Наноэлектроника лит-ра / dragunov
.pdf
В случае, когда внешнее магнитное поле направлено перпендикулярно плоскости магнитной сверхрешетки (рис. 6.2 б кривая c), магнитному полю необходимо преодолеть не только антиферромагнитное взаимодействие, но и магнитную анизотропию формы, поэтому насыщение магнетосопротивления наступает при более высоких магнитных полях.
R/R(H=0)
1.0
(Fe 3 нм/Cr 0.9 нм)40
|
|
|
|
|
0.8 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
с |
|
|
|
|
|
|
0.6 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
а |
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
-HS |
|
|
|
|
|
|
HS |
b |
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
-40 |
-20 |
|
|
0 |
20 |
|
40 H,кЭ |
||||
Рис. 6.2 б. Зависимость электросопротивления R от магнитного поля для мультислойных структур
[Fe/Cr]n при 4.2 К [9]
На рис. 6.2 в приведены полевые зависимости магнетосопротивления 0 для двух мультислойных структур [Fe/Cr]n, измеренные при
300 К и направлении магнитного поля параллельно и перпендикулярно слоям. Образцы были выращены на плоскости (001) монокристаллических подложек из MgO. Образец 1 – [Cr(1.3 нм)/Fe(2.4 нм)]8/Cr(8.2
нм)/MgO; образец 2 – [Cr(1.2 нм)/Fe(2.3 нм)]16/ Cr(7.7 нм)/MgO [15].
В целом характерные особенности, обнаруженные экспериментально в мультислойных структурах Fe/Cr заключаются в следующем [16]:
эффект гигантского магнетосопротивления, обнаруженный в магнитных многослойных структурах, по величине и природе отличается от классического магнеторезистивного эффекта;
величина магнетосопротивления в магнитных мультислоях более чем на порядок выше, чем в обычных материалах;
241
0, %
Рис. 6.2 в. Зависимость магнетосопротивления от магнитного поля для мультислойных структур [Fe/Cr]n при 300 К. – образец 1, Н параллельно плоскости слоев; – образец 1, Н перпендикулярно
плоскости слоев; |
– образец 2, |
Н параллельно |
плоскости слоев; |
– образец 2, Н перпендикулярно плоскости слоев [15]
H, кЭ
электросопротивление для токов, текущих параллельно границам раздела максимально, когда магнитные моменты соседних слоев Fe антипараллельны и минимально, когда они параллельны;
мультислойные структуры со многими слоями имеют магнеторезистивный эффект больше, чем простая сэндвич-структура Fe/Cr/Fe (в
15 – 20 раз);
магнетосопротивление увеличивается в 2–3 раза при уменьшении температуры от 300 до 4.2 К;
магнетосопротивление с токами, текущими перпендикулярно границам раздела (CPP – current perpendicular to plane) существенно больше, чем магнетосопротивление с токами, текущими параллельно границам раздела.
Теоретическая интерпретация GMR дана в ряде работ как на основе квазиклассического описания с использованием уравнения Больцмана [14, 17–20], так и в квантовомеханическом формализме Кубо [21–23]. Выяснилось, что микроскопические причины, приводящие к появлению GMR, очень непросты, что эффект гигантского магнетосопротивления – сложное квантовое явление, связанное с непрямым взаимодействием спинов ядер и электронов в близко расположенных слоях ферромагнетиков через спины электронов проводимости. Но его суть и основные существенные детали могут быть пояснены и на основе простой феноменологической модели.
242
Как уже отмечалось в 3d-ферромагнитных металлах на уровне Ферми существует два типа перекрывающихся зон: sp-симметрии и d-симметрии (рис. 6.3). Вследствие обменного взаимодействия эти зоны расщепляются, причем плотность состояний на уровне Ферми для подзоны со спином «вверх» превышает плотность состояний для подзоны со спином «вниз» в случае sp-подзон (рис. 6.4), в то время как для d-подзон реализуется обратная ситуация [1]. Кроме того, ширина d-подзон значительно меньше ширины sp- подзон, в результате эффективная масса электронов в sp-подзонах значительно меньше, чем в d-подзонах, причем большая эффективная масса носителей заряда в d-подзонах настолько ограничивает их подвижность, что основной
Рис. 6.3. Зависимость плотности состояний от энергии для sp- и d-подзон
Рис. 6.4. Зависимость плотности состояний от полной энергии электронов для sp- и d-подзон
243
вклад в электропроводность дают sp-электроны. Таким образом, в 3d-ферромагнитном металле существует, по крайней мере, две группы носителей заряда: тяжелые d-симметрии, почти не дающие вклад в электропроводность, но зона которых сильно расщеплена по спину, и легкие sp-электроны, для которых спиновое расщепление значительно меньше, но которые дают основной вклад в электропроводность.
Отметим также, что длина свободного пробега для sp-электронов с противоположными направлениями проекций спина оказывается различной. Это различие обусловлено сильным рассеянием sp-электронов в d-подзоны, для которых плотности состояний для носителей со спином «вверх» и «вниз» на уровне Ферми отличаются на порядок [1]. Действительно, вблизи поверхности Ферми электрон в sp-зоне может рассеяться либо в другое состояние sp-зоны, либо в незанятое состояние d-зоны, а так как плотность состояний в d-зоне много больше, чем в sp-зоне, sp d – рассеяние должно преобладать над sp sp-рассе- янием. Кроме того, в низшем порядке теории возмущений рассеяние на колебаниях кристаллической решетки или других нарушениях идеальности не может вызвать переворот спина. В результате sp -электрон рассеивается только в свободное sp
или d -состояние, а sp -электрон – только в свободное sp
или d -состояние. Поскольку вероятность рассеяния любой частицы пропорциональна плотности конечных (не занятых) состояний, в которые рассеивается частица, появляется зависимость скорости рассеяния от направления спина электрона. В результате sp-электроны со спином «вверх» рассеиваются существенно слабее, чем sp-электроны со спином «вниз».
Именно неодинаковое рассеяние электронов, отличающихся ориентацией спинов по отношению к направлению намагниченности рассеивающей электроны магнитной структуры (spin-dependent scattering), является источником гигантского магнетосопротивления.
Рассеивающими центрами для электронов проводимости в рассматриваемых магнитных мультислоях могут являться: магнитные неоднородности, границы зерен, а также дефекты и тепловые колебания кристаллической решетки. Согласно [24] отношение длин свободного пробега этих двух групп электронов в мультислойных структурах со-
ставляет l / l 5 10 . В результате общий ток в ферромагнитном ме-
талле оказывается поляризованным по спину.
Рассмотрим теперь, каким образом возникает гигантское магнетосопротивление в магнитной мультиструктуре типа [Fe/Cr]n (см. рис. 6.1).
244
Будем полагать, что ток протекает в направлении, перпендикулярном плоскости слоев. При магнитном насыщении в сильном поле H Hs ,
когда намагниченности всех магнитных слоев будут параллельны друг другу, электроны, собственный магнитный момент которых параллелен намагниченности, будут слабо рассеиваться во всех слоях, создавая большую часть электрического тока. Наоборот, электроны, магнитный момент которых направлен антипараллельно намагниченности, сильно рассеиваясь, будут вносить меньший вклад в электрический ток (рис. 6.5, а). Электрическая эквивалентная схема, соответствующая этому случаю, показана на рис. 6.6, а. При этом учтено, что два сорта электронов, несмотря на то, что они текут сквозь одну и ту же слоистую структуру, работают как два параллельных участка цепи.
Если же намагниченности соседних слоев антипараллельны ( H 0 ), то электрон с любым направлением спина, переходя из слоя в слой, будет встречать слои, намагниченные параллельно, и слои, намагниченные антипараллельно. В результате, последовательно пересекая магнитные слои, электроны будут рассеиваться то сильно, то слабо (рис. 6.5, б). При этом общее электросопротивление будет выше, чем в предыдущем случае. Эквивалентная схема, соответствующая этому случаю, показана на рис. 6.6, б.
Fe |
Cr |
Fe |
|
а |
|
Fe |
Cr |
Fe |
|
б |
|
Рис. 6.5. Схема, иллюстрирующая прохождение электронами с различной ориентацией спинового магнитного момента (жирные стрелки) мультислойной структуры Fe/Cr/Fe при наличии и отсутствии внешнего магнитного поля:
а – H > HS; б – H = 0
245
Следует отметить, что приведенные рассуждения имеют смысл, только если в процессе движения электрона по структуре проекция его спина сохраняется. Если же при столкновениях с примесями, особенно в проводящей немагнитной прослойке, разделяющей ферромагнитные слои, проекция спина электрона меняется, то GMR исчезает. Отсюда следует, что для проявления GMR необходимо так подбирать толщины всех слоев структуры, чтобы они не превосходили спин-диффузион- ную длину, т. е. длину свободного пробега, на которой теряется информация о спине электрона [1].
|
|
R |
|
|
R |
|
|
|
|
|
R |
|
|
R |
|
|
|
Спин |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Спин |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
R |
|
|
R |
|
|
|
|
|
R |
|
|
R |
|
|
|
|
|
|
а |
|
|
|
|
|
|
б |
|
|
|||||
Рис. 6.6. Условная эквивалентная схема, показывающая изменение полного сопротивления системы при включении магнитного поля:
а – H > HS; б – H = 0
Для оценки эффективности спин-поляризованного транспорта электронов, важно знать, на каких расстояниях при своем движении электрон «помнит» или, строго говоря, сохраняет ориентацию своего спина (не нарушается спиновая когерентность). Характерная длина
этого расстояния ls пропорциональна произведению средней скорости электрона на время спиновой релаксации s , в течение которого у
движущегося электрона сохраняется направление спина. |
|
|
||
Согласно [1] типичное время спиновой релаксации |
s |
составляет |
||
|
|
|
|
|
несколько наносекунд (рекордное |
s |
1 мкс было обнаружено в очень |
||
|
|
|
|
|
чистом Na при низких температурах). Таким образом, |
оказывается, |
|||
что спиновая релаксация достаточно долгий процесс по сравнению с релаксацией импульса, время релаксации которого при комнатной температуре в этих материалах обычно составляет несколько десятков
фемтосекунд. Грубая оценка дает, что |
s |
/ b2 , где b V |
/ E |
1 |
|
SO |
F |
|
(VSO – средняя энергия спин-орбитального взаимодействия, а EF – энергия Ферми). Несмотря на сложность данного вопроса, можно так-
246
же полагать [12], что во многих металлических ферромагнетиках величина ls превышает 1…10 нм.
Кроме неодинакового рассеяния двух групп электронов, отличающихся ориентацией спинов, в слоях магнитной мультислойной структуры значительный вклад в GMR вносит также интерференция электронных волн, отраженных от внешних и внутренних границ интерфейсов, разделяющих магнитные и немагнитные слои [12]. Эти эффекты наблюдались как в CIP, так и в CPP геометриях. Установлено [25, 26], что GMR осциллирует при изменении толщины слоев вследствие запирания электронов в стенках, образованных потенциальными барьерами на интерфейсах. Оказалось, что средняя длина свободного пробега электронов в интерфейсах оказывается также неодинакова для
различных ориентаций спина (согласно [12] |
lin,S |
~ 2 нм, а |
lin,S ~ 0.4 нм). В результате интерфейсы действуют |
как |
спиновые |
фильтры, пропускающие электроны проводимости только одной поляризации.
6.1.2.Гигантское магнетосопротивление
вмультислоях второго и третьего типа
Кроме рассмотренных структур типа Ф1/П/Ф1 с промежуточным слоем из неферромагнитного переходного металла, GMR наблюдается также в структурах: Ф1/P/Ф2, где Ф1 и Ф2 – тонкие слои ферромагнитных металлов с различными значениями коэрцитивной силы (например, пермаллой и кобальт), а P – немагнитный металл (например, медь); и в спин-вентильных сэндвичах Ф1/P/Ф1.
В случае Ф1/P/Ф2 структур, например, Ni80Fe20/Cu/Co/Cu в начальном состоянии намагниченности ферромагнитных слоев параллельны, а при наложении внешнего магнитного поля, большего по величине, чем меньшее коэрцитивное поле одного ферромагнитного слоя (пермаллоя), и меньшего, чем большее коэрцитивное поле другого ферромагнитного слоя, слой с меньшей коэрцитивностью перемагничивается, и его намагниченность оказывается антипараллельной намагниченности другого слоя с большей коэрцитивностью [1]. В результате мы приходим к ситуации, описанной ранее.
Преимуществом Ф1/P/Ф2 структур являются сравнительно низкие значения магнитных полей, необходимых для достижения максималь-
247
ного эффекта. Обычно эти поля составляют ~ 4…5 Э, что значительно меньше, чем в многослойных структурах (Fe/Cr), где они ~ 20 кЭ.
Среди особенностей, проявляющихся в структурах Ф1/P/Ф2, отметим еще одну, зарегистрированную при изучении структуры (Gd/Pt/Co),
вкоторой изотропный (магнитомягкий) слой с большой намагниченностью (Gd) отделен немагнитной прослойкой (Pt) от сильно анизотропного (магнитожесткого) слоя (Co) с меньшей намагниченностью, названную авторами [27] отрицательной коэрцитивностью, когда в положительном внешнем магнитном поле происходит переход в состояние с отрицательной намагниченностью.
Необычным здесь является то, что система переходит не в равновесное состояние, соответствующее глобальному минимуму энергии, а
вметастабильное с суммарной намагниченностью, направленной против внешнего поля [8].
Решая проблему повышения стабильности магнитного состояния трехслойного сэндвича при многократном перемагничивании магнитомягкого слоя, была предложена конструкция спин-вентильного сэн-
двича (спинового вентиля – spin valve). В этих структурах Ni80Fe20/Cu/ Ni80Fe20/FeMn прямая обменная связь между ферромагнитными слоями сильно ослаблена за счет достаточно протяженной (1.5…5 нм) немагнитной проводящей прослойки (спейсера) из благородного металла (Cu, Ag или Au). Перенос электронов через спейсер в данном случае происходит в баллистическом (бесстолкновительном) режиме. Ферромагнитные слои изготавливают из магнитомягкого ферромагнетика (в
данном случае пермаллоя Ni80Fe20) толщиной 1.5…5 нм. Причем для увеличения стабильности на один из этих слоев наносят слой антиферромагнетика типа PtMn, IrMn, RhMn или FeMn, который за счет обменного взаимодействия (exchange coupling) жестко фиксирует ориен-
тацию намагниченности соприкасающегося с ним слоя Ni80Fe20 (сцепленного слоя – pinned layer). В результате этот слой остается намагниченным в одном направлении даже после 1010 перемагничива-
ний [1].
Еще одна особенность спин-вентильного сэндвича состоит в том,
что намагниченность изолированного медью слоя Ni80Fe20 (независимого или свободного слоя – free layer) может свободно вращаться отно-
сительно намагниченности сцепленного слоя Ni80Fe20, намагниченность которого закреплена обменным взаимодействием с FeMn. При этом независимый слой может изменять направление намагниченности при сравнительно невысоких значениях напряженности внешнего маг-
248
нитного поля (обычно < 20 Э). В то время как для перемагничивания сцепленного слоя требуется существенно большее поле (обычно > > 400 Э). Переход от антипараллельной ориентации магнитных моментов слоев к параллельной и в этом случае сопровождается резким уменьшением электросопротивления. GMR в спин-вентильных сэн-
двичах может возникать |
при |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
очень низких полях насыщения |
|
R |
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
H ~ 2…4 Э. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
Типичная |
передаточная |
ха- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
рактеристика спинового венти- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
ля показана на рис. 6.7. При от- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
сутствии внешнего магнитного |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
поля слои намагничены в одном |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
направлении, поэтому сопро- |
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
H |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
тивление вентиля |
мало. |
При |
Рис. 6.7. Типичная передаточная харак- |
|||||||||||||||
возрастании |
магнитного поля |
|||||||||||||||||
|
теристика спинового вентиля |
|
|
|
||||||||||||||
независимый |
слой |
меняет |
на- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
правление намагниченности, слои перестают быть однонаправленными по намагниченности, и сопротивление вентиля возрастает. Дальнейшее увеличение магнитного поля может привести к перемагничиванию и связанного слоя, что вызовет снижение сопротивления, а при уменьшении магнитного поля и гистерезис.
Необходимо отметить также, что амплитуда GMR в структурах такого типа линейно зависит от угла поворота намагниченностей слоев относительно друг друга, что особенно важно при использовании магниторезистивных элементов в устройствах считывания информации, записанной на магнитных носителях.
Кроме сильной зависимости сопротивления spin valve структуры от приложенного магнитного поля был обнаружен и обратный эффект, проявляющийся в скачкообразном изменении относительной ориентации намагниченности магнитных слоев спинового вентиля под действием протекающего через него тока. Это происходило, если плотность тока превышала некоторое пороговое значение Jпор, которое лежало в пределах ~ 106…108 А/см2 [28]. При этом, если поток электронов течет из закрепленного слоя (pinned layer) в антипараллельно ориентированный независимый (free layer), последний при превышении Jпор скачком перемагничивается с возникновением параллельной конфигурации.
Параллельная конфигурация сохранялась при уменьшении тока до нуля и изменении направления тока на противоположное. Когда же
249
плотность обратного тока достигала значения Jпор, происходило обратное переключение с восстановлением антипараллельной конфигурации.
Всвою очередь, поскольку сопротивление магнитного перехода зависит от относительной ориентации магнитных слоев, эти переключения проявляются в скачкообразном изменении сопротивления магнитного перехода, а при заданной величине тока и в скачкообразном изменении напряжения на переходе. В результате зависимость сопротивления магнитного перехода от величины тока содержала петлю гистерезиса.
Внекоторых случаях [29] при достаточно высокой плотности тока перенос спина может даже привести к генерации спиновых волн (изменений во времени и пространстве намагниченности решетки, которые волнообразно распространяются по кристаллу) или движению доменных стенок [2, 30].
Подобные эффекты за несколько лет до экспериментального обнаружения были предсказаны независимо друг от друга американскими теоретиками Л. Берже (L. Berger) [31] и Дж. Слончевским (J. C. Slonczewski) [32].
Следуя [2], отметим, что сущность ожидаемых эффектов состояла в следующем. При протекании электрического тока в ферромагнитном проводнике перенос электронов сопровождается переносом потока спинового момента количества движения и связанного с ним потока магнитного момента. В этом потоке направление спинового магнитного момента электронов параллельно направлению магнитного момента решетки, поскольку это соответствует минимуму энергии s–d-обмен- ного взаимодействия. При переходе электронов из одного ферромагнитного слоя спинового вентиля в другой, имеющий иную ориентацию магнитного момента решетки, параллельность магнитных моментов электронов и решетки нарушается, и электрону приходится менять ориентацию спинового момента тока (точнее его поперечную составляющую), чтобы «приспособиться» к новым условиям. Оценки показывают, что вследствие большой величины обменного поля процесс «адаптации» происходит на малом расстоянии от границы раздела между ферромагнетиками, в слое толщиной порядка 1 нм, причем этот процесс сопровождается передачей спинового момента количества движения (спинового крутильного момента-spin torque) от электронов магнитной решетке. Таким образом, релаксация поперечной составляющей намагниченности электронов происходит на расстояниях от границы порядка фермиевской длины волны электрона (~ 1 нм).
250