Розділ 3 гігантський магнітоопір

Магнітні матеріали забезпечили вирішення багатьох технологічних завдань і в помітно сприяли науково-технічному прогресу на сучасному етапі. Окремо можна відзначити магнітом`які і магнітожорсткі матеріали для електротехніки і радіотехніки, моторів і генераторів, техніки СВЧ, магнітної пам'яті, кредитних карток і багато іншого. В той же час в магнетизмі спостерігалося відставання в порівнянні з напівпровідниками при створенні пристроїв, що працюють на відстанях порядка нанометра (1 нм = 10^-9 м). Саме на відстанях порядку розміру атома або порядка десяти атомних розмірів (близько нанометра) очікуються нові кооперативні магнітні ефекти унаслідок того, що радіус дії обмінних взаємодій, які приводять до магнітного впорядкування (феромагнітного або антиферомагнітного), складає декілька міжатомних відстаней.

У останні десятиліття намітився прогрес в створенні багатошарових магнітних плівок і штучно створених магнітних структур, в яких виникають нові ефекти завдяки взаємодії "магнітних електронів" з штучно створеними нанорозмірними структурами. У розроблених на цих принципах пристроях використовується комбінація магнетизму і електроніки, тому можна говорити про народження нової області магнетизму і техніки - маг-нітоелектроніки [1]. Одним з ефектів, який забезпечує прогрес магнітоелектроніки, є гігантський магнітоопір, виявлений в магнітних мультишарах і гранульованих магнітних структурах.

Ефект магнітоопору δ (або гальваномагнітний ефект) - це відносна зміна електроопору при включенні магнітного поля:

(3.1)

де ρ(0) - електроопір за відсутності поля, ρ(Н) - електроопір в полі Н.

Фізична природа гальваномагнітних явищ в класичних феромагнетиках (Fе, Co,Ni і їх сплавах) була предметом широких досліджень Н.С. Акулова, С.В. Вонсовського, К.П. Бєлова і їх учнів. Величина магнітоопору при паралельній орієнтації поля і струму (поздовжній гальваномагнітний ефект) складає при кімнатній температурі у феромагнітних залізі і нікелі відповідно δ ~ 0,07% і δ ~ 1,5% в полі Н = 10 кЕ.

Наступний етап в дослідженні магнітоопору пов'язаний з вивченням цього ефекту в шаруватих феро- і антиферомагнетиках (рідкоземельні метали, сплави залізо-родій, з'єднання SmMnGe і ін.). В деяких випадках було виявлено сильну зміну електроопору магнетіков при індукції зовнішнім магнітним полем фазових переходів антиферомагнетизм-феромагнетизм. Ці дані поза стимулювали проведення досліджень магнітоопору в штучно створених магнітних структурах, де довжина вільного пробігу носіїв струму порівнювана з періодом цієї структури. Раніше магнітоопір в класичних феромагнетиках вивчали в масивних матеріалах, де характерна довжина магнітних неоднорідностей значно перевершувала довжину вільного пробігу електронів, тобто відстань, яку пробігає електрон до зіткнення.

3.1 Спін-поляризоване розсіювання носіїв струму в металевих феромагнетиках

Електричний струм в металевих провідниках (металах і сплавах) обумовлений переміщенням під дією електричного поля слабо пов'язаних з кристалічною решіткою валентних електронів, які є носіями електричного струму, тобто електронами провідності. За відсутності електричного поля ці електрони хаотично переміщаються по кристалу. При включенні електричного поля на хаотичний тепловий рух цих електронів накладається впорядковане переміщення електронів провідності у бік позитивного потенціалу.

Електрони є квантовими частинками, тому що володіють хвильовими властивостями, отже істотне значення має взаємодію електронних хвиль з кристалічною решіткою. У правильній кристалічній періодичній решітці електронні хвилі розповсюджуються вільно, здійснюючи зіткнення тільки одна з одною, в результаті чого виникає невеликий по величині внесок в електричний опір зразка за рахунок розсіяння при електрон-електронних зіткненнях ρ_е. Теплові коливання атомів, створюючих кристалічну решітку, приводять до порушення періодичного розташування цих атомів, унаслідок чого відбувається розсіяння електронів провідності на фононах - теплових коливаннях атомів і виникає фононний внесок в електроопір ρ_ф(Т), що зростає з температурою. Крім того, існує залишковий електроопір ρ₀, який зазвичай передбачається незалежним від температури і викликається розсіянням на спотвореннях, дефектах кристалічної решітки, а також на атомах домішок.

У магнітоупорядкованих матеріалах (феромагнетиках, ферімагнетіках і антиферомагнетиках) існує також значний по величині магнітний внесок в електроопір, обумовлений розсіянням електронів провідності на магнітній структурі, утвореній магнітними моментами атомів ρ_м [2].

У багатьох металевих магнетіках ці внески аддитивно складаються:

ρ(Т)=ρ₀ +ρ _е(Т)+ρ _ф(Т)+ρ _м(Т). (3.2)

Магнітний внесок ρ _м(Т) в деяких матеріалах дуже великий і навіть перевищує решту внесків. Розсіяння електронів провідності на магнітному безладі пропорційне середньому значенню квадрата спину магнітного атома, що розсіює електрони провідності. Це розсіяння максимальне в парамагнітному стані, де магнітні моменти атомів хаотично розташовуються по різних напрямах.

У разі рідкоземельних феро- і антиферомагнітних металів (Gd,Tb, Dy, Ho, Er, Tm) розсіяння електронів провідності ( валентних електронів 5d- i 6s-типів), відбувається на локалізованих 4f-електронах, що є носіями магнітного моменту іонів рідкоземельних елементів, що створюють кристалічну решітку. Це розсіяння відбувається за рахунок так званої s-f-обмінної взаємодії електронів провідності і 4f-електронів.

У 3d-феромагнитних матеріалах (Fе, Co,Ni) окрім 4s-електронів в процесах провідності беруть участь також і магнітні 3d-електрони. Магнітний момент цих металів відображає розбалансування між числом 3d-електронів із спинами, направленими "вгору" (по напряму результуючої намагніченості), і числом 3d-електронів із спином "вниз" (рис. 3.1). Електрони, що переносять електричний струм, - це електрони на рівні Фермі Е_F - на верхівці зони заповнених станів.

Рис. 3.1. Залежність щільності станів N(Е) в міді і кобальті від енергії Е 3d-електронів. Зони заповнених станів для зони із спином "вгору" і для зони із спином "вниз" забарвлені в блакитний колір, Е_F - рівень Фермі, що відокремлює заповнені стани від незаповнених

У нормальному металі, наприклад мідь, N_↓ = N_↑, тому намагніченість рівна нулю і електрони провідності не поляризовані. У феромагнітних 3d-ме-талах (Fе, Co,Ni ) відбувається "перетікання" 3d-електронів з однієї зони в іншу, щоб компенсувати зростання кінетичної енергії електронів при виникненні обмінної взаємодії між ними. Як видно з мал. 3.1, в результаті обмінного розщеплювання 3d-зон в 3d-металах зони електронів із спінами "вгору" і "вниз" заповнені неоднаково і володіють різною щільністю станів N(Е) на рівні Фермі_. Намагніченість I рівна просто магнітному моменту електрона μ, помноженому на різницю електронів в 3d-зонах (N_↑ - N_↓)

I= μ(N_↑ - N_↓) (3.3)

Істотно, що поляризовані 3d-електрони (в усякому разі їх значна частина) беруть участь в процесах провідності разом з валентними електронами (s- і p-типу).

Для оцінки ефективності спін-поляризованого транспорту носіїв струму важливо визначити, на яких відстанях при своєму русі електрон провідності "пам'ятає" або, строго кажучи, зберігає орієнтацію свого спину. Характерна довжина цієї відстані λ пропорційна добутку середньої швидкості електрона на час релаксації спину τ, протягом якого зберігається напрям спину рухомого електрона провідності. Не дивлячись на складність даного питання, можна вважати на основі останніх експериментальних даних, що в багатьох металевих феромагнетиках величина λ_s перевищує 1-10 нм, що дозволяє за певних умов спостерігати ефекти спін-поляризованого транспорту.