Теория гигантского магнитосопротивления в магнитных многослойных структурах и гранулированных сплавах

• Автор: Чшиев, Маирбек Григорьевич
• Шифр специальности: 01.04.11
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1997
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 83 с.

Содержание
Введение
1 Литературный обзор
1.1 Гигантское магнитосопротивление в магнитных многослойных структурах
1.1.1 Эксперимент
1.1.2 Теория
1.2 Квантовые размерные эффекты в системах с гигантским магнитосопротивлением
1.3 Гигантское магнитосопротивление в магнитных гранулированных сплавах
2 Обобщенная теория гигантского магнитосопроти-вления в магнитных сэндвичах
2.1 Постановка задачи
2.2 Гигантское магнитосопротивление в перпендикулярной геометрии
2.3 Гигантское магнитосопротивление в параллельной
геометрии
2.4 Выводы

3 Квантовые размерные эффекты в магнитных сэндвичах
4 Квантово-статистическая теория гигантского маг-нитосопротивления в магнитных гранулированных сплавах
4.1 Модель
4.2 Расчет
4.3 Обсуждение и выводы
Заключение
Приложение
Литература

Введение
Бурное развитие технологии в последнее время привело к созданию ультратонких пленок с практически совершенной кристаллической структурой, на основе которых стало возможным создание принципиально новых магнитных материалов: магнитных многослойных структур, сверхрешеток и гранулированных сплавов. Открытие эффекта гигантского магнитосопротивления (ГМС) в таких системах дало мощный импульс работам по созданию магниторезистивных датчиков и магнитных считывающих устройств. Эффект ГМС наблюдается во многих многослойных структурах, в которых магнитные слои (Бе, Со, №Ге и др.) разделены немагнитными металлическими слоями (напр., Сг, Си) толщиной порядка нескольких нанометров, а также в гранулированных сплавах, представляющих собой композитную среду, в которой ферромагнитные гранулы распределены в немагнитной матрице. Величина эффекта определяется как ДД/Д = (11(Н=0) - Д(Я = НШ)/ЩН = Я**), где Д(Я5а*) и Д(Я = 0) - сопротивления во внешнем магнитном поле и при отсутствии последнего соответственно. Гигантские значения магнитосопротивления, достигающие более 100 % при низких температурах, в сочетании с ультрамалыми толщинами мультислоев и гранулированных пленок обусловливают перспективность таких структур

G(z, z') = G°(z, z') + G°(z,a)EiG(a, z') + G°{z, а + b)E2G(a + 6, z')
(2.3)
в которых для удобства коэффициент 2mao/h2 полагаем равным единице и уравнение Дайсона (2.3) написано для электронов со спином | и антипараллельной конфигурации намагниченностей ферромагнитных слоев. Решая уравнения (2.2) и (2.3), получим: G(z, z) — G°(z,z') + AaG°(z, a)G°(a, z') + BG°(z, a)G°(a + b, z')+
+AbG°(z, а + b)G°(a + b, z1) + BG°(z, a -f b)G°(a, z')
(2.4)

Aa = Si (l — 6r(a + fe, й -1- 6)22) /Den В = YiiG0(a,a + b)Yi2/Den
Ab = S2 (l — G°(a, a)£i) /Den (2.5)
Den = (1 -G,0(a,a)S1)(l - G°(a + Ь,а + 6)S2)--G°{a + 6, а)Б!Е20°(а, a + b)

G°(z,z') = —expii [ ki(z")dz" (2.6)
2г«о V г<
В этих выражениях ki = С{ + id{ — Jk2F — к2 + г2Е(г)
№ - к2 + i2kp/li(z), U~ средняя длина свободного пробега в г-м
слое, ко — Jk2F — к2, z«» меньшее (большее) из г и z'.
Далее подставив выражения (2.4)-(2.6) в выражение (2.1) находим двух-точечную проводимость cr(z,z') для электронов со спином вверх и вниз в параллельной и антипараллельной конфигурации намагниченностей ферромагнитных слоев. После этого рассчитываем ток:
j(z) = J cr(z, z')E(z')dz' (2.7)