметром 35…75 нм с периодом 50…100 нм, обеспечивая плотность вертикальной записи до 65 Гбит/дюйм2 [8].

6.1. Гигантское магнетосопротивление

Эффект магнетосопротивления состоит в изменении электросопротивления при включении магнитного поля. Зависимость электрического сопротивления ферромагнитных материалов, вроде железа, от внешнего магнитного поля впервые наблюдал еще Уильям Томпсон (лорд Кельвин) в 1857 году. Оказалось, что если пропускать электри-

233

ческий ток вдоль магнитного поля, электросопротивление возрастает, а если поперек – уменьшается. Таким образом, было установлено, что электросопротивление магнитных материалов зависит не только от величины, но и от угла между направлениями магнитного поля и тока. Это явление получило название анизотропного магнетосопротивления.

В немагнитных проводниках, таких как медь или золото, этот эффект очень мал. В ферромагнитных материалах величина анизотропного магнетосопротивления достигает ~ 4 %.

Отметим, что в качестве характеристики относительного магнетосопротивления обычно принято использовать величину

В классических ферромагнетиках железе и никеле величина продольного магнетосопротивления (при параллельной ориентации маг-

в поле H 10 кЭ. Причина такого магниторезистивного эффекта – искривление траектории подвижных носителей заряда в магнитном поле.

Эффект гигантского магнетосопротивления был открыт в 1988 году независимо друг от друга двумя группами ученых: во Франции под руководством Альберта Ферта (Albert Fert) и в Германии – под руководством Петера Грюнберга (Peter Grunberg). За открытие этого эффекта А. Ферт и П. Грюнберг в 2007 году получили Нобелевскую премию по физике.

Альбер Ферт с коллегами исследовал многослойные структуры, состоящие из нескольких десятков чередующихся слоев ферромагнитного железа и неферромагнитного хрома. Эксперимент проводился при

превышала 90 %, т.е. электросопротивление структур уменьшалось почти в 2 раза [9]. В этой работе было экспериментально установлено, что электронный ток в ферромагнитном металле поляризован по спину. Отметим, что именно поляризация тока обеспечила возможность управления переносом спинов в ферромагнитных структурах с помощью магнитных полей. Ферт А. также впервые продемонстрировал возможность инверсного магнетосопротивления.

Группа Петера Грюнберга работала с более простыми структурами, состоящими из двух или трех слоев железа, проложенных пленками

Ферт А. был одним из тех, кто предложил теоретическое объяснение гигантского магнетосопротивления и указал, что эффект может иметь большое значение для практики.

Грюнберг П. также отметил практический потенциал GMR и одновременно с публикацией результатов исследований в 1989 году предусмотрительно оформил соответствующие патенты в Европе и США.

Оба ученых констатировали, что наблюдали совершенно новое явление.

Отметим также, что воплотить эти фундаментальные исследования в промышленные разработки удалось только после того, как Стюарт Паркин (Stuart Parkin) показал, что для изготовления тонкостенных магнитных «сэндвичей» можно использовать технологию магнетронного распыления, причем при комнатной температуре [11]. Паркин С. и Диени Б. (B. Dieny) являются, кроме того, авторами спин-вентильного элемента. Причем в группе Паркина было достигнуто магнетосопротивление спин-вентильного туннельного элемента более 40 %.

Проведенные к настоящему времени исследования показали, что эффект гигантского магнетосопротивления существует во многих магнитных мультислоях с общей формулой Ф1/П/Ф2 (Fe/Cr/Fe, Co/Cu/Co, Fe/Cu/Fe, NiFe/Cu/NiFe и др.), а также в гранулированных пленках и структурах (т.е. системах с разделением фаз). Здесь Ф1 и Ф2 – обозначают слои 3d-ферромагнитного металла (Fe, Co, Ni), а П – слой неферромагнитного переходного металла (V, Cr, Nb, Mo, Ru, Re, Os, In) или благородного металла (Cu, Ag, Au) [12]. Толщина промежуточного слоя П, как правило, составляет 1–2 нм.

GMR в магнитных мультислоях наблюдается при изменении под воздействием внешнего магнитного поля относительной ориентации

235

магнитных моментов слоев от антипараллельной к параллельной

(рис. 6.1).

Рис. 6.1. Атомные слои Fe и Cr в мультислойной структуре

[Fe/Cr]n. Стрелки показывают направления магнитных моментов атомов Fe

Происхождение ферромагнитного состояния металлов 3d группы (Fe, Co, Ni) в настоящее время считается хорошо установленным [1]. Возникновение спонтанной намагниченности в этом случае обусловлено той частью межэлектронного кулоновского взаимодействия, которая меняется при перестановке двух идентичных ферми-частиц (электронов) и называется обменной энергией Eобм. Эта энергия минимальна, если спины электронов в металле параллельны. При этом кинетическая энергия электрона в металле в сочетании с принципом Паули стремится разрушить спиновый порядок.

В свою очередь, в результате обменного взаимодействия между электронами d-оболочек атомов в ферромагнитных металлах происходит расщепление (сдвиг) электронных энергетических 3d зон на спиновые подзоны [13]. Подзоны 3dс электронами, спиновый магнитный момент которых направлен по направлению результирующей намагниченности (электроны со спином «вверх»), и 3d– с электронами со спином «вниз» (магнитный момент которых направлен антипараллельно намагниченности) становятся неэквивалентными, и происходит перетекание электронов из одной подзоны в другую. В результате подзоны 3d и 3d оказываются заполненными неодинаково. При этом магнитный момент этих металлов как раз и отражает разбаланс между числом 3d электронов со спинами «вверх» и «вниз». Намагниченность I

236

N N , поэтому суммарная намагниченность равна нулю и электроны проводимости не поляризованы.

Поскольку обменное взаимодействие имеет нерелятивистскую (электростатическую) природу, оно характеризуется значительной величиной (соответствующая энергия ~ 0.1…1 эВ в расчете на один электрон), а энергетическое расстояние между спиновыми 3d подзонами по порядку величины совпадает с этой энергией.

Чтобы создать такое расщепление в парамагнетике, понадобилось бы внешнее магнитное поле ~ 103 Тл. Это, однако, не означает, что магнитные поля порядка 0.001…1 Тл не могут существенно влиять на поведение электронов в ферромагнитных металлах. Дело в том, что обменное взаимодействие изотропно и, определяя существование и величину спонтанной намагниченности, не сказывается на направлении вектора намагниченности. Направление же намагниченности определяется анизотропией материала, которой соответствует поле анизотропии ~ 0.001…1 Тл. Поэтому с помощью внешних магнитных полей того же порядка можно менять направление вектора намагниченности и, в этом смысле, управлять намного более сильным обменным полем.

Отметим также, что характерной особенностью обменного взаимодействия является его короткодействующая природа. Поэтому использование спиновых эффектов открывает еще один путь к дальнейшей миниатюризации электронных приборов и существенному повышению плотности магнитной записи информации [2].

Подробные расчеты зонной структуры почти всех металлов из таблицы Менделеева, выполненные ab initio (из первых принципов), показали, что для металлов 3d группы электронная плотность состояний

(EF ) на уровне Ферми достаточно велика, для того чтобы выполнялся критерий Стонера (EF ) 1 [1]. В этом случае заселенность подзон

3d и 3d будет отличаться, по крайней мере, на один электрон, что и обеспечит возникновение спонтанной намагниченности.

Следует отметить, что если основной вклад в намагниченность 3d металлов дают более «тяжелые» электроны 3d-симметрии, их плотность состояний на уровне Ферми значительно превосходит плотность

237

состояний электронов sp-симметрии, то основной вклад в ток ферромагнитных металлов дают подвижные sp-электроны.

В настоящее время выделяют четыре основных типа мультислойных структур [12].

1.Структуры, в которых соседние ферромагнитные слои связаны между собой антиферромагнитным обменным взаимодействием (на-

пример, Fe/Cr/Fe).

2.Структуры, состоящие из ферромагнитных слоев с различными коэрцитивными силами, например, Ni80Fe20/Cu/Co/Cu/.

3.Спин-вентильные сэндвичи, в которых обменная связь между ферромагнитными слоями сильно ослаблена за счет достаточно протяженной немагнитной проводящей прокладки из благородного металла.

4.Магнитные туннельные структуры.

6.1.1.Гигантское магнетосопротивление

вмультислойных структурах первого типа

Впервые GMR наблюдалось в многослойной тонкопленочной структуре [Fe/Cr]n (рис. 6.1), где Fe – тонкий (порядка нескольких ангстрем) слой железа и Cr – слой хрома толщиной примерно 12 ангстрем, n – число повторений бислоя. Причем, как показали исследования, для данной системы очень существенно, чтобы толщина слоя хрома равнялась примерно 12 ангстрем.

Это обусловлено тем, что с изменением толщины слоя хрома взаимная ориентация намагниченностей соседних слоев железа меняется от параллельной к антипараллельной. При этом она почти строго антипараллельна именно для толщины слоя Cr, равной 12 ангстрем [1].

Согласно теоретическим исследованиям намагниченности соседних слоев железа в такой структуре связаны косвенным обменным взаимодействием через электроны проводимости в хроме. Это взаимодействие осциллирует в пространстве, меняя свой знак с периодом, определяемым импульсом ферми-электронов в хроме, и равным в случае хрома 12 ангстрем.

Таким образом, намагниченности соседних слоев в данной структуре оказываются связанными антиферромагнитно (антипараллельно) или ферромагнитно (параллельно) в зависимости от толщины прослойки Cr [1].

238

Спиновая конфигурация в мультислойных структурах существенно зависит не только от толщины, но и от материала слоев. Например, в магнитной сверхрешетке Gd/Y при определенной толщине слоев этого материала между спинами Gd наблюдается эффективное антиферромагнитное взаимодействие [14]. В результате в отсутствие внешнего магнитного поля ближайшие слои Gd имеют противоположно направленные спины. Если магнитное поле приложено параллельно слоям, то система переходит в состояние, в котором спины находятся в плоскости пленки Gd, но несколько отклонены от направления магнитного поля. В соседней же пленке Gd спины будут отклонены в другом направлении. При этом периодичность магнитной конфигурации в такой системе оказывается в два раза больше параметра элементарной ячейки.

Заметим, что в общем случае обменная константа, характеризующая обменное взаимодействие между ближайшими слоями n и n – 1 может отличаться не только по величине, но и по знаку от обменной константы в объеме каждого материала. Так, в многослойной структуре Fe/Gd и Co/Gd взаимодействие внутри слоев Fe, Co, и Gd ферромагнитное, а взаимодействие через границы раздела Fe – Gd или Co – Gd антиферромагнитное. При этом величина магнитного момента на атом в границе раздела может существенно отличаться от соответствующей величины в объеме.

Варьируя в процессе изготовления параметры слоистой структуры, можно в широких пределах управлять их макроскопическими свойствами для получения необходимых характеристик.

Если в отсутствие внешнего магнитного поля намагниченности соседних слоев железа в структуре [Fe/Cr]n были ориентированы антипараллельно, то при приложении в плоскости слоев достаточно сильного магнитного поля, превышающего поле насыщения Hs (в данном слу-

чае ~ 20 кЭ), магнитные моменты всех пленок переориентируются в одном направлении параллельном полю (см. рис. 6.1). Магнитное поле Hs – это поле, необходимое для преодоления антиферромагнитного

взаимодействия между слоями железа и достижения магнитного насыщения. Измеряя сопротивление структуры при токе, протекающем в плоскости слоев (CIP – current in plane), для параллельной и антипараллельной ориентации намагниченностей в [9, 10] и было установлено, что при увеличении магнитного поля электросопротивление резко уменьшается, т.е. его величина при параллельной ориентации магнитных моментов (в ферромагнитной структуре) много меньше, чем при антипараллельной.

239

На рис. 6.2 а приведены зависимости электросопротивления от величины магнитного поля для мультислойных [Fe/Cr]n структур с различной толщиной слоя хрома (18, 12 и 9 ангстрем), измеренные при 4.2 К. Электрический ток и магнитное поле были направлены в плоскости пленки вдоль кристаллографического направления [110]. Как видно из рисунка, максимальное электросопротивление мультислойной структуры [Fe/Cr]n наблюдается, когда магнитные моменты слоев железа антипарралельны (H = 0), а минимальное – когда моменты па-

раллельны (H > Hs)

Эксперименты [9] также показали, что эффект гигантского магнетосопротивления не зависит от относительной ориентации магнитного поля и тока. На рис. 6.2 б показана зависимость электросопротивления мультислойной структуре [Fe 3 нм/Cr 0.9 нм]40 от величины приложенного магнитного поля, измеренная при 4.2 К. Как и в предыдущем случае, электрический ток был направлен вдоль [110] направления. Кривые a и b представляют результаты эксперимента, когда магнитное поле было приложено в плоскости слоев соответственно параллельно и перпендикулярно направлению тока.

1.0 R/R(H=0)

(Fe 3 нм/Cr 1.8 нм)30

0.8HS

0.7(Fe 3 нм/Cr 1.2 нм)35

-40 -30 -20 -10 0 10 20 30 40 H,кЭ

Рис. 6.2 а. Зависимость электросопротивления R от магнитного поля для мультислойных структур [Fe/Cr]n при 4.2 К [9]. Ток и магнитное поле в плоскости слоев

240