Гальваномагнитные явления. 
Магнетосопротивление

Гальваномагнитные явления. Совокупность явлений, связанных с действием магнитного поля на электрические (гальванические) свойства твёрдых проводников (металлов и полупроводников), по которым течёт ток, носит название гальаномагнитных. К данным явлениям относятся эффект Холла, магнитнорезистивный эффект (эффект Гаусса) или магнетосопротивление, эффект Эттингсгаузена или поперечный гальванотермомагнитный эффект, эффект Нернста или продольный гальванотермомагнитный эффект. Наиболее существенны гальваномагнитные явления в магнитном поле Н, перпендикулярном току (поперечные гальваномагнитные явления). Важнейшим из них является эффект Холла — возникновение разности потенциалов (эдс Холла V_h) в направлении, перпендикулярном полю Н и току j (j — плотность тока), и изменение электрического сопротивления проводника в поперечном магнитном поле. Разность Дс между сопротивлением с проводника в магнитном поле и без поля часто называется магнетосопротивлением. Мерой эффекта Холла служит постоянная Холла R= V_h /jHd. Здесь d — расстояние между электрическими контактами, с помощью которых измеряют эдс Холла. Постоянная Холла в широких пределах не зависит от величины магнитного поля (а для металлов и от температуры). Линейная зависимость V_H от магнитного поля Н используется для измерения магнитных полей.

В электронных проводниках, в которых ток переносится «свободными» электронами (электронами проводимости), согласно простейшим представлениям, постоянная Холла выражается через число электронов проводимости n в единице объема (см³) следующим образом: R = 1/nec (е — заряд электрона, с — скорость света). Поэтому измерение R служит одним из основных методов оценки концентрации электронов проводимости n в электронных проводниках. У электронных проводников постоянная Холла R имеет отрицательный знак. У полупроводников с дырочной проводимостью и у некоторых металлов постоянная Холла имеет положительный знак, соответствующий положительно заряженным носителям тока — дыркам. Так как эдс Холла меняет знак при изменении направления магнитного поля на обратное, то эффект Холла называется нечётным гальваномагнитным явлением.

Относительное изменение сопротивления в поперечном поле (Дс/с)₊, в обычных условиях (при комнатной температуре) очень мало: у хороших металлов (Дс/с)₊ ~10^-4 при H ~ 10⁴ э. Важным исключением является висмут (Bi), у которого (Дс/с)₊? 2 при Н = 3 · 10⁴ э. Это позволяет его использовать для измерения магнитного поля. У полупроводников изменение сопротивления несколько больше, чем у металлов: (Дс/с)_?? 10^-2—10^-1 и существенно зависит от концентрации примесей в полупроводнике и от температуры. Например, у достаточно чистого германия (Дс/с)₊? 3 при Т = 90 К и H = 1,8 · 10^-4э.

Понижение температуры и увеличение магнитного поля приводят к увеличению (Дс/с)₊. П. Л. Капица (1929), используя магнитные поля в несколько сот тысяч э и сравнительно низкие температуры (температура жидкого азота), обнаружил существенное увеличение сопротивления большого числа металлов и показал, что в широком интервале магнитных полей (Дс/с)₊ линейно зависит от магнитного поля (закон Капицы).

В слабых магнитных полях (Дс/с)₊ пропорционально H². Коэффициент пропорциональности между (Дс/с)_? и H² положителен, т. е. сопротивление растет с увеличением магнитного поля. Изменение сопротивления в магнитном поле называется чётным гальваномагнитным явлением, т. к. (Дс/с)_? не изменяет знак при изменении направления поля Н на обратное.

Так как сопротивление весьма чувствительно к качеству образца (к количеству примесей и дефектов кристаллической решётки), а также к температуре, то каждое измерение на новом образце, как правило, приводит к новой зависимости r от Н. Имеющиеся экспериментальные данные для металлов удобно описывать, выразив (Дс/с)₊ в виде функции от Н_эф = Hс₃₀₀/с, где с₃₀₀ — сопротивление данного металла при комнатной температуре (Т = 300К), а с — сопротивление при температуре эксперимента. При этом различные данные, относящиеся к одному металлу, укладываются на одну кривую (правило Колера).

Основная причина гальваномагнитных явлений — искривление траекторий носителей тока (электронов проводимости и дырок) в магнитном поле. Траектория носителей в магнитном поле может существенно отличаться от траектории свободного электрона в магнитном поле — круговой спирали, навитой на магнитную силовую линию. Разнообразие траекторий носителей тока у различных проводников — причина разнообразия гальваномагнитных явлений, а зависимость траектории от направления магнитного поля — причина анизотропии гальваномагнитных явлений в монокристаллах. Мерой влияния магнитного поля на траекторию электрона является отношение длины свободного пробега л электрона к радиусу кривизны его траектории в поле Н: r_н = cp/eH (р — импульс электрона). По отношению к гальваномагнитным явлениям магнитное поле считают слабым, если Н ? Н_о = eл/cp, и сильным, если Н? Н₀. Для характеристики поля можно использовать также соотношение между временем релаксации и периодом обращения частицы вокруг силовой линии магнитного поля: в сильных полях частица за время между столкновениями успевает совершить несколько оборотов, двигаясь по циклоиде или винтовой линии, тогда как в слабых полях частица не успевает совершить и одного оборота.

При комнатных температурах для различных металлов и хорошо проводящих полупроводников H₀~10⁵—10⁷э, для плохо проводящих полупроводников Н₀ ~10⁸—10⁹э. Понижение температуры увеличивает длину пробега л и потому уменьшает значение H₀. Это позволяет, используя низкие температуры и обычные магнитные поля (~10⁴э), осуществлять условия, соответствующие сильному полю Н >> Н₀.

Измерение сопротивления монокристаллических образцов металлов в сильных магнитных полях — один из важных методов изучения электронной структуры металлов, при этом исследуется зависимость сопротивления от величины магнитного поля и его направления относительно кристаллографических осей. Теория гальваномагнитных явлений показывает, что зависимость сопротивления от поля Н существенно связана с энергетическим спектром электронов. Резкая анизотропия сопротивления в сильных магнитных полях (у Au, Ag, Cu, Sn и др.) означает существ, анизотропию Ферми поверхности. И, наоборот, небольшая анизотропия сопротивления в магнитном поле означает практическую изотропию поверхности Ферми. При этом, если с ростом магнитного поля для всех направлений сопротивление с не стремится к насыщению (Bi, As и др.), то электроны и дырки содержатся в проводниках в равных количествах. Стремление сопротивления к насыщению означает, что преобладают либо электроны, либо дырки (тип носителей может быть установлен по знаку постоянной Холла).

Наряду с поперечными гальваномагнитными явлениями наблюдается также небольшое изменение сопротивления металлов в магнитном поле, параллельном току I: (Дс/с)_||, называется продольным гальваномагнитным эффектом. В сильных магнитных полях обнаруживаются квантовые эффекты, проявляющиеся в немонотонной (осциллирующей) зависимости постоянной Холла и сопротивления от поля Н. При низких температурах наблюдаются в сильных полях осцилляции проводимости и постоянной Холла носят название эффект Шубникова — де Гааза.

При изучении гальваномагнитных явлений в тонких плёнках и проволоках имеет место зависимость (Дс/с)₊ и (Дс/с)_|| от размеров и формы образца (размерные эффекты). С ростом поля Н при r_n? d (d — наименьший размер образца) эта зависимость исчезает. В ферромагнитных металлах и полупроводниках (ферритах) гальваномагнитные явления обладают рядом специфических особенностей, обусловленных существованием самопроизвольной намагниченности в отсутствие магнитного поля. Например, эдс Холла в ферромагнетиках зависит не только от среднего поля Н в образце, но и от намагниченности, сопротивление в слабых полях иногда убывает.

Гальваномагнитные эффекты делятся на адиабатические и изотермические. В адиабатических явлениях не происходит обмена энергией образца с окружающей средой, в изотермических явлениях при обмене энергией образца с окружающей средой в направлении перпендикулярном магнитному полю и току не возникает градиента температур. Эффект Эттингсгаузена может быть только адиабатическим, остальные эффекты могут быть как адиабатическими, так и изотермическими.

Эффект Эттингсгаузена (поперечный гальваномагнитный эффект). Если в среднем действие силы Лоренца и поля Холла компенсируют друг друга, то вследствие разброса скоростей отклонение более быстрых и более медленных носителей заряда будет происходить по разному — они отклоняются к противоположным граням. Электроны, сталкиваясь с кристаллической решеткой приходят с ней в термодинамическое равновесие, отдавая и получая энергию. Как следствие, возникает градиент температуры в направлении перпендикулярном магнитному полю и току, так называемый эффект Эттингсгаузена: д _z Т =А^E В_yJ_x, где А^E коэффициент Эттингсгаузена. При изменении направления магнитного поля или тока знак градиента температуры меняется. Тем самым, эффект Эттингсгаузена, как и эффект Холла является нечетным.

Эффект Нернста или продольный гальванотермомагнитный эффект состоит в том, что вдоль тока возникает градиент температуры, который не зависит от направления магнитного поля, но меняет знак при изменении направления тока. Эффект Нернста, как и эффект Эттингсгаузена, обусловлен уменьшением потоков быстрых и медленных электронов вдоль тока. Но, в отличие от эффекта Эттингсгаузена, эффект Нернста, как и эффект Гаусса является четным.

Знак эффектов Эттингсгаузена и Нернста зависит от механизма рассеяния, так как ц=щ_сф =щ_сф_о Е ^р и при малых ц: Дl/l ?ц²/2? щ_c ф_o E ^p/2. При р=0 относительное изменение длины свободного пробега не зависит от энергии. Следовательно, разброс в скоростях не должен сказываться на составе тока при наложении внешнего магнитного поля и эффекты Эттингсгаузена и Нернста должны отсутствовать. Если p>½, то вклад быстрых электронов несколько уменьшается и полупроводник должен охлаждаться вдоль направления движения носителей заряда, то есть градиент температуры совпадает по направлению с током в электронном полупроводнике и противоположен току в дырочном полупроводнике. При р<0 доля быстрых электронов в составе тока увеличивается и знак градиента температуры станет противоположным нежели в предыдущем случае.

Магнетосопротивление или эффект Гаусса. Магнитное поле приводит не только к появлению Холлова угла между плотностью тока и напряженностью электрического поля, но и влияет на величину электропроводности.

Без магнитного поля носители тока движутся прямолинейно, тогда как в неограниченном образце, находящемся в магнитном поле, траектории носителей между столкновениями представляют собой отрезки циклоиды длиной l, так что за время свободного пробега ф, частица пройдет путь вдоль поля l_x ?l cos ц? l (1-ц²/2)?l(1- м² B²/2). Уменьшение пройденного пути равносильно уменьшению дрейфовой скорости или подвижности, а следовательно, и уменьшению проводимости. Таким образом, сопротивление возрастает: 1- с/с₀ = 1 — l/l₀= м² B²/2. Если учесть статистический разброс времени и длины свободного пробега, то имеем: Дс/с₀ = м² B² возрастание сопротивления в магнитном поле.

Если рассмотреть ограниченный проводник в магнитном поле, то противоположные стороны его (перпендикулярные к полю) приобретают заряд, возникающее при этом Холлово поле компенсирует действие магнитного поля в результате чего носители заряда должны двигаться прямолинейно и магнетосопротивление не должно было бы иметь место. Однако, Холлово поле компенсирует действие магнитного поля лишь в среднем, так что на быстрые частицы, движущиеся со скоростями больше средней магнитное поле действует сильнее Холлова, тогда как для медленных частиц превалирует действие Холлова поля. Тем самым, вклад в проводимость быстрых и медленных частиц уменьшается и сопротивление возрастает, хотя и на несколько меньшую величину, чем для неограниченного образца. При этом эффект магнетосопротивления весьма чувствителен к его форме. В экспериментальных исследованиях неограниченный образец моделируется диском (диск Корбино). Ток в таком образце имеет радиальный характер и отклонение носителей под действием магнитного поля происходит в перпендикулярном к радиусу направлении. Как следствие, не происходит разделения и отклонения зарядов и Холлово поле не возникает.

Если магнитное поле направлено вдоль тока, то в этом случае изменения сопротивления быть не должно. Однако в некоторых веществах магнетосопротивление наблюдается, что обусловлено сложной структурой их изоэнергетических поверхностей. Для некоторых веществ сопротивление в магнитном поле не увеличивается, а уменьшается, то есть имеет место отрицательное магнетосопротивление.

Описание магнитнорезистивного эффекта на основе кинетических уравнений показывает, что в области слабых полей сопротивление растет пропорционально B², то есть: с =с₀(1 + б B²).

С ростом поля коэффициент магнетосопротивления б уменьшается, что приводит к замедлению роста сопротивления. В области сильных полей б уменьшается как B^-2 и сопротивление выходит на насыщение:

Дс =(<�ф ^-1>-1), величина которого зависит от механизма рассеяния. Если действует один какой — либо механизм рассеяния, то ф =ф₀ E^p и <�ф ^-1>= Г (5/2 +p) Г (5/2 — p) [Г (5/2)] ^-2 При р=½ отношение Дс/с₀ составляет примерно 0,12.

В неограниченном полупроводнике коэффициент магнетосопротивления является постоянным как в области слабых, так и в области сильных полей, но имеет при этом разные значения.

В полупроводниках с тензорной эффективной массой носителей возможна анизотропия магнетосопротивления, что объясняется проявлением примесных состояний.

Гигантское магнетосопротивление. Шведская королевская академия наук в Стокгольме назвала имена лауреатов Нобелевской премии 2007 года в области физики. Ими стали француз Альбер Фер и немец Петер Грюнберг. Ученые, согласно сообщению Нобелевского комитета, открыли «квантомеханический эффект, наблюдаемый в тонких пленках, составленных из меняющихся ферромагнитных слоев». Благодаря открытию емкость запоминающих устройств — жестких дисков компьютеровувеличивается, тогда как их физические размеры значительно сокращаются. Открытие нобелевских лауреатов широко используется в производстве компьютерных винчестеров. Это открытие может рассматриваться и как первое практическое воплощение нанотехнологий.

Петер Андреас Грюнберг (Peter Andreas Grьnberg)— немецкий физик, специализирующийся в области физики твёрдого тела. Родился 18 мая 1939 года в г Пльзене (нынешняя Чехия). Самым известным его открытием является эффект гигантского магнетосопротивления, за которое он был удостоен Нобелевской премии в 2007 году (совместно c Альбертом Фером)

После переселения в Германию, Грюнберг проживал со своими родителями в городе Лаутербах в федеральной земле Гессен. В 1959 году он сдал экзамены на допуск в университет. Начиная с 1962 году он обучался в университете города Франкфурт-на-Майне и в техническом университете Дармштадта. С 1966 по 1969 год Грюнберг проходил аспирантуру у профессора Штефана Гюфнера по теме «Спектроскопические исследования некоторых редкоземельных гранатов». После защиты диссертации в 1969 году получил степень доктора философии. Затем он провёл три года в Карлтонском университете в Оттаве. С 1972 года работал научным сотрудником в исследовательском центре Юлиха. Защитил докторскую диссертацию в университете Кёльна, где он с 1984 года работал приват-доцентом, а с 1992 года профессором. С момента выхода на пенсию в 2004 году Грюнберг работает в качестве приглашённого учёного в исследовательском центре Юлиха в институте исследования твёрдого тела, отделении электронных свойств.

Грюнберг был одним из первых, кто занялся исследованием магнитных свойств тонких плёнок. Эта область исследований изучает спиновые свойства материалов и называется спинтроникой. Результаты исследований позволили создать новые, уменьшенные электронные устройства. В 1986 году Грюнберг открыл анти-ферромагнитную взаимосвязь в слоях железа и хрома. В конце 1987 года Грюнберг открыл, почти одновременно с Альбером Фером, эффект гигантского магнетосопротивления, при помощи которого в конце 1990;х годов удалось резко увеличить ёмкость накопителей на жёстких магнитных дисках. Принцип действия большинства головок записи/считывания информации по состоянию на 2007 год основывался на этом эффекте. Плата за лицензии на использование патентов (начиная с патента DE 3.820.475 «сенсоры магнитного поля с тонким ферромагнитным слоем» дата заявки 16.06.1988) поступает на счёт института в Юлихе и составляет двузначные миллионные суммы.

Альбер Фер (Albert Fert) — французский учёный-физик. Родился 7 марта 1938 года в г. Каркассон. В 1962 году Фер окончил Высшую нормальную школу в Париже, а в 1963 году он получил степень магистра в Сорбонне. В 1970 году стал доктором в университете Париж-Юг, в котором он и работал научным сотрудником. Первоначально Фер и Грюнберг работали независимо друг от друга, но с 1988 года стали проводить исследования вместе и в 1988 году обнаружили в слое железа и хрома эффект гигантского магнетосопротивления, за которое Фер и Грюнберг были удостоены Нобелевской премии в 2007 года

Начать рассказ о гигантском магнетосопротивлении стоит с того, откуда берется обычное электрическое сопротивление металлов. Самый удивительный факт про него состоит в том, что его нельзя понять без квантовой механики.

Электрический ток в металле — это поток свободных (не связанных с конкретными атомами) электронов. Возникает он потому, что кусок металла находится под напряжением — то есть внутри него возникают электрические силы, которые и приводят электроны в движение. В свою очередь, сопротивление проводника возникает из-за того, что в своем движении электроны натыкаются на препятствия, постоянно сбиваясь с того курса, на который их направляют электрические силы.

Не стоит представлять себе этот процесс протекания тока так, словно электроны разгоняются, сталкиваются с атомами, останавливаются и снова разгоняются. На самом деле электроны внутри металла движутся всегда, даже без внешнего электрического поля и при нулевой температуре, причем с весьма большой скоростью порядка 10⁶м/с. Подобное неустранимое движение электронного газа внутри металла возникает из-за принципа Паули — важнейшего квантового закона, запрещающего двум или более электронам занимать одинаковое квантовое состояние. В данном случае это означает, что электроны не могут иметь слишком близкие значения энергии, а значит, они не могут все остановиться. В результате электроны в металле обладают всевозможными энергиями — от нуля и до энергии Ферми.

«Препятствия», на которые натыкаются электроны, — это вовсе не атомы. На самом деле, атомы для электронов проводимости вообще прозрачны — если, конечно, они расположены в виде строгой периодической решетки (это — проявление волновой природы электронов, то есть чисто квантовое явление). Натыкаются же электроны на неоднородности, нарушения строгой периодичности — например, на дефекты кристалла, на примесные атомы или просто на тепловые колебания.

Если приложить напряжение, то на быстрое беспорядочное движение электронов наложится медленное смещение под действием внешних электрических сил. Этот медленный дрейф и есть электрический ток. Тут есть важный момент: участвовать в этом движении могут далеко не все электроны, а только очень небольшая их часть — лишь те, которые обладают энергией, близкой к максимальной (то есть к энергии Ферми). Если таких электронов много, то ток течет большой, а значит, сопротивление маленькое. Если таких электронов мало, то ток получается малым, то есть материал имеет большое сопротивление.

У электрона есть еще одна квантовая характеристика — спин s=½, с двумя возможными проекциями на выделенное направление ± ½. Если выбрать какое-то направление, то у электрона спин может быть ориентирован по этому направлению и против него — условно говоря, вверх и вниз.

В большинстве веществ ориентация спина никак не сказывается на электрическом токе — потому-то в электротехнике про спин электрона вообще не вспоминают. Однако для явления гигантского магнетосопротивления именно спин играет ключевую роль. Само это открытие гигантского магнетосопротивления, собственно, стало моментом рождения новой области электроники — спинтроники, в которой спин электрона такая же важная характеристика, как и его заряд.

Отличительной особенностью спина является его связь с магнитным полем. Спиновой (собственный) механический момент порождает собственный магнитный момент электрона равный магнетону Бора 0,927•10^-23 Дж/Тл. (Данное значение в два раза превышает предсказанное теорией Бора и получило объяснение лишь в релятивистской теории Дирака). Магнетизм ферромагнетиков обусловлен именно спиновыми магнитными моментами электронов, орбитальное движение электронов в них заморожено. В соответствии с первым правилом Хунда спины электронов в ионах переходных металлов (и в частности ферромагнетиков кобальта, никеля и железа) не скомпенсированы и ионы приобретают большой спиновой, а следовательно и магнитный момент. При этом спины всех ионов выстраиваются в одинаковом направлении.

Рис. 1. Концентрация 3d-электронов проводимости в зависимости от энергии.

Без магнитного поля концентрация электронов со спином вверх и вниз одинаковая. В присутствии магнитного поля (то есть внутри ферромагнетика) энергии электронов со спином по и против поля сдвигаются. В результате концентрация электронов вблизи энергии Ферми (E_F) разная. (Изображение из статьи С. А. Никитина Гигантское магнитосопротивление из Соросовского образовательного журнала) Теперь попытаемся представить, как ведут себя электроны проводимости, находясь в ферромагнетике. Магнитное поле внутри металла влияет на электроны, причем влияет по-разному для спинов по полю и против поля. Это немного сдвигает их энергии, и в результате количество электронов вблизи энергии Ферми со спином вверх и вниз получается разное. Как следствие, электрический ток в ферромагнитном металле состоит из двух разных, но тщательно перемешанных потоков — потоков электронов со спином по направлению намагниченности и против него. Эти два типа электронов испытывают со стороны металла разное сопротивление — те, которые ориентированы против поля, двигаются более свободно, чем те, которые ориентированы наоборот. (Напомним, что вследствие отрицательного заряда электрона его спиновой механический и магнитный моменты направлены в противоположные стороны).

Подчеркнем, что в обычной медной проволоке такого разделения нет — эта картина специфична именно для ферромагнетиков, например для намагниченного куска железа. Она была подтверждена экспериментально не так давно, в 1968 году. Среди авторов работы был и Альберт Фер — один из лауреатов Нобелевской премии 2007 года. И хотя от той статьи и до работ по гигантскому магнетосопротивлению должно было пройти еще 20 лет, но общее понимание электрических явлений в ферромагнетиках складывалось именно тогда.

Итак, «внутренний мир» ферромагнетика оказывается очень богатым, но пока не видно способа им воспользоваться для манипуляции сопротивлением образца. Ведь если металл ферромагнитный, то он таким остается и при воздействии внешних полей, разве только у него может измениться направление намагниченности. Но тут пришли на помощь новые искусственные материалы, не существующие в природе — сверхрешетки. Как оказалось, именно в них можно управлять не просто величиной намагниченности, а характером магнитной упорядоченности, и уже через него электрическим сопротивлением.

Сверхрешетка — это слоеный кристалл, состоящий из строго чередующихся слоев то одного, то другого материала толщиной всего в несколько атомов. Приставка «сверх» отражает здесь наличие периодической структуры еще большего размера, чем период кристаллической решетки (см. рис. 2).

Изготовление таких слоек — технологически непростая задача. Их выращивают в глубоком вакууме, напыляя на подложке слой за слоем нужное вещество. Оба типа вещества, а также сама подложка, должны обладать согласованной по типу и ориентации кристаллической решеткой и не иметь дефектов и динамических напряжений на границах слоев, иначе это самым негативным образом скажется на протекании через слойку электрического тока. Кроме этого, надо следить, чтобы атомарные слои напылялись ровно и чтобы слои разных веществ ровно накрывали друг друга, не перемешиваясь. Контроль состава осуществляется масс-спектрометрическими методами, а контроль качества поверхности — рентгеноструктурными. Наконец, требуется еще и контролировать магнитные свойства вырастающих слоев, для чего применяется эффект рассеяния света спиновыми волнами.

Рис. 2. Сверхрешетка — это чередующиеся слои толщиной в несколько атомов различных материалов с согласованной кристаллической структурой

Как только научились изготавливать разные слойки, начались интенсивные эксперименты с разными комбинациями материалов, в том числе и с чередующимися слоями ферромагнетика и немагнитного металла. В ходе исследований выяснилась, что если правильно подобрать материал для немагнитных слоев и его толщину, то магнитные слои приобретут «противоестественную» для ферромагнетика тенденцию чередовать ориентацию намагниченности (см. рис. 3 слева). В слойке железо-хром обнаружил это Петер Грюнберг (второй нобелевский лауреат 2007 года) вместе со своими сотрудниками в 1986 году. Интересно, что их статья с этими результатами цитируется даже больше, чем работа 1988 года об обнаружении гигантского магнетосопротивления.

Кстати, не стоит думать, что все такие открытия делаются автоматически. У Грюнберга был шанс «проглядеть» это замечательное свойство слоек железа-хрома. Его группа изучала также и слойки железо-золото, и вот в них ничего подобного найдено не было. Если бы исследование только ими и ограничилось, открытие эффекта, возможно, задержалось бы на некоторое время.

Рис. 3. Если слои ферромагнетика (железа, Fe) чередуются с тонкими слоями немагнитного металла (хрома, Cr) определенной толщины, то слои ферромагнетика будут чередовать направление намагниченности (слева). Однако если эту структуру поместить в достаточно сильное внешнее поле, то намагниченность всех слоев развернется в одну сторону (справа). Изображение из статьи С. А. Никитина Гигантское магнитосопротивление из Соросовского образовательного журнала

Последнее, что здесь нужно объяснить, — как такая слойка перестраивается под действием внешнего магнитного поля. Магнитное поле, как известно, способно перемагнитить «неправильно» ориентированный ферромагнетик. Поэтому если такую слойку поместить в достаточно сильное магнитное поле, то оно заставит все слои железа развернуться в одном направлении, как показано на рис. 3 справа. Если же поле убрать, то чередование слоев вновь восстановится. Так у экспериментаторов появилась возможность легко изменять тип магнитной упорядоченности.

Рис. 4. Простая модель для расчета сопротивления в случае чередующегося (вверху) и одинакового (внизу) направления намагниченности слоев железа. Синяя и оранжевая стрелки показывают сопротивления, испытываемые электронами со спином вверх и вниз

Когда все ключевые аспекты расписаны, остается разобраться с тем, что происходит с электрическим током, который течет сквозь такую слойку поперек слоев.

В отсутствие внешнего магнитного поля слои железа намагничены в чередующемся направлении. Двигаясь поперек слойки, электроны со спином вверх чувствуют большое сопротивление внутри слоев с магнитными полем вверх, но слабое сопротивление внутри слоев с магнитными полем вниз. Для электронов со спином вниз всё в точности наоборот. Поскольку и тех, и других слоев одинаковое число, то оба сорта электронов оказываются в равноправной ситуации.

Если же приложить внешнее поле и выровнять намагниченность всех слоев, то электроны двух типов окажутся в разных условиях. Электроны, ориентированные по полю, везде, во всех слоях, испытывают большое сопротивление, то есть их вклад в ток уменьшится. В то же время электроны, ориентированные в противоположном направлении, испытывают везде маленькое сопротивление. Иными словами, для таких электронов слойка выглядит как короткое замыкание, и переносимый ими ток заметно возрастает. Во сколько именно раз уменьшится ток со спином по полю и увеличится ток со спином против поля — зависит от свойств вещества, но в любом случае увеличение пересилит уменьшение тока, и в результате суммарное сопротивление уменьшается.

Эту задачку нетрудно сосчитать и количественно — она будет по силам даже школьнику, умеющему «складывать сопротивления». Надо только представить себе, что два сорта электронов работают как два параллельных участка электрической цепи (несмотря на то, что текут они сквозь одну и ту же слойку). Все наводящие соображения и обозначения показаны на рис. 4.

Первоначальные эксперименты Фера показали уменьшение сопротивления образца почти в два раза. Правда, такой результат был достигнут лишь с использованием сильных магнитных полей и при очень низкой температуре, всего 4,2 градуса выше абсолютного нуля. В экспериментах Грюнберга при комнатной температуре изменение сопротивления было гораздо скромнее, всего полтора процента — и тем удивительнее, что будущий Нобелевский лауреат не только разглядел в этом принципиально новый эффект, но и запатентовал его. Несколько лет исследований позволили добиться уменьшение сопротивления в два раза уже при комнатной температуре и гораздо меньших магнитных полях.

На гигантское магнетосопротивление полезно взглянуть еще и вот с какой точки зрения. Само явление формулируется чрезвычайно просто и выглядит очень естественно: электрический ток и магнитное поле — это классическая физика XIX века. Однако реальные микроскопические причины, приводящие к такому интересному эффекту, очень непросты и многократно опираются на квантовую механику. Можно даже отметить, что в этом явлении проявляются все три принципиальных отличия квантовой механики от классической — волновая природа, тождественность и спин частиц.

Напрашивается также и параллель еще с одним электромагнитным явлением со схожей судьбой — эффектом Холла. Этот эффект тоже возникает при протекании тока в магнитном поле, он тоже был открыт в XIX веке, и с приходом квантовой механики в нём тоже открыт целый пласт новых эффектов. Только, в отличие от магнетосопротивления, эффект Холла привел уже к двум Нобелевским премиям по физике — за 1985;й и за 1998 год.

Впрочем, у магнетосопротивления есть реальный шанс поквитаться. На очереди стоит колоссальное магнетосопротивление — явление совсем иного уровня сложности, детальное понимание которого пока что ускользает от исследователей.

В объявлении Нобелевского комитета премии по физике за 2007 год очень много внимания уделяется тому, что использование эффекта гигантского магнетосопротивления привело к резкому увеличению плотности записи на жестких дисках. Связь очень простая — слойка с гигантским магнетосопротивлением явилась чрезвычайно компактным, быстрым, чувствительным и, наконец, очень простым датчиком магнитных полей. Будучи расположенной над быстро вращающейся пластиной жесткого диска, такая слойка послушно отслеживает магнитные поля пролетающих под ней битов и сразу же переводит их в электрический ток.

Однако несколько удручает то, что многочисленные СМИ, ужимая все сообщение в одну фразу, полностью выкидывают саму суть открытия, оставляя лишь его «потребительскую» сторону. Из многочисленных заголовков следует, что премия дана за нанотехнологии или даже за уменьшение размеров жестких дисков. На самом деле, в своих статьях об открытии явления гигантского магнетосопротивления будущие Нобелевские лауреаты писали о практических приложениях лишь в самых общих словах. Они ни в коей мере не были нацелены именно на какое-либо конкретное практическое применение — они изучали новый магнитный эффект. И премия была дана именно за научную сторону дела, а не за внедрение этого эффекта в IT-технологии.

Конечно, это не значит, что авторы вообще не догадывались о возможных применениях — ведь недаром Петер Грюнберг запатентовал технологию создания магнитных датчиков с использованием эффекта гигантского магнетосопротивления. Они прекрасно понимали, что в современном высокотехнологическом мире всякий принципиально новый материал рано или поздно найдет свое практическое применение. Именно такой же интерес движет сейчас исследователями, изучающими, скажем, метаматериалы с удивительными оптическими свойствами. Мы можем быть абсолютно уверены, что они найдут себе самые разнообразные применения, хоть сейчас и трудно предугадать, какие именно.

За открытием гигантского магнетосопротивления последовало открытие других схожих эффектов и бурное развитие всей области. Оптимизировав схему слойки, исследователи придумали «спиновый вентиль» — именно он и используется сейчас в головках жестких дисков. При замене немагнитного металла изолятором появился эффект туннельного магнетосопротивления, на основе которого сейчас создают энергонезависимую магнеторезистивную память (MRAM, Magnetoresistive Random Access Memory). Наконец, физики обратили свое внимание и на «естественно-слоистые» материалы. Именно в таком материале — манганите лантана — был в 1994 году открыт новый, гораздо более сильный эффект — колоссальное магнетосопротивление, причина которого пока не выяснена до конца, но сенсоры на основе которого уже тоже запатентованы.

Преобразователь магнитного поля (ПМП) является основным элементом любого изделия микромагнитоэлектроники. ПМП преобразует магнитный поток в электрический сигнал. Преобразователь магнитного поля представляет собой магниточувствительный элемент (МЧЭ), размещенный на подложке-держателе и снабженный выводами, необходимыми для соединения с электронной схемой усиления и обработки сигнала. Магниточувствительный элемент изготавливается из материала, изменяющего свои свойства при воздействии внешнего магнитного поля. При создании магниточувствительных элементов используются различные физические явления, происходящие в полупроводниках и металлах при взаимодействии их с магнитным полем (МП).

Наиболее известны МЧЭ, использующие эффекты Холла и Гаусса, магнитосопротивления, эффект Суля, а также магнитодиодный и магнитогальванорекомбинационный эффекты и др. Наибольшим спросом пользуются МЧЭ, реализованные в виде элементов Холла, магниторезисторов, магнитодиодов и магнитотранзисторов. Каждый из перечисленных магниточувствительных элементов имеет определенный набор параметров и характеристик, преимуществ и особенностей, которые должны учитываться при проектировании, как преобразователей магнитного поля, так и аппаратуры.

Основным критерием, характеризующим преобразователь магнитного поля, является его выходная характеристика, определяющая зависимость выходного сигнала ПМП от величины индукции воздействующего магнитного поля.

Наиболее распространенными типами преобразователей магнитного поля являются: элементы Холла; магниторезисторы; магнитодиоды; датчики Виганда; микроминиатюрные феррозонды.

В настоящее время, используя современные технологии, имеются возможности получения сложных гетерогенных композиционных материалов и соединений, с многофазной структурой и значительной неоднородностью физических свойств на микроскопическом уровне. В середине 90-х годов прошлого века было установлено, что в таких материалах относительное изменение электросопротивления под действием магнитного поля может достигать десятков, сотен и даже десятков тысяч процентов. Обнаруженный эффект получил название эффекта гигантского магнитосопротивления. Причины возникновения эффекта гигантского магнитосопротивления в гетерофазных материалах более сложные, чем причины возникновения эффекта магнитосопротивления в гомогенных проводниках. В зависимости от типа материала, эффект гигантского магнитосопротивления может быть связан либо с рассеянием электронов на структурных неоднородностях проводника, либо с туннелированием электронов через непроводящие участки композита, либо с изменением проводящих свойств всего материала (переход изолятор-металл).

Материалы и механизмы, отвечающие за появление эффекта гигантского магнитосопротивления, активно исследуются в настоящее время. Эффект гигантского магнитосопротивления представляет несомненный интерес и для практического применения в различных областях электроники и микроэлектроники. Традиционные направления использования материалов с эффектом гигантского магнитосопротивления — изготовление головок для считывания информации с магнитных носителей, создание высокоплотных носителей информации, производство сверхчувствительных датчиков магнитного поля и температуры и т. д.

Гранулированные магнитные материалы представляют собой твердые тела, содержащие ферромагнитные гранулы, размещенные в немагнитной среде (матрице), которая может быть как изолятором, так и проводником, (размеры гранул составляют от нескольких нанометров до нескольких десятков нанометров). Изменяя размеры ферромагнитных гранул от нескольких нанометров до десятков нанометров, а также варьируя их относительный объем в немагнитной матрице, можно целенаправленно управлять физическими свойствами гранулированных материалов. Изменять размер гранул, а, следовательно, и свойствами гранулированных материалов можно в процессе получения материала.

Если матрица гранулированного материала является диэлектриком (SiO₂, А1₂0), MgO и т. д.), то такие материалы часто называют гранулированными композитами или керметами. У композитов с малой величиной относительного объема ферромагнитных частиц гранулы электрически изолированы друг от друга в объеме матрицы, и поэтому, такие среды близки по своим электрическим свойствам к диэлектрикам. Проводимость в гранулированных композитах осуществляется в основном за счет туннелирования электронов между металлическими гранулами или за счет прыжковой проводимости по локализованным состояниям в диэлектрической матрице. Все гранулы в керметах при этом являются однодоменными, обладают кристаллической структурой, характеризуются кристаллографической анизотропией, и проявляют высококоэрцитивные свойства. Для сплавов с большой величиной относительного объема ферромагнитных частиц из металлических гранул формируется своеобразная сплошная «сетка», вдоль которой осуществляется металлическая проводимость. При возникновении металлической проводимости гранулы начинают взаимодействовать друг с другом, в результате чего формируются магнитомягкие свойства композита.

Протяженная проводящая «сетка» и магнитная замкнутая структура возникают в композитах при достижении перколяционного предела (порога протекания). Порог протекания — это такая объемная доля металлической фазы х в композите, при которой образуется сетка из металлических гранул во всем объеме образца, т. е. образуются сплошные каналы с металлической проводимостью. Экспериментально установлено, что для большинства гранулированных композитов величина х варьируется в пределах 0,5ч0,6. Для многих металлов, таких как Fe, Аи, Со, Си, гранулы имеют размер от 1 до нескольких десятков нанометров. Это та область размеров, в которой гранулы становятся однодоменными и возможен их переход в суперпарамагнитное состояние.

Гранулированные системы получают, как правило, ионным распылением. Распыление можно проводить, используя только одну мишень — гомогенную или составную. Применяют также одновременное распыление двух разных мишеней (металлической и диэлектрической). В том случае, когда необходимо обеспечить формирование многослойной структуры, оптимальным является использование последовательного осаждения разных материалов на подложку. Поскольку структура гранулированных материалов крайне чувствительна к технологическим параметрам, таким как скорость осаждения, давление в камере распыления, температура подложки, то все эти условия должны очень тщательно контролироваться.