Магніторезистивний ефект в тонких феромагнітних плівках

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

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 пам'яті, що називається гігантським магнітоопором.

1. Феромагнетизм. Феромагнетик. Основні поняття

1.1 Феромагнітні 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 Т_с 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 Т_с; стрілками позначено напрями атомних магнітних моментів [3]

Найбільш важливими характеристиками феромагнетика є точка Кюрі Т_с, атомний магнітний момент М_ат 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]

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 Sc_0,762In_0,239 - Sc_0,753In_0,242) 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 з'єднання (Fe₂B, Fe₃S, Fc₄N, FeBe₃, MnAs, Mn₂Sb, CrTe, MnP і т. п.).

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

Поряд з кристалічними речовинами феромагнітний порядок виявлений також в аморфних (метастабільних) металічних сплавах і з'єднань (таблиця 2), а також в аморфних магнетиках, що являються з'єднаннями 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 з'єднаннь [3]

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 об'єм. 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 r_c. На відстанях r ~r_c 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 r_c (для Ni, наприклад r_c ~ 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, з'являються 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 з'являються 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 пов'язаних 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 зв'язку 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/2kM_s ²(як Q> 1, так і Q <1), де К - константа одноосьової магнітної анізотропії, M_s - 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 ~ 2-4^o 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 F_В = 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 Р_В), у разі (180°-ної доменної стінки) дорівнює P_B=F_B/S=2M_SB, де M_S = | 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 Р_B = 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 Ni_0.75Fe_2.25O₄ [3]

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

2. Вплив магнітного поля на електричні і магнітні властивості феромагнетиків

2.1 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 H_i (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 H_S 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 = H_k, 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.