РОЗДІЛ 2
ЕФЕКТ ГІГАНТСЬКОГО МАГНІТООПОРУ В МАГНІТНИХ МУЛЬТИШАРАХ ТА САНДВІЧАХ
Великий науковий та практичний інтерес до теоретичного та експериментального
дослідження тришарових (сандвічів) та багатошарових систем, які складаються з
магнітних та немагнітних шарів металу, що чергуються, з одного боку обумовлений
тим, що подібні структури є хорошою модельною системою для вивчення
фундаментальних питань фізики твердого тіла [8,247 - 249], з іншого боку -
прикладним значенням таких систем, зокрема можливістю їх використання у
магнітних пристроях зберігання інформації [8,13 - 15].
Серед великої кількості різноманітних ефектів, які спостерігаються у магнітних
багатошарових плівках, найбільш цікавим, з точки зору практичного застосування,
безумовно є негативний ефект гігантського магнітоопору, який вперше
спостерігався у три - та багатошарових магнітних плівкових системах [41,42],
отриманих досить дорогим методом молекулярно - променевої епітаксії. Надалі,
Паркін [13,60] спостерігав аналогічний ефект у полікристалічних магнітних
мультишарах , отриманих відносно простим методом пошарового напилення на
підкладку, який на сьогодні широко використовується у промисловості для
отримання багатошарових плівкових структур, і, відповідно, існує потреба у
побудові загальної теорії ефекту ГМО з урахуванням зерномежового СЗР носіїв
заряду.
Згідно з сучасними уявленнями ефект ГМО обумовлений асиметричним спін -
залежним розсіянням носіїв заряду в об’ємі шарів металу і на їх межах поділу
[8,13-15]. Однак попри значну кількість теоретичних робіт, у яких досліджувався
гігантський магніторезистивний ефект у магнітних зразках, не до кінця
визначено, який механізм (або їх суперпозиція) є домінуючим у формуванні
амплітуди (рівня) ефекту, не з’ясовано, за яких умов відбувається зміна знака
ефекту (тобто його інверсія), не відомі прості модельні вирази, за допомогою
яких можна було б оцінити амплітуду ефекту ГМО, обумовленого інтерфейсним та
зерномежовим СЗР носіїв заряду, тощо. Також варто відмітити, що проведені
експериментальні дослідження різними групами науковців щодо впливу шорсткостей
інтерфейсів та меж зерен на величину зазначеного ефекту приводять до
протилежних висновків, що також потребує більш докладного теоретичного аналізу
ефекту.
На розв’язанні цих проблем і зосереджена основна увага у даному розділі
дисертаційної роботи, де розглядається негативний та інверсний ефекти
гігантського магнітоопору з використанням двострумової моделі феромагнітного
металу Мотта [106,107], у рамках модифікованих моделей Фукса - Зондгаймера
[161,162] (для монокристалічних провідників) та Маядаса - Шацкеса [184,185]
(для полікристалічних зразків).
2.1. Загальні та асимптотичні формули для провідності сандвіча та мультишару з
- та - конфігураціями зі спейсерами кінцевої товщини
Розглянемо магнітний сандвіч (рис. 2.1 - а) та багатошарову плівку (рис. 2.1 -
б), які складаються з магнітних однодоменних шарів металу різної товщини ,
розділених немагнітними прошарками товщиною . Будемо вважати, що у провідниках
реалізується - конфігурація, однорідне електричне поле напруженості прикладене
уздовж межі поділу шарів металу, вісь паралельна нормалі до інтерфейсів
зразків, а товщини шарів металу значно більші де Бройлевої довжини хвилі
електронів, так що електронний спін - поляризований транспорт у неоднорідних
магнітних структурах можна адекватно описати за допомогою квазікласичної
функції розподілу [161,162]. Оскільки елементом періодичності магнітної
багатошарової плівки є сандвіч і ми нехтуємо незначними крайовими ефектами, то
мультишар формально можна розглядати як тришарову плівку, і, відповідно,
розрахунок її провідності зводиться до розрахунку провідності у сандвічі з
Рис. 2.1. Моделі магнітного сандвіча (а) та елемента періодичності магнітної
багатошарової плівки (б) з антиферомагнітною взаємодією між магнітними шарами
металу
періодичними граничними умовами. Така геометрії задачі, зокрема,
експериментально була реалізована у роботі [250].
Перш ніж перейти до безпосереднього розв’язання задачі, зробимо ряд суттєвих
зауважень стосовно обраної моделі та використовуваних у роботі позначень для
компактної форми написання нижченаведених формул:
при температурах, значно нижчих за температуру магнітного впорядкування
провідників, згідно з моделлю феромагнітного металу Мотта [106, 107] густина
струму у магнітному шарі металу визначається адитивною сумою двох незалежних
спінових каналів носіїв заряду зі спінами по “+” та проти “-“ локальної
намагніченості у магнітному шарі
,
оскільки процеси з переворотом спіну (спін - фліп - процеси) незначні, і ними
можна знехтувати [8];
наявність суміжних магнітних шарів металу навколо немагнітних прошарків
призводить до поляризації електронної системи спейсерів, і, відповідно,
параметри дзеркальності, які описують характер взаємодії носіїв заряду з МПШ
будуть спін - залежними. У випадку, коли вектори локальної намагніченості у
сусідніх феромагнітних шарах металу паралельні, то носії заряду з фіксованим
спіновим індексом розсіюються на протилежних інтерфейсах однаковим чином. Якщо
ж реалізується - конфігурація, то електрони з різними спіновими індексами на
межах поділу шарів металу багатошарових провідників розсіюються по - різному;
у значній кількості статей, у яких теоретично досліджувався ефект ГМО, для
позначення проекції спіну на напрямок вектора локальної намагніченості у
магнітному шарі металу використовувалися позначення та . Однак такі позначення
незручні для написання у компактній формі нижченаведених формул. Саме з
- Київ+380960830922