Спиновые клапаны как инструмент изучения геликоидального магнетизма

© Л.И. Наумова

Спиновые клапаны как инструмент изучения геликоидального магнетизма

В.В. Устинов, М.А. Миляев, Л.И. Наумова, Р.С. Заворницын, Т.П. Криницина, В.В. Проглядо​

 

Введение

Простейший спиновый клапан содержит нанослои следующих материалов: ферромагнетик/медь/ферромагнетик/антиферромагнетик (рис. 1). Характер полевой зависимости сопротивления спинового клапана (рис. 2) объясняется спин-зависимым рассеянием электронов. Сопротивление минимально, если магнитные моменты ферромагнитных (ФМ) слоев сонаправлены, и максимально, если они противонаправлены. Один из ФМ слоев (закрепленный) соседствует со слоем антиферромагнетика и связан с ним обменным взаимодействием.

 

Рис. 1. Схематическое изображение слоев наноструктуры типа «спиновый клапан». Стрелками показаны магнитные моменты слоев.

 

Рис. 2. Полевая зависимость сопротивления спинового клапана. Магнитные моменты свободного
и закрепленного слоя показаны зеленой и оранжевой стрелками.

 

При этом формируется однонаправленная анизотропия, а петля перемагничивания закрепленного слоя сдвигается в область больших магнитных полей. Второй ФМ слой называется свободным и перемагничивается в слабых полях. В результате в определенном интервале полей магнитные моменты свободного и закрепленного слоя антипараллельны, и сопротивление спинового клапана максимально.

Происходящие при изменении поля повороты магнитных моментов ФМ слоев спинового клапана и сопутствующие изменения электросопротивления хорошо изучены и поддаются математическому моделированию. Введение в состав наноструктуры с предсказуемыми магнито-транспортными свойствами еще одного слоя из материала, «поведение» которого в магнитном поле не столь однозначно, может помочь в изучении магнитного состояния этого материала. В данной работе таким введенным в состав спинового клапана материалом является редкоземельный металл (РЗМ) диспрозий.

Магнитные свойства объемного монокристаллического диспрозия исследованы достаточно подробно. Сложнее обстоят дела с нанослоями редкоземельных металлов. Из-за высокой химической активности слои РЗМ материалов необходимо защищать от окружающей среды. Кроме того, нанослой содержит мало магнитного материала, что существенно снижает эффективность обычных методов магнитных исследований.

В данной работе предлагается способ исследования магнитных свойств нанослоя РЗМ посредством включения его в состав спинового клапана и последующего мониторинга температурных изменений магнитотранспортных свойств полученной наноструктуры.

 

Оценка температуры перехода парамагнетик – антиферромагнетик в диспрозии

«Редкие земли», или лантаноиды по химическим свойствам и кристаллической структуре похожи друг на друга. Большинство РЗМ кристаллизуются в гексагональную кристаллическую плотноупакованную (ГПУ) структуру (рис. 3). Все РЗМ имеют частично заполненную 4f оболочку (пустую для лантана). Она находится глубоко в электронной конфигурации атома и отвечает за необычные магнитные свойства РЗМ. Для сравнения, магнетизм переходных металлов (железо, кобальт, никель) обусловлен частичным заполнением 3d электронной оболочки, находящейся вблизи периферии атома. В переходных металлах магнитное упорядочение осуществляется за счет прямого, а в РЗМ за счет косвенного обменного взаимодействия. Это взаимодействие является дальнодействующим и осциллирующим, поэтому магнитная структура РЗМ своеобразна. Многие из них в определенном интервале температур обнаруживают антиферромагнетизм особого вида - спиральный или геликоидальный. При этом результирующий магнитный момент в каждой базисной плоскости повернут на некоторый угол по отношению к направлению момента в соседней базисной плоскости (рис. 4).

 

Рис. 3. Схематическое изображение элементарной ячейки ГПУ структуры.

 

Рис. 4. Виды магнитного упорядочения в тяжелых РЗМ.

 

Диспрозий при температуре Нееля TN = 179 K переходит из парамагнитной в антиферромагнитную геликоидальную фазу, а при температуре Кюри TC = 85 K становится ферромагнетиком. В нанослое диспрозия магнитные переходы происходят при других температурах. На рис. 5 показаны температурные зависимости сопротивления, полученные нами для слоя диспрозия толщиной 400 Å, окруженного слоями разных металлов и сплавов. Перегиб связан с переходом парамагнетик – антиферромагнетик. Температура TN этого перехода была определена по минимуму производной от сопротивления по температуре (рис. 6). При одинаковой толщине слоя диспрозия температура Нееля практически не зависит от материала окружающих слоев. Зависимость TN от толщины слоя диспрозия показана на рис. 7. Наиболее существенное изменение TN происходит при tDy < 400 Å.

 

Рис. 5. Температурные зависимости электросопротивления для образцов Ta/Dy/Ta (a), NiFe/Dy/NiFe (b)
и CoFe/Dy/CoFe (c).

 

Рис. 6. Температурные зависимости производной электросопротивления по температуре.

 

Рис. 7. Зависимость температуры Нееля от толщины слоя Dy для FeNiCr/Dy/FeNiCr (круги)
и CoFe/Dy/CoFe (квадраты).

 

Нанослой диспрозия в составе спинового клапана

Слой диспрозия толщиной 400 Å включили в состав спинового клапана композиции Ta/NiFe/CoFe/Cu/CoFe/Dy/CoFe/FeMn/Ta. Рентгеновская дифрактометрия и просвечивающая электронная микроскопия (ПЭМ) показали, что слой Dy является поликристаллическим. На светлых участках темнопольного ПЭМ-изображения (рис. 8) ось геликоида (ось c) перпендикулярна плоскости пленки.

Слой диспрозия делит закрепленный слой спинового клапана на две части (рис. 9). Магнитные моменты этих частей обозначены как MP и MR. Магнитный момент MP связан обменным взаимодействием с антиферромагнитным слоем. В интерфейсах CoFe/Dy/CoFe формируется обменное взаимодействие и, следовательно, при изменениях магнитной структуры слоя диспрозия направление MR будет меняться. Полевая зависимость магнитосопротивления показывает, как меняется угол φ между MF и MR. По этим данным можно оценить угол ε между магнитными моментами на границах слоя диспрозия.

 

Рис. 8. Темнопольное изображение и электронограмма наноструктуры CoFe/Dy/CoFe. Рефлексы обозначены:
1 – Dy(10-10); 2 – Dy(0002); 3 – Dy(10-11); 4 – CoFe(111), Dy(10-12); 5 – Dy(11-20); 6 – Dy(10-13).

 

Рис. 9. Слои спинового клапана и магнитные моменты свободного (MF), референтного (MR)
и закрепленного (MP) слоев.

 

Магниторезистивные кривые (рис. 10), полученные при температурах выше и ниже точки Нееля отличаются от характерной для спинового клапана полевой зависимости магнитосопротивления (рис. 2). Признаки однонаправленной анизотропии видны лишь при T < TN (например, при T = 93 K) и проявляются как разница в величине максимального магнитосопротивления измеренного в положительных и отрицательных полях. Из анализа магнитосопротивления спинового клапана при различных температурах определена температурная зависимость угла между направлениями магнитных моментов на границах слоя диспрозия (рис. 11).

 

Рис. 10. Полевые зависимости магнитосопротивления, измеренные при температурах выше и ниже точки Нееля.

 

Рис. 11. Температурная зависимость угла между магнитными моментами на границах слоя диспрозия. На вставке показаны слои наноструктуры и их магнитные моменты.

 

Значительное изменение данного угла, наблюдаемое во всей температурной области существования геликоидального упорядочения в диспрозии, отражает существенное изменение пространственного периода магнитной спирали диспрозия с температурой.

 

Заключение

Предложен новый метод изучения киральных магнетиков, в котором индикатором геликоидального магнитного состояния выступает обладающий гигантским магнитосопротивлением спиновый клапан, содержащий слой исследуемого гелимагнетика. Метод апробирован на спиновых клапанах со слоем металлического диспрозия.

 

Краткая формула