Магніторезистивний ефект в тонких феромагнітних плівках

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

2.2 Магніторезистивний ефект

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

(2.2)

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

(2.3)

Ці два визначення пов'язані один з одним співвідношенням

(2.4)

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

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

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

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

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

(2.5)

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

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

(2.6)

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

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

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

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

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

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

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

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

(2.7)

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

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

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

2.3 Гігантський магнітний опір

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

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

а б

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

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

3. Магніторезистивні властивості багатошарових плівок на основі феромагнетика і немагнетика

3.1 Зв'язок магніторезистивного ефекту з процесами перемагнічування Fe-Gd плівок

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

3.2 Магніторезистивні властивості плівок Fe і мультишарів на їх основі

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

Висновки

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

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

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

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

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

Список використаних джерел

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

Размещено на Allbest.ru