Ферромагнетики – это вещества, имеющие очень большую относительную магнитную проницаемость ($$\mu_r\approx 10^2 - 10^5$$) из-за того, что магнитные моменты атомов и электронов, из которых они состоят, благодаря обменному взаимодействию спонтанно стремятся сориентироваться в одинаковом направлении (поскольку это для них энергетически выгодно). И хотя этому противодействует хаотическое тепловое движение частиц, при температурах ниже так называемой "точки Кюри" такая спонтанная намагниченность все-таки "замораживается". Образуются "домены" – микроскопические компактные области однородной намагниченности, которые под влиянием внешнего магнитного поля ведут себя (перемагничиваются) как единое целое. Размеры доменов зависят от многих факторов и лежат в диапазоне от 10 нм до 100 мкм. Магнитные домены размером свыше 1 мкм можно наблюдать с помощью оптического микроскопа. На рис 10.1, например, показана микрофотография магнитных доменов, полученная в оптическом микроскопе методом Керра. На ней четко видны микрокристаллы (кристаллические "зерна") и их разбиение на домены (более светлые и более темные участки внутри зерен).
Для наблюдения и изучения поведения доменов нанометрового диапазона размеров применяют электронную микроскопию, атомно-силовые и туннельные растровые микроскопы, о которых мы рассказали в лекции 1.
Соседние магнитные домены отделены друг от друга доменными стенками – сверхтонкими промежуточными слоями, в которых вектор намагниченности изменяет свое направление от ориентации в одном соседнем домене к ориентации в другом. На формирование этих стенок нужна дополнительная энергия. Однако она значительно меньше, чем выигрыш энергии благодаря спонтанному намагничиванию доменов.
(рис 10.1) Магнитные домены, сфотографированные методом контраста в оптическом микроскопе Керра
При отсутствии внешнего магнитного поля ($$H = 0$$) направления намагниченности доменов настолько хаотичны, что суммарный магнитный момент ферромагнетика, состоящего из большого количества зерен и доменов в них, равен нулю (рис 10.2.а).
(рис 10.2) Схема поведения магнитных доменов при отсутствии (а) и при наличии возрастающего (б, в, г) внешнего магнитного поля H
При наложении внешнего магнитного поля $$H$$ (его направление показано жирными стрелками) на магнитные моменты доменов действуют силы, стремящиеся повернуть их в направлении поля. Такая переориентация приводит к значительному усилению суммарного магнитного поля.
В слабом магнитном поле происходит лишь частичный поворот магнитных моментов доменов в направлении внешнего магнитного поля (рис 10.2.б). Частичный поворот доменов является обратимым процессом: если внешнее поле снимается, то магнитные моменты доменов возвращаются в исходное состояние. В этом диапазоне значений напряженности внешнего магнитного поля $$H$$ (в А/м) имеет место пропорциональность $$ B=\mu H $$ где $$B$$ - величина магнитной индукции внутри ферромагнетика (в теслах, Тл), $$\mu=\mu_0\mu_r=4\pi\cdot 10^{-7}$$ (Н/А2) – его магнитная проницаемость. В более сильных магнитных полях начинается сдвиг доменных стенок, за счет чего домены, магнитные моменты которых сориентированы в направлении внешнего поля, увеличиваются в объеме, некоторые домены объединяются, а объем других доменов уменьшается (рис 10.2.в). Процесс становится необратимым: если выключить внешнее магнитное поле, то в ферромагнетике наблюдается остаточная намагниченность. Рост магнитной индукции $$B$$ с увеличением $$H$$ замедляется, линейность (10.1) уже не соблюдается. В довольно сильном внешнем магнитном поле магнитные моменты всех доменов сориентированы в одном направлении (рис 10.2.г), и дальнейший рост магнитной индукции $$B$$ с увеличением $$H$$ почти прекращается. Такое состояние называют "техническим насыщением".
Типичная ".
(рис 10.3)
Соответствующее значение $$B_{\textit{НАС}}$$ называют магнитной индукцией насыщения. Когда напряженность внешнего магнитного поля $$H$$ уменьшается и спадает до нуля, ферромагнитный материал остается еще намагниченным в прежнем направлении. Величину $$B_O$$ называют остаточной магнитной индукцией. Под действием нарастающего в противоположном направлении внешнего магнитного поля $$H$$ величина прежней намагниченности уменьшается до нуля, а дальше ферромагнетик перемагничивается уже в новом направлении. Напряженность внешнего магнитного поля $$H_K$$, необходимую для того, чтобы размагнитить ферромагнетик, называют коэрцитивной силой. При циклическом изменении внешнего магнитного поля $$H$$ кривая перемагничивания ферромагнетика имеет вид симметричной относительно начала координат замкнутой линии, которую называют показана кривая гистерезиса в случае, когда амплитуда переменного внешнего магнитного поля $$H$$ не достаточна для достижения технического насыщения ферромагнетика.
Чем меньше коэрцитивная сила, тем меньше и площадь петли гистерезиса. А последняя пропорциональна работе, которую надо выполнить для магнитной переориентации доменов. Материалы с малой коэрцитивной силой и соответственно с малой площадью петли гистерезиса называют магнитомягкими или просто "мягкими". Ферромагнитные материалы с большой коэрцитивной силой называют магнитожесткими, магнитотвердыми или просто "твердыми" (когда из контекста ясно, о какой "мягкости" или "твердости" идет речь).
Магнитомягкие материалы применяют в трансформаторах, обмотках двигателей и т.д. – там, где переориентация доменов происходит все время и где надо минимизировать потери энергии на перемагничивание. Магнитотвердые материалы применяют для изготовления постоянных магнитов, когда надо как можно дольше сохранять установленную ориентацию доменов.
Магнитная проницаемость ферромагнитных материалов и другие их свойства зависят не только от их состава, но и от их микро- и наноструктуры, от технологии обработки, от температуры. Кривая гистерезиса зависит еще и от частоты перемагничивания и от характера изменения внешнего магнитного поля.
В информатике ферромагнетики уже давно применяют в составе разнообразных сенсоров и устройств памяти. Устройства памяти на миниатюрных ферритовых кольцах в свое время были основным видом оперативной памяти вычислительных машин. Особенно успешными оказались накопители информации на жестких магнитных дисках. На долгом пути микроминиатюризации электронных устройств они почти всегда были лидерами. На графике роста плотности записи информации на магнитные диски на протяжении десятилетий (рис 10.4), начиная от первого такого накопителя (1956 г.), можно видеть, что указанная плотность за последние более чем 50 лет в среднем возрастала приблизительно вдвое за каждые 2 года. Однако происходило это не совсем равномерно.
(рис 10.4) Рост плотности записи информации на магнитные диски более чем за 50 лет. Стрелкой отмечено время появления магниторезистивных считывающих головок
В 1960 г. плотность записи составляла несколько десятков килобит/см2, а в 1980 г. – уже порядка нескольких мегабит/см2. При переходе к "наноэлектронному" этапу развития элементной базы информатики наблюдалось некоторое замедление роста, что связано с изложенными ниже существенными проблемами. Чтобы объяснить их, рассмотрим детальнее всю организацию записи и считывания информации с магнитных дисков.
Информация на магнитных дисках сохраняется в форме двух альтернативных направлений намагниченности ("0" и "1") соответствующих областей магнитожесткой ферромагнитной пленки. Схема организации записи и считывания информации приведена на рис 10.5. Диск (МД) с ферромагнитным покрытием закрепляется на шпинделе и начинает вращаться с большой скоростью (рис 10.5,а). Над ним "плавает" коромысло с установленной на нем крохотной магнитной головкой МГ. Коромысло легко вращается вокруг оси (ОК) с помощью сервопривода.
Поверхность ферромагнитной пленки условно разбита на магнитные дорожки, концентрически расположенные относительно оси вращения диска. А каждая дорожка условно разделена на отдельные участки ("биты"). Их взаимное геометрическое расположение показано на рис 10.5,б. Каждая дорожка имеет стандартную ширину (ШД – ширина дорожек) и отделена от соседних дорожек стандартными промежутками (ШП – ширина промежутков). Период расположения дорожек (ПРД) является одной из величин, определяющих
Запись информации выполняется с помощью магнитной головки МГ (рис 10.5,в), полюса которой расположены непосредственно над поверхностью быстро движущейся (благодаря вращению диска) магнитной пленки. Магнитное поле МГ условно изображено силовыми линиями. В зависимости от направления тока в обмотке головки магнитное поле намагничивает область ферромагнетика, проходящую под ней, в том или ином направления. Это и предопределяет запись двоичных "0" или "1".
(рис 10.5) Организация записи и считывания информации на магнитных дисках: (а) общая компоновка; (б) расположение магнитных дорожек и отдельных участков "битов" на них; (в) запись и считывание
При считывании подвижный ферромагнетик под головкой создает между ее полюсами импульсное магнитное поле, в результате чего в обмотке МГ наводится ЭДС того или иного направления – в зависимости от направления намагниченности участка бита, проходящего в данный момент времени под полюсами головки.
Как видно из рис 10.5,б,
Понятно, что ширина магнитной дорожки и участок каждого бита, не могут быть меньше размера "зерен" ферромагнетика. Поэтому с самого начала шел поиск таких технологий формирования и нанесения ферромагнитных слоев, которые бы обеспечивали их очень мелкозернистую структуру и оптимальную коэрцитивную силу. Последняя должна быть достаточно большой, чтобы обеспечить надежное хранение информации даже в условиях воздействия на диск случайных внешних магнитных полей. А с другой стороны, от коэрцитивной силы зависит работа перемагничивания каждого бита и, следовательно, затраты энергии на запись информации и быстродействие записи. При плотности записи порядка 1 Мбит/см2 оптимальная коэрцитивная сила оказалась равной 25-50 кА/м.
Первым размером, перешедшим в нанометровый диапазон в процессе усовершенствования магнитных носителей информации, стала толщина ферромагнитных пленок. Вскоре в нанометровый диапазон удалось перевести и размеры зерен ферромагнетика в плоскости пленки.
Уменьшение размеров $$a$$ и $$b$$ зависело теперь от усовершенствования магнитных головок. Требовалось одновременно достигать:
а) уменьшения размеров магнитных полюсов головки; их ширина не должна превышать ширину магнитной дорожки, а расстояние между полюсами – длину участка отдельного бита;
б) уменьшения расстояния между полюсами и поверхностью ферромагнитной пленки; это расстояние должно быть меньше длины участка отдельного бита;
в) повышения точности позиционирования головок относительно магнитных дорожек; допустимое отклонение должно быть значительно меньше периода расположения дорожек;
г) повышения чувствительности считывания; ведь с уменьшением ширины и длины участка каждого бита уменьшается переменный магнитный поток при перемещении бита под головкой, а вместе с ним уменьшается и мощность магнитных сигналов;
д) повышения быстродействия электроники, обслуживающей запись и считывание; ведь при уменьшении размеров и сохранении скорости вращения магнитного диска количество актов записи и считывания в единицу времени возрастает.
Одновременное выполнение всех этих условий представляло на каждом шаге уменьшения размеров совсем не простую техническую проблему.
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%).
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.
(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.
(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 $$ R_{\textit{ОБЩ}}=n(R+r)/4, $$ 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 $$ R_{\textit{ОБЩ}}=\frac{nRr}{R+r}, $$
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.
Позднее был выявлен и ,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.
(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].
Значительный магниторезистивный эффект был выявлен также в частично замещенных манганитах лантана и других редкоземельных элементов со структурой типа перовскита. Их общая химическая формула $$R_{1-x} A_x MnO_3$$, где $$R$$ – редкоземельный элемент, $$A$$ – атом металла с меньшей валентностью (напр., $$K, Na, Ag, Ca, Sr, Ba, Pb$$). В некоторых из них при криогенных температурах магниторезистивный эффект неожиданно оказался на порядки величины более сильным, чем в слоистых сверхрешетках. Поэтому его назвали "колоссальным магнетосопротивлением" (англ. Colossal magnetoresistance – CMR).
Одной из причин этого эффекта является то, что замена в некоторых кристаллических ячейках редкоземельного атома на атом с меньшей валентностью приводит к дополнительной ионизации соседнего атома марганца. Вместо иона $$Mn^{+3}$$ в этих ячейках находится ион $$Mn^{+4}$$. А он имеет такую же самую внешнюю электронную оболочку, как ион $$Fe^{+3}$$. Спин неспаренного внешнего электрона создает возможность спонтанного самонамагничивания отдельных областей, – как в ферромагнетиках.
На рис 10.10 слева показана простейшая кристаллическая решетка, состоящая из кубических ячеек, а справа – только ее подрешетка из ионов марганца, расположенных в центре каждой ячейки.
(рис 10.10)
Ион $$Mn^{+4}$$, относительно которого мы проведем расчет, для наглядности выделен большим размером. Нетрудно подсчитать, что он имеет 26 соседних ионов марганца. Из них 6 ионов (на рисунке они средних размеров) удалены от центрального иона на расстояние $$d$$ (период кристаллической решетки), 8 ионов – на расстояние $$d\sqrt{3}$$, 12 ионов – на расстояние $$d\sqrt{2}$$. Относительное количество ионов $$Mn^{+4}$$ в кристаллической решетке вещества состава $$R_{1-x} A_x Mn_3$$, равно $$x$$. При $$x\approx 1/3$$ на расстоянии $$d$$ от иона $$Mn^{+4}$$ находятся в среднем 2 иона $$Mn^{+4}$$, на расстоянии $$d\sqrt{2}$$ – в среднем 4 иона $$Mn^{+4}$$ и на расстоянии $$d\sqrt{3}$$ – в среднем 3 иона $$Mn^{+4}$$. Значит, в ближайшем окружении иона $$Mn^{+4}$$ расположено приблизительно еще 9 таких же ионов. Этого оказывается вполне достаточно для спонтанного намагничивания отдельных областей кристалла $$R_{1-x} A_x Mn_3 (x\geq 0,33)$$, как в ферромагнетиках. Кристалл сам собой разделяется на отдельные, хаотически ориентированные магнитные домены. В каждом домене концентрация свободных носителей заряда с ориентацией спина параллельно направлению намагниченности значительно больше, чем концентрация свободных носителей заряда с ориентацией спина в противоположном направлении. Но поскольку в соседних доменах направление намагниченности разное, то переход электронов проводимости из одного домена в другой затрудняется.
Поэтому при отсутствии внешнего магнитного поля удельное сопротивление таких кристаллов является значительным. Если же появляется сильное внешнее магнитное поле, то намагниченность всех доменов переориентируется в его направлении, и переход электронов проводимости из домена в домен значительно облегчается. Удельное сопротивление быстро падает. Свой существенный вклад может вносить и
На рис 10.11 показана зависимость удельного сопротивления $$\rho$$ тонкой пленки манганита $$La_{0,67} Со_{0,33} МnО_3$$ от индукции магнитного поля $$B$$ (при 250 К). Как видим, удельное сопротивление здесь уменьшается в 12 раз уже при индукции магнитного поля около $$B$$ = 2 Тл. А при индукции $$B$$ = 6 Тл удельное сопротивление становится меньше на 3 порядка величины – приблизительно в тысячу раз.
(рис 10.11)
Открытие и исследование гигантского, туннельного и колоссального магниторезистивного эффекта позволило создать значительно более чувствительные головки для считывания информации с магнитных дисков.
Принцип их действия показан на рис 10.12. На рис 10.12.а пунктиром показаны линии магнитной индукции, возникающие вокруг намагниченного участка каждого бита, на рис 10.12.б – ход линий магнитной индукции на стыке "битов", намагниченных навстречу северными полюсами друг к другу, а на рис 10.12.в – ход линий магнитной индукции на стыке "битов", намагниченных навстречу южными полюсами.
Над местом стыка северных полюсов вектор суммарной магнитной индукции ВРЕЗ направлен вверх, а над местом стыка южных полюсов – вниз. Поэтому, когда магнитная дорожка (см. рис 10.12.г) пробегает под считывающей головкой, то при изменении направления намагниченности битов электрический ток, текущий сквозь считывающую головку, возрастает. Это служит сигналом изменения записи на магнитной дорожке с "0" на "1" или наоборот.
(рис 10.12) Принцип работы магниторезистивной головки: 1 – подложка; 2 – участки "битов", намагниченных навстречу северными полюсами; 3 – участки "битов", намагниченных навстречу южными полюсами; 4 – направление вектора магнитной индукции на стыке участков 2; 5 – направление вектора магнитной индукции на стыке участков 3
Так выполняют считывающие головки и с гигантским, и с туннельным магнетосопротивлением. Их соответственно называют ГМР- и ТМР-головками (или с англоязычными сокращениями GMR- и TMR-).
Структура считывающей головки с использованием колоссального магниторезистивного эффекта (.
(рис 10.13) Структура КМР-головки
Кроме тонкого слоя манганита (КМР-элемент), здесь присутствуют еще 2 слоя: верхний – из магнитожесткого ферромагнетика (МЖ ФМ), например, из кобальта и нижний – из магнитомягкого (ММ ФМ), например, из $$NiFe$$.
Намагниченность слоя МЖ ФМ стабильно направлена вверх (на рисунке она показана белыми стрелками), а намагниченность слоя ММ ФМ отслеживает направление поля над магнитной дорожкой. На КМР-элемент действует усредненное магнитное поле. И в зависимости от того, какого типа стык между битами проходит под головкой, ток сквозь нее возрастает или уменьшается.
На рис 10.14 показаны изображения современной миниатюрной считывающей головки, созданной японской фирмой NEC на основе так называемого "экстраординарного магниторезистивного эффекта" (англ. EMR) в полупроводниковом материале $$InSb$$.
(рис 10.14)
Изображения эти получены с помощью растрового электронного микроскопа: слева – вид головки сверху, справа – вид под углом $$30^{\circ}$$ и в 5 раз увеличенном масштабе. Размер чувствительного элемента головки, изготовленной с помощью нанолитографии, составляет около 200 нм.
Удельное электрическое сопротивление пленки $$InSb$$ в магнитном поле измеряется в этой головке 4-зондовым методом. На 2 зонда, контактирующих с пленкой, подается напряжение, а с двух других снимается электрический ток. На снимках хорошо видны золотые электроды 1, 2, 3, 4, ведущие к зондам. Чувствительность головки составляет порядка 150 Ом/Тл. Она обеспечивает возможность считывания информации, записанной с плотностью свыше 30 Гб/см2.
, где время появления магниторезистивных головок отмечено стрелкой.
Недостатком магниторезистивных головок является то, что они не могут записывать информацию. Для записи продолжают применять индукционные головки. Схема одновременного применения магниторезистивных головок для считывания и индукционных головок для записи информации на магнитные диски показана на рис 10.15. Магнитные экраны, индуктивная записывающая головка и магниторезистивная головка размещаются в одном корпусе, который "плавает" над диском.
(рис 10.15) Схема записи и считывания информации с магнитных дисков
В этом же корпусе размещают датчик расстояния от головок до поверхности диска и узел точного регулирования этого расстояния. Ведь чем уже магнитные дорожки, чем меньше размер участка каждого "бита", тем меньшим должно быть и указанное расстояние. Уже в начале применения магниторезистивных головок оно перешло в нанометровый диапазон. А в современных накопителях расстояние это составляет порядка 10 нм.
В таблице 10.1 показаны изменения линейных размеров на протяжении периода с 1994 г. по 2002 г.
| Размер \ год | 1994 | 1996 | 1998 | 2000 | 2002 |
| Ширина магнитных дорожек, нм | 4800 | 2900 | 1300 | 620 | 250 |
| Длина участка каждого бита, нм | 350 | 170 | 94 | 52 | 30 |
| Расстояние от головки до поверхности диска, нм | 200 | 150 | 75 | 40 | 20 |
Внимательно вдумайтесь в приведенные здесь данные. Они о многом говорят. Например, размеры для 2002 г. означают, что торец магниторезистивной головки, прилегающий к магнитной дорожке диска, как и промежуток между магнитными полюсами индуктивной записывающей головки, имеют размеры, не более 250 х 30 нм. Значит, уже к тому времени считывающе-записывающие головки накопителей на магнитных дисках были вершинным продуктом нанотехнологии. Ведь даже больший из этих размеров – 250 нм – приблизительно в 300 раз меньше толщины человеческого волоса!
В информатике ферромагнетики давно применяются в составе разнообразных сенсоров и устройств памяти. Особенно успешными оказались накопители информации на жестких магнитных дисках. На пути микроминиатюризации они почти всегда были лидерами. На протяжении 50 лет, начиная от первого такого накопителя (1956 г.), плотность записи информации в них возрастала в среднем приблизительно вдвое за каждые 2 года.
Переход ширины магнитных дорожек и размера отдельных "битов" в наноразмерную область и дальнейшее их уменьшение нуждались в значительном усовершенствовании магнитных считывающих головок, в повышении точности их позиционирования, быстродействия и чувствительности электронных схем считывания/записи.
Значительный прорыв произошел в 90-х годах ХХ в., когда для считывания начали применять магниторезистивные головки. Этому содействовало открытие и изучение "гигантского", "туннельного" и "колоссального" магниторезистивных эффектов.
"Гигантский" магниторезистивный эффект наблюдается в сверхрешетках, полученных поочередным напылением в глубоком вакууме пленок ферромагнитного и обычного металла с противоположным направлением намагничивания соседних ферромагнитных слоев. Он связан с тем, что электрическое сопротивление ферромагнетика для электронов проводимости со спином, ориентированным против и вдоль направления намагниченности, может различаться в 10 и более раз.
"Туннельный" магниторезистивный эффект наблюдается в сверхрешетках, в которых слои ферромагнетика чередуются со сверхтонкими слоями диэлектрика, и соседние ферромагнитные слои противоположно намагничены. Он связан с тем, что вероятность туннельного проникновения электронов сквозь слой диэлектрика существенно возрастает, если в соседние ферромагнетики одинаково намагничены.
"Колоссальный" магниторезистивный эффект наблюдается в частично замещенных манганитах лантана и других редкоземельных элементов со структурой типа перовскита и химической формулой $$R_{1-x}A_xMnO_3$$, где $$R$$ – редкоземельный элемент, $$A$$ – атом металла с валентностью, меньше чем у $$R$$. Эффект связан со спонтанным намагничиванием отдельных областей кристалла, образованием хаотически ориентированных доменов и с тем, что переход электронов проводимости из одного домена в другой значительно облегчается при одинаковой или близкой ориентации направлений их намагниченности.
Открытие и исследование гигантского, туннельного и колоссального магниторезистивных эффектов позволило создать значительно более чувствительные и компактные головки для считывания информации с магнитных дисков, обеспечившие возможность считывания информации, записанной с плотностью свыше 30 Гб/см2.
Ферромагнетики – это вещества, имеющие очень большую относительную магнитную проницаемость ($$\mu_r\approx 10^2 - 10^5$$) из-за того, что магнитные моменты атомов и электронов, из которых они состоят, благодаря обменному взаимодействию спонтанно стремятся сориентироваться в одинаковом направлении (поскольку это для них энергетически выгодно). И хотя этому противодействует хаотическое тепловое движение частиц, при температурах ниже так называемой "точки Кюри" такая спонтанная намагниченность все-таки "замораживается". Образуются "домены" – микроскопические компактные области однородной намагниченности, которые под влиянием внешнего магнитного поля ведут себя (перемагничиваются) как единое целое. Размеры доменов зависят от многих факторов и лежат в диапазоне от 10 нм до 100 мкм. Магнитные домены размером свыше 1 мкм можно наблюдать с помощью оптического микроскопа. На рис 10.1, например, показана микрофотография магнитных доменов, полученная в оптическом микроскопе методом Керра. На ней четко видны микрокристаллы (кристаллические "зерна") и их разбиение на домены (более светлые и более темные участки внутри зерен).
Для наблюдения и изучения поведения доменов нанометрового диапазона размеров применяют электронную микроскопию, атомно-силовые и туннельные растровые микроскопы, о которых мы рассказали в лекции 1.
Соседние магнитные домены отделены друг от друга доменными стенками – сверхтонкими промежуточными слоями, в которых вектор намагниченности изменяет свое направление от ориентации в одном соседнем домене к ориентации в другом. На формирование этих стенок нужна дополнительная энергия. Однако она значительно меньше, чем выигрыш энергии благодаря спонтанному намагничиванию доменов.
(рис 10.1) Магнитные домены, сфотографированные методом контраста в оптическом микроскопе Керра
При отсутствии внешнего магнитного поля ($$H = 0$$) направления намагниченности доменов настолько хаотичны, что суммарный магнитный момент ферромагнетика, состоящего из большого количества зерен и доменов в них, равен нулю (рис 10.2.а).
(рис 10.2) Схема поведения магнитных доменов при отсутствии (а) и при наличии возрастающего (б, в, г) внешнего магнитного поля H
При наложении внешнего магнитного поля $$H$$ (его направление показано жирными стрелками) на магнитные моменты доменов действуют силы, стремящиеся повернуть их в направлении поля. Такая переориентация приводит к значительному усилению суммарного магнитного поля.
В слабом магнитном поле происходит лишь частичный поворот магнитных моментов доменов в направлении внешнего магнитного поля (рис 10.2.б). Частичный поворот доменов является обратимым процессом: если внешнее поле снимается, то магнитные моменты доменов возвращаются в исходное состояние. В этом диапазоне значений напряженности внешнего магнитного поля $$H$$ (в А/м) имеет место пропорциональность $$ B=\mu H $$ где $$B$$ - величина магнитной индукции внутри ферромагнетика (в теслах, Тл), $$\mu=\mu_0\mu_r=4\pi\cdot 10^{-7}$$ (Н/А2) – его магнитная проницаемость. В более сильных магнитных полях начинается сдвиг доменных стенок, за счет чего домены, магнитные моменты которых сориентированы в направлении внешнего поля, увеличиваются в объеме, некоторые домены объединяются, а объем других доменов уменьшается (рис 10.2.в). Процесс становится необратимым: если выключить внешнее магнитное поле, то в ферромагнетике наблюдается остаточная намагниченность. Рост магнитной индукции $$B$$ с увеличением $$H$$ замедляется, линейность (10.1) уже не соблюдается. В довольно сильном внешнем магнитном поле магнитные моменты всех доменов сориентированы в одном направлении (рис 10.2.г), и дальнейший рост магнитной индукции $$B$$ с увеличением $$H$$ почти прекращается. Такое состояние называют "техническим насыщением".
Типичная ".
(рис 10.3)
Соответствующее значение $$B_{\textit{НАС}}$$ называют магнитной индукцией насыщения. Когда напряженность внешнего магнитного поля $$H$$ уменьшается и спадает до нуля, ферромагнитный материал остается еще намагниченным в прежнем направлении. Величину $$B_O$$ называют остаточной магнитной индукцией. Под действием нарастающего в противоположном направлении внешнего магнитного поля $$H$$ величина прежней намагниченности уменьшается до нуля, а дальше ферромагнетик перемагничивается уже в новом направлении. Напряженность внешнего магнитного поля $$H_K$$, необходимую для того, чтобы размагнитить ферромагнетик, называют коэрцитивной силой. При циклическом изменении внешнего магнитного поля $$H$$ кривая перемагничивания ферромагнетика имеет вид симметричной относительно начала координат замкнутой линии, которую называют показана кривая гистерезиса в случае, когда амплитуда переменного внешнего магнитного поля $$H$$ не достаточна для достижения технического насыщения ферромагнетика.
Чем меньше коэрцитивная сила, тем меньше и площадь петли гистерезиса. А последняя пропорциональна работе, которую надо выполнить для магнитной переориентации доменов. Материалы с малой коэрцитивной силой и соответственно с малой площадью петли гистерезиса называют магнитомягкими или просто "мягкими". Ферромагнитные материалы с большой коэрцитивной силой называют магнитожесткими, магнитотвердыми или просто "твердыми" (когда из контекста ясно, о какой "мягкости" или "твердости" идет речь).
Магнитомягкие материалы применяют в трансформаторах, обмотках двигателей и т.д. – там, где переориентация доменов происходит все время и где надо минимизировать потери энергии на перемагничивание. Магнитотвердые материалы применяют для изготовления постоянных магнитов, когда надо как можно дольше сохранять установленную ориентацию доменов.
Магнитная проницаемость ферромагнитных материалов и другие их свойства зависят не только от их состава, но и от их микро- и наноструктуры, от технологии обработки, от температуры. Кривая гистерезиса зависит еще и от частоты перемагничивания и от характера изменения внешнего магнитного поля.
В информатике ферромагнетики уже давно применяют в составе разнообразных сенсоров и устройств памяти. Устройства памяти на миниатюрных ферритовых кольцах в свое время были основным видом оперативной памяти вычислительных машин. Особенно успешными оказались накопители информации на жестких магнитных дисках. На долгом пути микроминиатюризации электронных устройств они почти всегда были лидерами. На графике роста плотности записи информации на магнитные диски на протяжении десятилетий (рис 10.4), начиная от первого такого накопителя (1956 г.), можно видеть, что указанная плотность за последние более чем 50 лет в среднем возрастала приблизительно вдвое за каждые 2 года. Однако происходило это не совсем равномерно.
(рис 10.4) Рост плотности записи информации на магнитные диски более чем за 50 лет. Стрелкой отмечено время появления магниторезистивных считывающих головок
В 1960 г. плотность записи составляла несколько десятков килобит/см2, а в 1980 г. – уже порядка нескольких мегабит/см2. При переходе к "наноэлектронному" этапу развития элементной базы информатики наблюдалось некоторое замедление роста, что связано с изложенными ниже существенными проблемами. Чтобы объяснить их, рассмотрим детальнее всю организацию записи и считывания информации с магнитных дисков.
Информация на магнитных дисках сохраняется в форме двух альтернативных направлений намагниченности ("0" и "1") соответствующих областей магнитожесткой ферромагнитной пленки. Схема организации записи и считывания информации приведена на рис 10.5. Диск (МД) с ферромагнитным покрытием закрепляется на шпинделе и начинает вращаться с большой скоростью (рис 10.5,а). Над ним "плавает" коромысло с установленной на нем крохотной магнитной головкой МГ. Коромысло легко вращается вокруг оси (ОК) с помощью сервопривода.
Поверхность ферромагнитной пленки условно разбита на магнитные дорожки, концентрически расположенные относительно оси вращения диска. А каждая дорожка условно разделена на отдельные участки ("биты"). Их взаимное геометрическое расположение показано на рис 10.5,б. Каждая дорожка имеет стандартную ширину (ШД – ширина дорожек) и отделена от соседних дорожек стандартными промежутками (ШП – ширина промежутков). Период расположения дорожек (ПРД) является одной из величин, определяющих
Запись информации выполняется с помощью магнитной головки МГ (рис 10.5,в), полюса которой расположены непосредственно над поверхностью быстро движущейся (благодаря вращению диска) магнитной пленки. Магнитное поле МГ условно изображено силовыми линиями. В зависимости от направления тока в обмотке головки магнитное поле намагничивает область ферромагнетика, проходящую под ней, в том или ином направления. Это и предопределяет запись двоичных "0" или "1".
(рис 10.5) Организация записи и считывания информации на магнитных дисках: (а) общая компоновка; (б) расположение магнитных дорожек и отдельных участков "битов" на них; (в) запись и считывание
При считывании подвижный ферромагнетик под головкой создает между ее полюсами импульсное магнитное поле, в результате чего в обмотке МГ наводится ЭДС того или иного направления – в зависимости от направления намагниченности участка бита, проходящего в данный момент времени под полюсами головки.
Как видно из рис 10.5,б,
Понятно, что ширина магнитной дорожки и участок каждого бита, не могут быть меньше размера "зерен" ферромагнетика. Поэтому с самого начала шел поиск таких технологий формирования и нанесения ферромагнитных слоев, которые бы обеспечивали их очень мелкозернистую структуру и оптимальную коэрцитивную силу. Последняя должна быть достаточно большой, чтобы обеспечить надежное хранение информации даже в условиях воздействия на диск случайных внешних магнитных полей. А с другой стороны, от коэрцитивной силы зависит работа перемагничивания каждого бита и, следовательно, затраты энергии на запись информации и быстродействие записи. При плотности записи порядка 1 Мбит/см2 оптимальная коэрцитивная сила оказалась равной 25-50 кА/м.
Первым размером, перешедшим в нанометровый диапазон в процессе усовершенствования магнитных носителей информации, стала толщина ферромагнитных пленок. Вскоре в нанометровый диапазон удалось перевести и размеры зерен ферромагнетика в плоскости пленки.
Уменьшение размеров $$a$$ и $$b$$ зависело теперь от усовершенствования магнитных головок. Требовалось одновременно достигать:
а) уменьшения размеров магнитных полюсов головки; их ширина не должна превышать ширину магнитной дорожки, а расстояние между полюсами – длину участка отдельного бита;
б) уменьшения расстояния между полюсами и поверхностью ферромагнитной пленки; это расстояние должно быть меньше длины участка отдельного бита;
в) повышения точности позиционирования головок относительно магнитных дорожек; допустимое отклонение должно быть значительно меньше периода расположения дорожек;
г) повышения чувствительности считывания; ведь с уменьшением ширины и длины участка каждого бита уменьшается переменный магнитный поток при перемещении бита под головкой, а вместе с ним уменьшается и мощность магнитных сигналов;
д) повышения быстродействия электроники, обслуживающей запись и считывание; ведь при уменьшении размеров и сохранении скорости вращения магнитного диска количество актов записи и считывания в единицу времени возрастает.
Одновременное выполнение всех этих условий представляло на каждом шаге уменьшения размеров совсем не простую техническую проблему.
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%).
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.
(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.
(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 $$ R_{\textit{ОБЩ}}=n(R+r)/4, $$ 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 $$ R_{\textit{ОБЩ}}=\frac{nRr}{R+r}, $$
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.
Позднее был выявлен и ,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.
(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].
Значительный магниторезистивный эффект был выявлен также в частично замещенных манганитах лантана и других редкоземельных элементов со структурой типа перовскита. Их общая химическая формула $$R_{1-x} A_x MnO_3$$, где $$R$$ – редкоземельный элемент, $$A$$ – атом металла с меньшей валентностью (напр., $$K, Na, Ag, Ca, Sr, Ba, Pb$$). В некоторых из них при криогенных температурах магниторезистивный эффект неожиданно оказался на порядки величины более сильным, чем в слоистых сверхрешетках. Поэтому его назвали "колоссальным магнетосопротивлением" (англ. Colossal magnetoresistance – CMR).
Одной из причин этого эффекта является то, что замена в некоторых кристаллических ячейках редкоземельного атома на атом с меньшей валентностью приводит к дополнительной ионизации соседнего атома марганца. Вместо иона $$Mn^{+3}$$ в этих ячейках находится ион $$Mn^{+4}$$. А он имеет такую же самую внешнюю электронную оболочку, как ион $$Fe^{+3}$$. Спин неспаренного внешнего электрона создает возможность спонтанного самонамагничивания отдельных областей, – как в ферромагнетиках.
На рис 10.10 слева показана простейшая кристаллическая решетка, состоящая из кубических ячеек, а справа – только ее подрешетка из ионов марганца, расположенных в центре каждой ячейки.
(рис 10.10)
Ион $$Mn^{+4}$$, относительно которого мы проведем расчет, для наглядности выделен большим размером. Нетрудно подсчитать, что он имеет 26 соседних ионов марганца. Из них 6 ионов (на рисунке они средних размеров) удалены от центрального иона на расстояние $$d$$ (период кристаллической решетки), 8 ионов – на расстояние $$d\sqrt{3}$$, 12 ионов – на расстояние $$d\sqrt{2}$$. Относительное количество ионов $$Mn^{+4}$$ в кристаллической решетке вещества состава $$R_{1-x} A_x Mn_3$$, равно $$x$$. При $$x\approx 1/3$$ на расстоянии $$d$$ от иона $$Mn^{+4}$$ находятся в среднем 2 иона $$Mn^{+4}$$, на расстоянии $$d\sqrt{2}$$ – в среднем 4 иона $$Mn^{+4}$$ и на расстоянии $$d\sqrt{3}$$ – в среднем 3 иона $$Mn^{+4}$$. Значит, в ближайшем окружении иона $$Mn^{+4}$$ расположено приблизительно еще 9 таких же ионов. Этого оказывается вполне достаточно для спонтанного намагничивания отдельных областей кристалла $$R_{1-x} A_x Mn_3 (x\geq 0,33)$$, как в ферромагнетиках. Кристалл сам собой разделяется на отдельные, хаотически ориентированные магнитные домены. В каждом домене концентрация свободных носителей заряда с ориентацией спина параллельно направлению намагниченности значительно больше, чем концентрация свободных носителей заряда с ориентацией спина в противоположном направлении. Но поскольку в соседних доменах направление намагниченности разное, то переход электронов проводимости из одного домена в другой затрудняется.
Поэтому при отсутствии внешнего магнитного поля удельное сопротивление таких кристаллов является значительным. Если же появляется сильное внешнее магнитное поле, то намагниченность всех доменов переориентируется в его направлении, и переход электронов проводимости из домена в домен значительно облегчается. Удельное сопротивление быстро падает. Свой существенный вклад может вносить и
На рис 10.11 показана зависимость удельного сопротивления $$\rho$$ тонкой пленки манганита $$La_{0,67} Со_{0,33} МnО_3$$ от индукции магнитного поля $$B$$ (при 250 К). Как видим, удельное сопротивление здесь уменьшается в 12 раз уже при индукции магнитного поля около $$B$$ = 2 Тл. А при индукции $$B$$ = 6 Тл удельное сопротивление становится меньше на 3 порядка величины – приблизительно в тысячу раз.
(рис 10.11)
Открытие и исследование гигантского, туннельного и колоссального магниторезистивного эффекта позволило создать значительно более чувствительные головки для считывания информации с магнитных дисков.
Принцип их действия показан на рис 10.12. На рис 10.12.а пунктиром показаны линии магнитной индукции, возникающие вокруг намагниченного участка каждого бита, на рис 10.12.б – ход линий магнитной индукции на стыке "битов", намагниченных навстречу северными полюсами друг к другу, а на рис 10.12.в – ход линий магнитной индукции на стыке "битов", намагниченных навстречу южными полюсами.
Над местом стыка северных полюсов вектор суммарной магнитной индукции ВРЕЗ направлен вверх, а над местом стыка южных полюсов – вниз. Поэтому, когда магнитная дорожка (см. рис 10.12.г) пробегает под считывающей головкой, то при изменении направления намагниченности битов электрический ток, текущий сквозь считывающую головку, возрастает. Это служит сигналом изменения записи на магнитной дорожке с "0" на "1" или наоборот.
(рис 10.12) Принцип работы магниторезистивной головки: 1 – подложка; 2 – участки "битов", намагниченных навстречу северными полюсами; 3 – участки "битов", намагниченных навстречу южными полюсами; 4 – направление вектора магнитной индукции на стыке участков 2; 5 – направление вектора магнитной индукции на стыке участков 3
Так выполняют считывающие головки и с гигантским, и с туннельным магнетосопротивлением. Их соответственно называют ГМР- и ТМР-головками (или с англоязычными сокращениями GMR- и TMR-).
Структура считывающей головки с использованием колоссального магниторезистивного эффекта (.
(рис 10.13) Структура КМР-головки
Кроме тонкого слоя манганита (КМР-элемент), здесь присутствуют еще 2 слоя: верхний – из магнитожесткого ферромагнетика (МЖ ФМ), например, из кобальта и нижний – из магнитомягкого (ММ ФМ), например, из $$NiFe$$.
Намагниченность слоя МЖ ФМ стабильно направлена вверх (на рисунке она показана белыми стрелками), а намагниченность слоя ММ ФМ отслеживает направление поля над магнитной дорожкой. На КМР-элемент действует усредненное магнитное поле. И в зависимости от того, какого типа стык между битами проходит под головкой, ток сквозь нее возрастает или уменьшается.
На рис 10.14 показаны изображения современной миниатюрной считывающей головки, созданной японской фирмой NEC на основе так называемого "экстраординарного магниторезистивного эффекта" (англ. EMR) в полупроводниковом материале $$InSb$$.
(рис 10.14)
Изображения эти получены с помощью растрового электронного микроскопа: слева – вид головки сверху, справа – вид под углом $$30^{\circ}$$ и в 5 раз увеличенном масштабе. Размер чувствительного элемента головки, изготовленной с помощью нанолитографии, составляет около 200 нм.
Удельное электрическое сопротивление пленки $$InSb$$ в магнитном поле измеряется в этой головке 4-зондовым методом. На 2 зонда, контактирующих с пленкой, подается напряжение, а с двух других снимается электрический ток. На снимках хорошо видны золотые электроды 1, 2, 3, 4, ведущие к зондам. Чувствительность головки составляет порядка 150 Ом/Тл. Она обеспечивает возможность считывания информации, записанной с плотностью свыше 30 Гб/см2.
, где время появления магниторезистивных головок отмечено стрелкой.
Недостатком магниторезистивных головок является то, что они не могут записывать информацию. Для записи продолжают применять индукционные головки. Схема одновременного применения магниторезистивных головок для считывания и индукционных головок для записи информации на магнитные диски показана на рис 10.15. Магнитные экраны, индуктивная записывающая головка и магниторезистивная головка размещаются в одном корпусе, который "плавает" над диском.
(рис 10.15) Схема записи и считывания информации с магнитных дисков
В этом же корпусе размещают датчик расстояния от головок до поверхности диска и узел точного регулирования этого расстояния. Ведь чем уже магнитные дорожки, чем меньше размер участка каждого "бита", тем меньшим должно быть и указанное расстояние. Уже в начале применения магниторезистивных головок оно перешло в нанометровый диапазон. А в современных накопителях расстояние это составляет порядка 10 нм.
В таблице 10.1 показаны изменения линейных размеров на протяжении периода с 1994 г. по 2002 г.
| Размер \ год | 1994 | 1996 | 1998 | 2000 | 2002 |
| Ширина магнитных дорожек, нм | 4800 | 2900 | 1300 | 620 | 250 |
| Длина участка каждого бита, нм | 350 | 170 | 94 | 52 | 30 |
| Расстояние от головки до поверхности диска, нм | 200 | 150 | 75 | 40 | 20 |
Внимательно вдумайтесь в приведенные здесь данные. Они о многом говорят. Например, размеры для 2002 г. означают, что торец магниторезистивной головки, прилегающий к магнитной дорожке диска, как и промежуток между магнитными полюсами индуктивной записывающей головки, имеют размеры, не более 250 х 30 нм. Значит, уже к тому времени считывающе-записывающие головки накопителей на магнитных дисках были вершинным продуктом нанотехнологии. Ведь даже больший из этих размеров – 250 нм – приблизительно в 300 раз меньше толщины человеческого волоса!
В информатике ферромагнетики давно применяются в составе разнообразных сенсоров и устройств памяти. Особенно успешными оказались накопители информации на жестких магнитных дисках. На пути микроминиатюризации они почти всегда были лидерами. На протяжении 50 лет, начиная от первого такого накопителя (1956 г.), плотность записи информации в них возрастала в среднем приблизительно вдвое за каждые 2 года.
Переход ширины магнитных дорожек и размера отдельных "битов" в наноразмерную область и дальнейшее их уменьшение нуждались в значительном усовершенствовании магнитных считывающих головок, в повышении точности их позиционирования, быстродействия и чувствительности электронных схем считывания/записи.
Значительный прорыв произошел в 90-х годах ХХ в., когда для считывания начали применять магниторезистивные головки. Этому содействовало открытие и изучение "гигантского", "туннельного" и "колоссального" магниторезистивных эффектов.
"Гигантский" магниторезистивный эффект наблюдается в сверхрешетках, полученных поочередным напылением в глубоком вакууме пленок ферромагнитного и обычного металла с противоположным направлением намагничивания соседних ферромагнитных слоев. Он связан с тем, что электрическое сопротивление ферромагнетика для электронов проводимости со спином, ориентированным против и вдоль направления намагниченности, может различаться в 10 и более раз.
"Туннельный" магниторезистивный эффект наблюдается в сверхрешетках, в которых слои ферромагнетика чередуются со сверхтонкими слоями диэлектрика, и соседние ферромагнитные слои противоположно намагничены. Он связан с тем, что вероятность туннельного проникновения электронов сквозь слой диэлектрика существенно возрастает, если в соседние ферромагнетики одинаково намагничены.
"Колоссальный" магниторезистивный эффект наблюдается в частично замещенных манганитах лантана и других редкоземельных элементов со структурой типа перовскита и химической формулой $$R_{1-x}A_xMnO_3$$, где $$R$$ – редкоземельный элемент, $$A$$ – атом металла с валентностью, меньше чем у $$R$$. Эффект связан со спонтанным намагничиванием отдельных областей кристалла, образованием хаотически ориентированных доменов и с тем, что переход электронов проводимости из одного домена в другой значительно облегчается при одинаковой или близкой ориентации направлений их намагниченности.
Открытие и исследование гигантского, туннельного и колоссального магниторезистивных эффектов позволило создать значительно более чувствительные и компактные головки для считывания информации с магнитных дисков, обеспечившие возможность считывания информации, записанной с плотностью свыше 30 Гб/см2.
Для получения официальных документов о завершении программы дополнительного профессионального образования (удостоверения о повышении квалификации, дипломов о профессиональной переподготовке и MBA) необходимо предоставить:
Внимание! Вы можете не заказывать доставку бумажной версии официального документы, а скачать его в электронном виде и распечатать самостоятельно. Информация о выданном документе в течение 1 месяца загружается в Федеральную информационную систему «Федеральный реестр сведений о документах об образовании и (или) о квалификации, документах об обучении» - ФИС ФРДО.
Доступ на новый сайт осуществляется с использованием адреса электронной почты, который был указан вами при регистрации на "старом". Мы постарались перенести все ваши данные с прежнего ресурса, однако не исключена вероятность потери части информации.
При возникновении проблемы со входом, воспользуйтесь функцией сброса пароля
Если вы обнаружите несоответствия, пожалуйста, сообщите нам.