Опубликован: 16.01.2014 | Уровень: для всех | Доступ: платный
Лекция 10:

"Наноэлектронный" этап развития накопителей информации на магнитных дисках

< Лекция 9 || Лекция 10: 123456 || Лекция 11 >

Гигантский, туннельный и колоссальный магниторезистивный эффект

Многие десятилетия в головках как для записи, так и для считывания информации с ферромагнитных носителей применяли принцип магнитной индукции. Значительный прорыв произошел в 90–х годах ХХ в., когда для считывания стали применять магниторезистивные головки (МР-головки).

Магниторезистивный эффект, который называют также магнетосопротивлением, заключается в том, что электрическое сопротивление проводника оказывается зависящим от напряженности магнитного поля, в котором находится проводник. Эффект этот еще в 1856 г. наблюдал У. Томсон. Можно сказать, что этот эффект присущ всем веществам. Однако в обычных металлах и полупроводниках магниторезистивный эффект является довольно слабым и не превышает десятых долей процента. В ферромагнитных металлах этот эффект несколько больше (порядка 1%).

Гигантский магниторезистивный эффект

В конце 80-х и в начале 90-х годов ХХ в. в сверхрешетках с периодическим чередованием сверхтонких слоев ферромагнетика и не ферромагнитного материала удалось реализовать "гигантский" магниторезистивный эффект, когда электрическое сопротивление структуры изменяется в магнитном поле уже на десятки процентов. Первыми обнаружили это в 1988 году две группы научных работников независимо одна от другой, за что научным руководителям этих групп А. Ферту и П. Грюнбергу в 2007 г. была присуждена Нобелевская премия по физике. [Оригинальные статьи об открытии эффекта гигантского магнетосопротивления: A. Fert et al. Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices // Phys. Rev. Lett. (1988). V. 61. P. 2472–2475 и G. Binasch, P. Grunberg, F. Saurenbach, W. Zinn. Enhanced magnetoresistance in layered magnetic structures with antiferromagnetic interlayer exchange // Phys. Rev. B (1989). V. 39. P. 4828-4830.]

Типичные результаты указанных исследований показаны на рис. 10.6. Слева показана многослойная структура сверхрешетки, полученной поочередным напылением в глубоком вакууме пленок железа и хрома, в которой слои этих материалов периодически повторяются. (Прим.: приставка "сверх" в термине "сверхрешетка" указывает на наличие периода, намного превышающего собственный период кристаллической решетки железа и хрома).

Пленки железа наносились в присутствии горизонтально направленного магнитного поля, благодаря чему они намагничивались в соответствующем направлении. Направление намагничивания поочередно менялось на противоположное. Оно показано на рис. 10.6,а белыми стрелками.

(а) Условное изображение сверхрешетки из периодически расположенных нанослоев железа и хрома; (б) зависимость относительного электрического сопротивления сверхрешетки от индукции магнитного поля

Рис. 10.6. (а) Условное изображение сверхрешетки из периодически расположенных нанослоев железа и хрома; (б) зависимость относительного электрического сопротивления сверхрешетки от индукции магнитного поля

Справа приведены зависимости относительного электрического сопротивления сверхрешетки от величины приложенного магнитного поля. Здесь R_0 – электрическое сопротивление при отсутствии внешнего магнитного поля, R – при наличии такого поля. Графики зависимости приведены для различных значений толщины слоев хрома и количества повторений пар слоев: 1 – для d_{XP} = 1,8 нм и 30 повторений; 2 – для d_{XP} = 1,2 нм и 35 повторений; 3 – для d_{XP} = 0,9 нм и 60 повторений. Толщина слоев железа была постоянной – 3 нм. Суммарная толщина всех слоев в последнем случае не превышает 60*4 = 240 нм.

Видно, что в третьем случае электрическое сопротивление в магнитном поле изменяется более чем на 40%. Со временем были найдены комбинации материалов, показывающие еще более выразительный магниторезистивный эффект при меньшей индукции магнитного поля. Стрелками показаны значения магнитного поля, выше которых электрическое сопротивление уже практически не изменяется (достигается насыщение).

Чтобы объяснить физическую природу гигантского магниторезистивного эффекта, вспомним физическую природу сопротивления электрическому току вообще. Носители электрического заряда (в металлах это электроны проводимости), находясь в состоянии хаотического теплового движения, рассеиваются на неоднородностях кристаллической решетки. Чаще всего это – отклонение атомов от их равновесных положений в результате тепловых колебаний. В этом случае говорят о рассеянии электронов на "фононах". Неоднородностями являются также дефекты кристаллической решетки, сторонние атомы, поверхности раздела между кристаллическими зернами, и т.д. Когда к металлу приложено внешнее электрическое поле, то в движении носителей заряда появляется дополнительная ("дрейфовая") составляющая, направленная вдоль электрического поля. Она и создает электрический ток. Рассеяние на неоднородностях кристаллической решетки противодействует дрейфу носителей заряда вдоль электрического поля, – это и является причиной сопротивления протеканию тока. Электрическое сопротивление зависит также и от концентрации носителей заряда: когда она выше, сопротивление меньше, и наоборот.

В "обычных", не ферромагнитных металлах (хром как раз и является таковым) электрическое сопротивление не зависит от направления спина электронов проводимости. Другое дело – в ферромагнетиках. В областях спонтанной намагниченности электроны проводимости со спином, ориентированным вдоль направления намагниченности, рассеиваются слабее, чем электроны со спином, ориентированным против направления намагниченности. Еще важнее то, что концентрация первых (n_{\uparrow}) намного выше, чем концентрация вторых (n_{\downarrow}). В результате соотношение \alpha=\rho_{\downarrow}:\rho_{\uparrow} удельных сопротивлений ферромагнетика для электронов проводимости со спином, ориентированным против и вдоль направления намагниченности, может достигать значений порядка 10 и выше.

Прохождение электрического тока сквозь сверхрешетку, показанную на рис. 10.6 слева, при отсутствии внешнего магнитного поля можно теперь представить в виде эквивалентной электрической схемы на рис. 10.7,а.

Эквивалентная схема прохождения электрического тока сквозь сверхрешетку из нанослоев ферромагнетика и обычного металла: (а) при отсутствии внешнего магнитного поля; (б) при наличии внешнего насыщающего магнитного поля

Рис. 10.7. Эквивалентная схема прохождения электрического тока сквозь сверхрешетку из нанослоев ферромагнетика и обычного металла: (а) при отсутствии внешнего магнитного поля; (б) при наличии внешнего насыщающего магнитного поля

Здесь через r обозначено относительно малое электрическое сопротивление одного ферромагнитного нанослоя (например, железа) для электронов проводимости, спин которых ориентирован в направлении намагниченности этого слоя, а через R – относительно большое электрическое сопротивление такого нанослоя для электронов проводимости, спин которых ориентирован против направления намагниченности. Электрическим сопротивлением тонкого слоя обычного металла (в данном случае – хрома) мы пренебрегаем, так как оно намного меньше сопротивления ферромагнитного слоя (для обеих ориентаций спина электронов проводимости). Немагнитная прослойка нужна для того, чтобы "развязать" друг от друга ферромагнитные слои. Эта прослойка должна быть настолько тонкой, чтобы при прохождении сквозь нее электроны не теряли ориентацию своих спинов.

Электрический ток, протекающий сквозь сверхрешетку, состоит из двух "потоков": один переносится электронами проводимости, спин которых ориентирован "вверх", а второй – электронами проводимости, спин которых ориентирован "вниз". Расчет схемы на рис. 10.7.а показывает, что при отсутствии внешнего магнитного поля общее сопротивление


R_{\textit{ОБЩ}}=n(R+r)/4,
( 10.3)
где n – количество ферромагнитных слоев в сверхрешетке.

При наличии внешнего магнитного поля намагниченность всех нанослоев ферромагнетика переориентируется в направлении этого поля. Эквивалентная электрическая схема приобретает вид, изображенный на рис. 10.7,б. Расчет ее показывает, что при наличии внешнего насыщающего магнитного поля общее сопротивление


R_{\textit{ОБЩ}}=\frac{nRr}{R+r},
( 10.4)

Если R=\alpha r, то при отсутствии внешнего магнитного поля общее сопротивление R_{\textit{ОБЩ}}=nr(\alpha+1)/4, а при наличии насыщающего внешнего магнитного поля R_{\textit{ОБЩ}}=nr\alpha(\alpha+1), т.е. электрическое сопротивление уменьшается в \frac{(\alpha+1)^2}{4\alpha}\approx\frac{\alpha+2}{4} раз.

Туннельный магниторезистивный эффект

Позднее был выявлен и "туннельный" магниторезистивный эффект (англ. tunnel magnetoresistance – TMR). Если в сверхрешетке, показанной на рис. 10.6,а, вместо нанослоев обычного (не ферромагнитного) металла наносить пленки диэлектрика, то электрический ток сквозь такую сверхрешетку может течь лишь при наличии электрического напряжения между соседними слоями ферромагнетика. Физической причиной протекания тока является квантово-механическое туннелирование свободных носителей заряда сквозь тонкий потенциальный барьер, созданный для них пленкой диэлектрика. Профиль потенциальной энергии в такой структуре показан на рис. 10.8. Вдоль горизонтали здесь отложено расстояние в направлении, перпендикулярном ферромагнитным слоям, вдоль вертикали – значение потенциальной энергии электронов проводимости.

В левом ферромагнитном слое (ФМ1) показан уровень энергии Ферми для этого слоя (E_{\text{Ф1}}). В правом ферромагнитном слое (ФМ2) показан уровень энергии Ферми для этого второго слоя (E_{\text{Ф2}}). Он сдвинут относительно первого вниз на величину, пропорциональную приложенному электрическому напряжению \Delta U (e – электрический заряд электрона). В области диэлектрика (Д) уровень потенциальной энергии проходит значительно выше.


Рис. 10.8.

Интенсивность туннелирования электрона проводимости в такой структуре оказалась "спин-зависимой", т.е. зависимой от направления ориентации спина. Вероятность туннельного перехода в область, намагниченную противоположно ориентации спина электрона, оказалась намного меньше, чем в область, намагниченную параллельно ориентации спина электрона. Поэтому при отсутствии внешнего магнитного поля, когда соседние ферромагнитные слои намагничены в противоположных направлениях, сопротивление структуры протеканию электрического тока довольно велико. При наличии внешнего магнитного поля все ферромагнитные слои намагничиваются в направлении этого поля. Интенсивность туннелирования электронов проводимости значительно возрастает, и электрическое сопротивление структуры уменьшается.

Прохождение электрического тока сквозь сверхрешетку при отсутствии внешнего магнитного поля можно теперь представить в виде эквивалентной электрической схемы на рис. 10.9,а. Здесь, как и выше, через r обозначено относительно малое электрическое сопротивление одного ферромагнитного нанослоя для электронов проводимости, спин которых ориентирован в направлении намагниченности этого слоя, а через R – относительно большое электрическое сопротивление такого нанослоя для электронов проводимости, спин которых ориентирован против направления намагниченности. Аналогично через r_T обозначено относительно малое электрическое сопротивление туннельного слоя для электронов проводимости, спин которых ориентирован в направлении намагниченности следующего ферромагнитного слоя, а через R_T – относительно большое электрическое сопротивление туннельного слоя для электронов проводимости, спин которых ориентирован против направления намагниченности следующего ферромагнитного слоя.

Эквивалентная схема прохождения электрического тока сквозь сверхрешетку из нанослоев ферромагнетика и диэлектрика: (а) при отсутствии внешнего магнитного поля; (б) при наличии внешнего насыщающего магнитного поля

Рис. 10.9. Эквивалентная схема прохождения электрического тока сквозь сверхрешетку из нанослоев ферромагнетика и диэлектрика: (а) при отсутствии внешнего магнитного поля; (б) при наличии внешнего насыщающего магнитного поля

Пользуясь этими эквивалентными схемами, нетрудно рассчитать, во сколько раз изменяется электрическое сопротивление сверхрешетки из нанослоев ферромагнетика и диэлектрика.

На туннельных структурах CoFeB/MgO/CoFeB сейчас удалось достичь уменьшения электрического сопротивления при комнатной температуре в 6 раз и более [S. Ikeda, J. Hayakawa, Y. Ashizawa et al. Tunnel magnetoresistance of 604% at 300 K by suppression of Ta diffusion in CoFe/Mg/CoFe pseudo-spin-valves annealed at high temperature. // Appl. Phys. Lett. - 2008. - V. 93 (8). - 082508].

< Лекция 9 || Лекция 10: 123456 || Лекция 11 >
Ольга Клюева
Ольга Клюева

Некорректно сформулированные задания. Нужна помощь в выполнении

Несибели Спандияр
Несибели Спандияр
Казахстан, Алматы, КазНАУ
Юлия Яцуненко
Юлия Яцуненко
Россия, г. Махачкала