Эффект Холла и магнетосопротивление неупорядоченных магнитных систем на основе кремния (стр. 3 )

В разделе 2.2 представлены результаты апробации экспериментальной установки на примере исследований эффекта Холла в напряженных двухслойных структурах на основе Со и антиферромагнетика Cr и в поликристаллических пленках силицида Fe3Si. Описана методика выделения ПЭХ в реальных объектах при асимметрии в расположении холловских зондов, основанная на изучении магнитополевых зависимостей продольного и поперечного (холловского) сопротивлений. При исследованиях ПЭХ двухслойных пленок Cr(5нм)/Со(20нм) выявлен четный по полю ПЭХ, трансформирующийся к нечетному виду при приложении в плоскости образца вдоль тока постоянного магнитного поля величиной »10 Э. Сделан вывод о многодоменном состоянии пленки Сo в двухслойных структурах Cr/Co при отсутствии продольного поля.

В третьей главе приведены исследования магнитных и магнитотранспортных свойств многослойных наноструктур Co0.45Fe0.45Zr0.1/a-Si с толщиной аморфного кремния 0.7-3.5 нм и толщиной металла 2.5-3.5 нм.

В первом разделе главы описан метод получения структур с использованием ионно-лучевого распыления мишеней из сплава Co0.45Fe0.45Zr0.1 и кремния.

В разделе 3.2 приведены результаты исследований зависимости сопротивления двухслойных структур Co0.45Fe0.45Zr0.1/a-Si при изменении толщины металла dm от 3 до 1.3 нм, которые свидетельствуют о перколяционном переходе к туннельной проводимости при dm £ dmc » 2.2 нм, сопровождаемом экспоненциальным ростом сопротивления. Данная величина незначительно превышает критическую толщину металла (dmc » 2 нм) для мультислойных систем типа Co/SiO2 или Co0.8Fe0.2/Al2O3 с несущественной растворимостью металла в диэлектрической матрице [11]. Это свидетельствует о небольшой роли для данного материала эффектов взаимной диффузии металла и кремния, что объясняется присутствием Zr, стабилизирующего аморфную структуру ферромагнетика. Установлено, что при dm ≥ 2.5 нм температурная зависимость сопротивления структур подчиняется закону вида , типичному для металл-диэлектрических нанокомпозитов на металлической стороне перколяционного перехода. Металлический характер проводимости полученных структур подтверждается также данными измерений аномального эффекта Холла при различных температурах. Увеличение холловского сопротивления Rh в области его насыщения c уменьшением T для данной структуры приблизительно пропорционально росту Rxx, что наблюдается в случае тонких металлических пленок, а также в нанокомпозитах с металлической проводимостью [12].

В разделе 3.3 главы представлены зависимости сопротивления пленок от магнитного поля в структурах (Co0.45Fe0.45Zr0.1/a-Si)100 с толщиной аморфного кремния ds = 0.7-3.5 нм и металла dm = 2.5-3.5 нм при комнатной температуре (рис.1). Поле при измерениях прикладывалось параллельно плоскости структуры и протекающему току. При толщинах слоев аморфного кремния £1.9 нм обнаружено отрицательное магнетосопротивление (до 0.15 % при ds = 0.7нм). Данное обнаружение объясняется спин-зависящими переходами электронов между соседними ферромагнитными слоями при межслоевом антиферромагнитном характере обменного взаимодействия, которое наблюдается в подобных структурах типа Fe/a-Si [6].

В разделе 3.4 описаны результаты исследований намагниченности, которые показали, что при ориентации поля вдоль плоскости структуры Co0.45Fe0.45Zr0.1/a-Si отношение остаточной намагниченности к намагниченности насыщения Mr/Ms в структурах с толщинами слоев аморфного кремния » 1 нм оказывается » 0.7 тогда как в гранулированных слоях в окрестности перколяционного перехода это отношение обычно £ 0.5 [10]. При этом поле насыщения намагниченности Hs превышает 3 кЭ, что заметно больше значений Hs, наблюдаемых для однослойных и достаточно толстых аморфных пленок. Это указывает на преобладание вклада биквадратичного взаимодействия, стремящегося выстроить магнитные моменты соседних слоев ферромагнетика перпендикулярно друг другу, по сравнению с антиферромагнитным (билинейным) обменом. Качественно это объяснияется тем, что не сплошные соседние металлические слои закорочены через мертвые концы перколяционной сетки, локально связанные между собой низкоомными прослойками силицида. Антиферромагнитный характер обменного взаимодействия в таких местах стремится выстроить магнитные моменты гранул соседних слоев антипараллельно, однако, в силу магнитной анизотропии и случайного характера пересечения мертвых концов результирующий угол между магнитными моментами в среднем будет отличаться от 1800. Это и приводит к имитации сильного биквадратичного обменного взаимодействия в исследуемых структурах.

В разделе 3.5 описаны исследования эффекта Холла. Проведены измерения при Т = 77 К и Т = 300 К полевой зависимости поперечного (холловского) сопротивления Rxy(H) в геометрии, когда магнитное поле прикладывалось параллельно плоскости образца параллельно и перпендикулярно току. При Т =77 К проявляется анизотропия магнетосопротивления. Поведение зависимостей Rxy(H) и Rxx(H) качественно подобны, однако, изменение в Rxy составляет около 6%, а в Rxx всего лишь 0.15% (см. рис.2). Кроме того, поперечное сопротивление насыщается в существенно меньших полях (H < 500 Э). Это означает (см. раздел 2.2), что обнаруженный сигнал между холловскими зондами не может определяться сопротивлением асимметрии в их расположении. В условиях анизотропии в поведении Rxx данный сигнал естественно отождествить с проявлением планарного эффекта Холла, который ранее не наблюдался в металл-диэлектрических нанокомпозитах близи перколяционного перехода. Заметим также, что наблюдаемый ПЭХ симметричен по магнитному полю, что соответствует вращению магнитного момента в I (H>0) и III (H<0) квадрантах (или во II и IV). Такое обстоятельство неудивительно, поскольку между направлением поля и холловским зондом (см. вставку на рис.2.) имеется небольшой угол. В этом случае при положительных значениях поля после уменьшения его до нуля остаточный магнитный момент в области контакта образца с холловскими зондами окажется в I квадранте под углом к току. При H<0 ситуация изменится с точностью до зеркального отражения – остаточный магнитный момент повернется на 180о. Аналогичное поведение в Rxy наблюдается и при перемагничивании образца в условиях, когда магнитное поле наклонено под углом » 450 к протекающему току. Вынудить магнитный момент вращаться в I (H>0) и IV (H<0) квадрантах (или во II и III) с изменением знака в Rxy можно, если приложить небольшое фоновое поле Hb вдоль тока, намагнитив в этом направлении образец. В нашем случае это поле оказалось приблизительно равным коэрцитивной силе Hc ~ 10 Э. При этом сигнал ПЭХ трансформируется к обычному антисимметричному виду. Заметим, что фоновое поле Hb противоположного направления зеркально изменяет вид зависимости Rxy от H. Следовательно, в зависимости от направления магнитного момента относительно тока (параллельно или антипараллельно) значения Rxy при одних и тех же значениях и направлениях внешнего поля H будут различными. Это дает возможность реализовать на пленочной структуре, в которой наблюдается ПЭХ и имеется наведенная магнитная анизотропия (вдоль тока), элемент магниторезистивной памяти типа MRAM.

Основным «источником» проявления ПЭХ в исследуемых структурах, является эффект АМС, как и в случае пленок магнитных переходных металлов [13]. Об этом свидетельствуют результаты измерений АМС, полученные на структурах с относительно толстым слоем a-Si (ds = 3.4 нм), когда спин-зависящие эффекты в рассеянии и/или туннелировании электронов не играют существенной роли. В этом случае в поле, перпендикулярном току, наблюдается отрицательное МС, тогда как в поле, параллельном току, оно отсутствует, причем МС насыщается в достаточно слабых полях (£ 100 Э), типичных для эффекта АМС [13].

На основе предложенной перколяционной модели проводимости структур сделан вывод, что изотропное по характеру отрицательное (спин-зависящее) МС определяется полевым изменением магнитного момента системы от 0.7 Ms до Ms. В то же время ПЭХ в исследованных структурах характеризует эффекты поворота магнитного момента величиной » 0.7 Ms.

В четвертой главе приведены результаты исследования транспортных и магнитных свойств слоев MnхSi1-х толщиной 50-60 нм с содержанием Mn около 35 %.

В разделе 4.1 главы описана технология получения слоев методом лазерной эпитаксии на Al2O3 и GaAs подложках при температуре роста 300-350 oC.

В разделе 4.2 приведены результаты исследований структурных особенностей и состава MnхSi1-х структур, которые проводились методами сканирующей электронной микроскопии и электронно-зондового микроанализа. На поверхности структуры обнаружены включения с характерным размером около 1 мкм, расположенные между собой на расстояниях, превышающих 20 мкм. В промежутках между включениями поверхность структуры является достаточно гладкой. При исследованиях состава MnхSi1-х структур методом электронно-зондового микроанализа возбуждение рентгеновского характеристического излучения осуществлялось сфокусированным электронным пучком размером ~ 1 мкм на области структур, свободные от включений. Найденное значение х составляет около 35%.

В разделе 4.3 описаны магнитные измерения. Они были проведены с помощью СКВИД-магнетометра на образцах MnхSi1-х с характерными размерами 0.5×3×7 мм3, выращенных на Al2O3 и GaAs подложках. При Т = 77 К зависимость М(B) носит гистерезисный характер: коэрцитивное поле составляет 0.12 Tл. Сигнал намагниченности четко наблюдается до 200 К, при этом магнитный момент структуры (≈ 10-5 emu) такой же как и при Т = 77 К. Это означает, что температура Кюри Тс структуры существенно больше 200 К. Столь большие значения Тс, полученных структур, невозможно объяснить формированием силицидов Mn, поскольку их максимальные температуры Кюри (для Mn4Si7) не превышают 50 K [14].