Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту

Проведено дослідження кристалічної структури, морфології, електропровідности та магнеторезистивних властивостей надтонких плівок кобальту з ефективними товщинами в інтервалі d = 3–30 нм. Показано, що всі одержані зразки мають острівцеву структуру з розмірами окремих острівців у 3–5 нм для свіжосконд...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2016
Автори:	Шкурдода, Ю.О., Чорноус, А.М., Кравченко, В.О., Лобода, В.Б.
Формат:	Стаття
Мова:	Ukrainian
Опубліковано:	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2016
Назва видання:	Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/129936
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту / Ю.О. Шкурдода, А.М. Чорноус, В.О. Кравченко, В.Б. Лобода // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2016. — Т. 14, № 2. — С. 293-307. — Бібліогр.: 25 назв. — укр.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-129936
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1299362018-02-03T03:03:40Z Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту Шкурдода, Ю.О. Чорноус, А.М. Кравченко, В.О. Лобода, В.Б. Проведено дослідження кристалічної структури, морфології, електропровідности та магнеторезистивних властивостей надтонких плівок кобальту з ефективними товщинами в інтервалі d = 3–30 нм. Показано, що всі одержані зразки мають острівцеву структуру з розмірами окремих острівців у 3–5 нм для свіжосконденсованих плівок і до 30 нм для відпалених за температури 700 К. Електропровідність і магнетоопір плівок визначаються їх товщиною та морфологією. Для плівок з d = 3–10 нм електропровідність є термічно активованою, і реалізується тунельний магнетоопір. Відпалювання плівок з d = 20–30 нм приводить до появи анізотропії магнетоопору. Максимальне значення тунельного магнетоопору складає 0,5% для свіжосконденсованих плівок при перпендикулярній геометрії. Проведены исследования кристаллической структуры, морфологии, электропроводности и магниторезистивных свойств сверхтонких плёнок Co с эффективными толщинами в интервале d = 3–30 нм. Показано, что все полученные образцы имеют островковую структуру с размерами отдельных островков 3–5 нм для свежесконденсированных плёнок и до 30 нм для отожжённых при температуре 700 К. Электропроводность и магнитосопротивление плёнок определяются их толщиной и морфологией. Для плёнок с d = 3–10 нм электропроводность является термически активированной, и реализуется туннельное магнитосопротивление. Отжиг плёнок с d = 20–30 нм приводит к появлению анизотропии магнитосопротивления. Максимальное значение туннельного магнитосопротивления составляет 0,5% для свежесконденсированных плёнок при перпендикулярной геометрии. Dependences of crystal structure, morphology, electrical and magnetoresistive properties of ultrathin films of Co on effective thickness in the range of d = 3–30 nm are studied. As shown, all obtained samples have island structure with the sizes of individual islands of 3–5 nm for condensed films and of 30 nm for annealed ones at a temperature of 700 K. Conductivity and magnetoresistance of films are determined by their thickness and morphology. For films with d = 3–10 nm, conductivity is thermally activated, and tunnelling magnetoresistance is realized. Annealing of films with d = 20–30 nm leads to anisotropy magnetoresistance. The maximum value of the tunnelling magnetoresistance of 0.5% for condensed films with perpendicular geometry. 2016 Article Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту / Ю.О. Шкурдода, А.М. Чорноус, В.О. Кравченко, В.Б. Лобода // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2016. — Т. 14, № 2. — С. 293-307. — Бібліогр.: 25 назв. — укр. 1816-5230 PACS: 68.55.J-, 73.25.+i, 73.50.Jt, 73.61.At, 73.63.Bd, 75.47.Np, 81.40.Rs http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/129936 uk Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Ukrainian
description	Проведено дослідження кристалічної структури, морфології, електропровідности та магнеторезистивних властивостей надтонких плівок кобальту з ефективними товщинами в інтервалі d = 3–30 нм. Показано, що всі одержані зразки мають острівцеву структуру з розмірами окремих острівців у 3–5 нм для свіжосконденсованих плівок і до 30 нм для відпалених за температури 700 К. Електропровідність і магнетоопір плівок визначаються їх товщиною та морфологією. Для плівок з d = 3–10 нм електропровідність є термічно активованою, і реалізується тунельний магнетоопір. Відпалювання плівок з d = 20–30 нм приводить до появи анізотропії магнетоопору. Максимальне значення тунельного магнетоопору складає 0,5% для свіжосконденсованих плівок при перпендикулярній геометрії.
format	Article
author	Шкурдода, Ю.О. Чорноус, А.М. Кравченко, В.О. Лобода, В.Б.
spellingShingle	Шкурдода, Ю.О. Чорноус, А.М. Кравченко, В.О. Лобода, В.Б. Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
author_facet	Шкурдода, Ю.О. Чорноус, А.М. Кравченко, В.О. Лобода, В.Б.
author_sort	Шкурдода, Ю.О.
title	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту
title_short	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту
title_full	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту
title_fullStr	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту
title_full_unstemmed	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту
title_sort	магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту
publisher	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
publishDate	2016
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/129936
citation_txt	Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту / Ю.О. Шкурдода, А.М. Чорноус, В.О. Кравченко, В.Б. Лобода // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2016. — Т. 14, № 2. — С. 293-307. — Бібліогр.: 25 назв. — укр.
series	Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
work_keys_str_mv	AT škurdodaûo magnetorezistivnívlastivostínanokristalíčnihplívokkobalʹtu AT čornousam magnetorezistivnívlastivostínanokristalíčnihplívokkobalʹtu AT kravčenkovo magnetorezistivnívlastivostínanokristalíčnihplívokkobalʹtu AT lobodavb magnetorezistivnívlastivostínanokristalíčnihplívokkobalʹtu
first_indexed	2025-07-09T12:31:23Z
last_indexed	2025-07-09T12:31:23Z
_version_	1837172565146075136
fulltext	293 PACS numbers: 68.55.J-, 73.25.+i, 73.50.Jt, 73.61.At, 73.63.Bd, 75.47.Np, 81.40.Rs Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту Ю. О. Шкурдода, А. М. Чорноус, В. О. Кравченко*, В. Б. Лобода Сумський державний університет, вул. Римського-Корсакова, 2, 40007 Суми, Україна Сумський державний педагогічний університет ім. А. С. Макаренка, вул. Роменська, 87, 40002 Суми, Україна Проведено дослідження кристалічної структури, морфології, електроп- ровідности та магнеторезистивних властивостей надтонких плівок ко- бальту з ефективними товщинами в інтервалі d3–30 нм. Показано, що всі одержані зразки мають острівцеву структуру з розмірами окре- мих острівців у 3–5 нм для свіжосконденсованих плівок і до 30 нм для відпалених за температури 700 К. Електропровідність і магнетоопір плівок визначаються їх товщиною та морфологією. Для плівок з d 3– 10 нм електропровідність є термічно активованою, і реалізується туне- льний магнетоопір. Відпалювання плівок з d20–30 нм приводить до появи анізотропії магнетоопору. Максимальне значення тунельного ма- гнетоопору складає 0,5% для свіжосконденсованих плівок при перпен- дикулярній геометрії. Dependences of crystal structure, morphology, electrical and magnetore- sistive properties of ultrathin films of Co on effective thickness in the range of d3–30 nm are studied. As shown, all obtained samples have island structure with the sizes of individual islands of 3–5 nm for con- densed films and of 30 nm for annealed ones at a temperature of 700 K. Conductivity and magnetoresistance of films are determined by their thickness and morphology. For films with d3–10 nm, conductivity is thermally activated, and tunnelling magnetoresistance is realized. Anneal- ing of films with d20–30 nm leads to anisotropy magnetoresistance. The maximum value of the tunnelling magnetoresistance of 0.5% for con- densed films with perpendicular geometry. Проведены исследования кристаллической структуры, морфологии, электропроводности и магниторезистивных свойств сверхтонких плёнок Co с эффективными толщинами в интервале d3–30 нм. Показано, что Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Nanosistemi, Nanomateriali, Nanotehnologii 2016, т. 14, № 2, сс. 293–307  2016 ІМÔ (Інститут металофізики ім. Ã. В. Курдюмова ÍАÍ Óкраїни) Íадруковано в Óкраїні. Ôотокопіювання дозволено тільки відповідно до ліцензії 294 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА все полученные образцы имеют островковую структуру с размерами отдельных островков 3–5 нм для свежесконденсированных плёнок и до 30 нм для отожжённых при температуре 700 К. Электропроводность и магнитосопротивление плёнок определяются их толщиной и морфоло- гией. Для плёнок с d3–10 нм электропроводность является термиче- ски активированной, и реализуется туннельное магнитосопротивление. Отжиг плёнок с d 20–30 нм приводит к появлению анизотропии маг- нитосопротивления. Максимальное значение туннельного магнитосо- противления составляет 0,5% для свежесконденсированных плёнок при перпендикулярной геометрии. Ключові слова: кристалічна структура, тунельний магнетоопір, спін- залежне тунелювання, острівцева плівка, коалесценція. Key words: crystal structure, tunnel magnetoresistance, spin-dependent tunnelling, island film, coalescence. Ключевые слова: кристаллическая структура, туннельное магнитосо- противление, спин-зависимое туннелирование, островковая плёнка, ко- алесценция. (Отримано 23 березня 2016 р.) 1. ВСТУП Перспективним напрямом у розвитку фізики твердого тіла є дос- лідження тунельних структур метал–діелектрик, що пов’язано з широкими можливостями їх практичного використання. Харак- терною особливістю таких структур є наявність тунельної спін- залежної провідности, яка приводить до появи ефекту тунельного магнетоопору (ТМО), що відкриває більш широкі можливості їх використання в різних пристроях сучасної твердотільної елект- роніки та спінтроніки [1–3]. Високі значення ТМО, одержані в магнетних тунельних пере- ходах (МТП) з діелектричним прошарком MgO, дають можли- вість розглядати їх як функціональні елементи магнеторезистив- ної комірки пам’яти [4, 5]. Однак відносно великі значення ту- нельних струмів перемикання (106–108 А/см2) призводять до зна- чного їх нагрівання, що є критичною умовою при створенні за- пам’ятовувальних пристроїв нового покоління. Ó зв’язку з цим потрібно розглядати альтернативні технологічні і конструктивні рішення та проводити детальну аналізу механізмів спін- поляризованого транспорту. Одним із таких рішень може бути використання МТП з так званим вакуумним бар’єром (вакуумні тунельні структури) [6, 7]. Велика кількість унікальних експериментів з перемикання маг- нетних наноострівцевих структур Fe/W через вакуумний зазор, МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 295 проведених останнім часом, стимулює експериментальні та тео- ретичні дослідження в цьому напрямі. Вакуумні тунельні структури уможливлюють розглядати особ- ливості перенесення спіну за відсутности впливу додаткових ефе- ктів на інтерфейсах шарів. Крім цього, використання вакуумного зазору замість діелектричного шару дає можливість досліджувати особливості спін-тунельних магнетних явищ у режимі сильної польової емісії при напругах вище порогу пробою діелектрика. Виходячи з вищесказаного, метою дослідження було встанов- лення загальних закономірностей впливу температури, розмірних ефектів на електро- та магнеторезистивні властивості острівцевих плівок Co. 2. ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНА МЕТОДИКА Плівкові зразки Co товщиною 1–70 нм одержували у вакуумній камері при тиску газів залишкової атмосфери 10–4 Па [8]. Кон- денсація плівок здійснювалася шляхом випаровування металу чистотою не менше 99,98% за допомогою електронно-променевої гармати. Плівки конденсувалися за кімнатної температури під- ложжя зі швидкістю 0,5–1 нм/с залежно від режимів випаро- вування. Для дослідження електро- та магнеторезистивних влас- тивостей за підложжя брали поліровані скляні пластини з попе- редньо нанесеними контактними площадками; для електронно- мікроскопічних досліджень як підложжя використовували моно- кристали KBr та вуглецеві плівки. Конструкція підложжятримача уможливлювала одержувати за один технологічний цикл два плівкові зразки з різною ефектив- ною товщиною. Ãеометричні розміри плівок для вимірювання їх електричного опору задавалися вікнами, виготовленими з висо- кою точністю у механічних масках з ніхромової фольги. Після конденсації плівкові зразки витримувалися при темпе- ратурі підложжя протягом 30 хв, їх термостабілізація та дослі- дження залежностей електричного опору від температури здійс- нювалися за схемою «нагрівання–охолодження» з постійною швидкістю 2–3 К/хв в інтервалі температур 300–700 К. Контроль температури здійснювався за допомогою хромель–алюмелевої термопари з похибкою 5 К. Оскільки при дослідженні магнетоо- пору вимірюється безпосередньо величина електроопору зразка, а не його питомий опір, то похибка цих вимірювань не перевищу- вала 0,02%. Вимірювання повздовжнього і поперечного магнетоопору (МО) та термомагнетне оброблення плівок проводилися у спеціяльній установці в умовах надвисокого безмасляного вакууму 10–6–10–7 Па у постійному магнетному полі напруженістю до Н150 кА/м. 296 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА Структурно-фазові дослідження зразків проводилися за допо- могою просвітлювального електронного мікроскопу ПЕМ-125К та електронографа. 3. РЕЗУЛЬТАТИ ТА ЇХ ОБГОВОРЕННЯ Оскільки нанесення плівок Co здійснювалася на нейтральне не- орієнтоване підложжя (скло, вуглецева плівки) при температурі Ts300 К (внаслідок чого дифузійна рухливість атомів конденса- ту була ускладнена), а тому свіжосконденсовані плівки можна розглядати як нерівноважні системи. Íерівноважність плівкових зразків зумовлено, перш за все, їх структурною невпорядкованіс- тю (великою дефектністю), яка впливає на всі фізичні, в тому числі й магнетні та магнеторезистивні, властивості. Підтвер- дженням цього можуть бути результати дослідження магнетоо- пору свіжосконденсованих плівок Co, які показують, що свіжос- а б Рис. 1. Залежність повздовжнього () та поперечного () МО від індукції магнетного поля для свіжосконденсованих (а) і відпалених при темпе- ратурі у 700 К (б) плівок Co/П (dCo50 нм); температура міряння — 300 К.1 Рис. 2. Залежність повздовжнього МО від товщини для свіжосконденсо- ваних (1) і відпалених за температури у 700 К (2) плівок Co. Темпера- тура міряння магнетоопору — 300 К.2 МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 297 конденсовані плівки навіть з товщинами 40–70 нм мають достат- ньо малу величину анізотропного магнетоопору (АМО) — 0,05– 0,1% (рис. 1, а). Після термомагнетного оброблення зразків за Твідп700 К величина як повздовжнього, так і поперечного маг- нетоопору зростає у понад 10 разів і становить 0,7–1% (рис. 1, б), що зумовлено вдосконаленням кристалічної структури та збі- льшенням розмірів кристалітів. З даних, наведених рис. 2, слідує, що для свіжосконденсова- них плівок Co з d40–70 нм величина магнетоопору в магнетних полях до 0,7 Тл не перевищує 0,1%, а при d25–35 нм взагалі менша 0,01%. Таку особливість можна пояснити саме великою дефектністю свіжосконденсованих плівок. Ó роботі [9] показано, що плівки Co, одержані за кімнатної температури при великих швидкостях конденсації, є магнетними, але їх намагнетованість значно менша за намагнетованість масивного Co. Зменшення на- магнетованости у даному випадку й приводить до малих значень їхнього АМО. Після відпалювання плівок з d25–35 нм спосте- рігалися чіткі петлі магнеторезистивної гістерези, а величина ма- гнетоопору для них становила величину 0,1–0,5%. При подальшому зменшенні ефективної товщини плівок до 20– 25 нм відбувається перехід від АМО до ізотропного МО, величина якого зростає до 0,2% (рис. 3, а). При цьому на польових залеж- ностях МО відсутня гістереза, і вони збігаються для поздовжньої і поперечної геометрії. Пояснити такі особливості поведінки маг- Рис. 3. Польові залежності магнетоопору (а, в) та температурні залеж- ності опору (б, г) для свіжосконденсованої (а, б) та відпаленої за темпе- ратури у 700 К плівки Co товщиною у 20 нм. Температура міряння ма- гнетоопору — 300 К.3 298 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА нетоопору достатньо складно. Згідно з електронно- мікроскопічними дослідженнями структура свіжосконденсованих плівок Co в інтервалі ефективних товщин 20–25 нм є перехідною від острівцевої до структурно суцільної (рис. 4, а). При таких то- вщинах спостерігається утворення феромагнетних кластерів з ос- трівців, які дотикаються один до одного. При цьому значно зрос- тає й доля електроперенесення по цих сформованих металічних областях. Слід відмітити, що для таких плівок характерний зви- чайний (металічний) хід температурної залежности опору в тем- пературному інтервалі 150–300 К (рис. 3, б). Тобто плівки є еле- ктрично суцільними, а це означає, що для них має бути характе- рним АМО (особливістю якого є залежність знаку ефекту від вза- ємної орієнтації струму та магнетного поля). Із одержаних польових залежностей випливає, що не лише знак ефекту, але навіть форма кривої не змінюється при зміні напрямку магнетно- го поля. Даний факт говорить про те, що вплив анізотропії маг- нетоопору не істотний, а домінувальний ефект, який спостеріга- ється, не є анізотропним і зумовлений спін-залежним тунелю- ванням електронів між феромагнетними острівцями, оскільки для такого механізму взаємна орієнтація струму і поля не важ- лива [10, 11]. Рис. 4. Кристалічна структура невідпалених (а, в, д) і відпалених при 700 К (б, г, е) плівок Co/П товщиною у 25 нм (а, б), 15 нм (в, г) і 5 нм (д, е).4 МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 299 Ймовірно, при таких ефективних товщинах реалізується супе- рпозиція спін-орбітального розсіювання та спін-залежного туне- лювання електронів. Отже, можна говорити про реалізацію ефек- ту тунельного магнетоопору у структурно несуцільних плівках Co. Ймовірність тунелювання залежить від взаємної орієнтації магнетних моментів і макроскопічно такий зв’язок може бути представлений у вигляді співвідношення ∆R p2(M/Ms) 2, де ∆R — зміна опору плівки, P — коефіцієнт поляризації електронів, М — намагнетованість плівки в зовнішньому полі, Мs — намаг- нетованість наситу [12] (відзначимо, що така кореляція характе- рна лише за умови неґативного ізотропного магнетоопору). Враховуючи, що при таких товщинах плівки є структурно не- суцільними, то згідно з [13] вони можуть знаходитися у суперпа- рамагнетному стані. Підтвердженням цього є відсутність гістере- зи на ізотропних польових залежностях та їх нелінійність, що є наслідком відсутности магнетної гістерези, та нелінійної залеж- ности магнетного моменту від магнетного поля [13]. Розглянемо трансформацію польових залежностей МО при термомагнетному обробленні зразків. Після відпалювання плівок за температури 520 К магнеторезистивний ефект за кімнатної те- мператури практично не спостерігається, а відпалювання за тем- ператури у 700 К приводить до появи анізотропії магнетоопору (рис. 3, в). Величина повздовжнього магнетоопору складає при цьому 0,05%, а поперечного — 0,1%. Такі перетворення можна пояснити збільшенням розмірів острівців внаслідок їх коалесце- нції і утворенням структурно суцільної плівки (рис. 4, б). Темпе- ратурна залежність для термостабілізованих зразків за темпера- тур у 520 К і 700 К, як і у випадку свіжосконденсованих плівок, залишається металічною (рис. 3, г). Дещо іншими є особливості магнеторезистивного ефекту для плівок з ефективною товщиною 15–20 нм (рис. 5). Для свіжоско- нденсованих зразків також спостерігається ізотропність польових залежностей, а величина тунельного магнетоопору сягає 0,5% (рис. 5, а). При цьому спостерігається експоненційна залежність електроопору від температури в інтервалі 150–300 К, що свід- чить про активаційний механізм провідности (рис. 5, б). Такі ві- дмінності, очевидно, пов’язані з утворенням більш вираженої ос- трівцевої структури свіжосконденсованих плівок (рис. 4, в). Під- твердженням цього є і збільшення амплітуди тунельного магне- тоопору. Після відпалювання зразків за температури 520 К ізотропність польових залежностей зберігається, але величина тунельного ма- гнетоопору зменшується до 0,02–0,07%. Подальше збільшення температури відпалювання до 700 К приводить до істотної зміни форми кривих польових залежностей (рис. 5, в). Так, на польо- 300 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА вих залежностях поперечного МО з’являються два максимуми. Íаявність максимумів в достатньо великому інтервалі товщин означає існування деякого механізму, який, не дивлячись на збі- льшення макроскопічної намагнетованости плівки в області ма- лих полів (в локальному оточенні острівця, який бере участь в електроперенесенні), приводить до збільшення ступеня магнетної невпорядкованости, що збільшує тунельний опір. Згідно з [15– 17] можливі дві причини збільшення локальної невпорядковано- сти магнетних моментів в області малих магнетних полів. По- перше, це може бути пов’язано з наявністю на поверхні острівців оксиду кобальту (CoO), який є антиферомагнетним з температу- рою Íеєля у 291 К. Для перевірки цього було проведено міряння магнетоопору плівок за кімнатної температури та 450 К. Резуль- тати дослідження показали, що наявність піків на польових за- лежностях зберігається. Отже, можна зробити висновок, що ок- сид кобальту не є причиною появи позитивного магнетоопору. Структурно острівцеві плівки характеризуються наявністю як окремих ізольованих острівців, так і острівців, які дотикаються один до одного і утворюють кластери. Тому друге пояснення ме- ханізму виникнення піків на польових залежностях може бути пов’язано з кількісною ріжницею значень енергії магнетної ані- зотропії окремих острівців і кластерів. Для таких структур та- кож можлива поява сильної диполь–дипольної взаємодії (такий Рис. 5. Польові залежності магнетоопору (а, в) та температурні залеж- ності опору (б, г) для свіжосконденсованої (а, б) та відпаленої за темпе- ратури у 700 К плівки Co товщиною у 15 нм. Температура міряння ма- гнетоопору — 300 К.5 МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 301 механізм було запропоновано у [18, 19] і він може пояснювати результати, одержані для острівцевих плівок). Слід відмітити, що на польових залежностях повздовжнього магнетоопору відсутні згадані максимуми, а величина МО для повздовжньої геометрії в 3–5 разів менша, ніж для поперечної. Відмінності у формі польових залежностей та у величинах по- вздовжнього і поперечного МО зумовлені, в першу чергу, впли- вом анізотропного МО. Як вже зазначалося, при таких товщинах після відпалювання за температури 700 К відбувається утворення кластерної структури із металічних острівців, які дотикаються один до одного, і тому значно зростає електроперенесення по цих сформованих металічних областях, які є феромагнетними (рис. 4, г). Такі структурні зміни після відпалювання для плівок з ефек- тивною товщиною 15–20 нм приводять до зміни механізму прові- дности від термічно активованого (рис. 5, б) до металічного (рис. 5, г). Для свіжосконденсованих плівок Co з ефективною товщиною 5–10 нм, як і в попередніх випадках, відсутня гістереза магнето- резистивного ефекту, а форма кривих не змінюється при зміні напрямку магнетного поля (рис. 6, а, 7, а). При таких ефектив- них товщина плівки є структурно несуцільними з розмірами окремих острівців менше 5 нм (рис. 4, д). При цьому острівці мають неправильну форму, а зазори між ними набувають харак- Рис. 6. Польові залежності магнетоопору (а, в) та температурні залеж- ності опору (б, г) для свіжосконденсованої (а, б) та відпаленої за темпе- ратури у 700 К плівки Co товщиною у 10 нм. Температура міряння ма- гнетоопору — 300 К.6 302 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА терної форми каналів з приблизно однаковою шириною (класич- на «лабіринтна» структура) [20, 21]. Такі особливості кристаліч- ної структури мають приводити до зміни магнетного стану одер- жаних плівок. Вони можуть знаходитися у суперпарамагнетному стані [22], що є характерним і для доперколяційних композитів, які перебувають при кімнатній температурі. Ó суперпарамагнет- ному стані за відсутности зовнішнього поля магнетні моменти ґранул орієнтовані випадковим чином, тобто реалізується стан з мінімальною провідністю. Зовнішнє магнетне поле упорядковує магнетні моменти і формує колінеарну структуру, що приводить до зростання тунельного струму і, відповідно, зменшення елект- роопору острівцевих плівок. Особливістю польових залежностей відпалених плівок є наяв- ність гістерези, причини якої було описано вище (рис. 6, в, 7, в). Слід відмітити, що як для свіжосконденсованих, так і відпале- них плівок основною є термічно активована провідність (рис. 6, б, г, 7, б, г) [23]. При ефективних товщинах 3–10 нм відпалю- вання приводить до укрупнення острівців (міґраційна коалесцен- ція), і загальна кількість острівців зменшується (рис. 4, е). Íа рисунку 8 представлено залежності повздовжнього тунель- ного МО від ефективної товщини свіжосконденсованих (крива 1) та відпалених за температури у 700 К (крива 2) плівок Co. Як бачимо, залежності носять немонотонний характер. В інтервалі Рис. 7. Польові залежності магнетоопору (а, в) та температурні залеж- ності опору (б, г) для свіжосконденсованої (а, б) та відпаленої за темпе- ратури у 700 К плівки Co товщиною у 5 нм. Температура міряння маг- нетоопору — 300 К.7 МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 303 ефективних товщин 3–25 нм для невідпалених зразків та 3–10 нм для відпалених за температури у 700 К спостерігається неґа- тивний магнетоопір. Розмірна залежність для острівцевих плівок подібна до конце- нтраційної залежности неґативного ТМО для композитів метал– діелектрик: по-перше, слабка залежність від складу в доперколя- ційній області 3–5 нм Co; по-друге, максимальні значення магне- тоопору (∆R/Rmax0,35%) спостерігаються поблизу порогу перко- ляції з боку діелектричної области; по-третє, зменшення ТМО, практично до повного зникнення, має місце при збільшенні ефе- ктивної товщини свіжосконденсованих плівок кобальту до 25 нм та поява АМО при збільшенні ефективної товщини до 10 нм для зразків, відпалених за температури у 700 К. Слід відмітити, що для плівок, відпалених за температури у 700 К, інтервал ефекти- вних товщин, у якому спостерігається ТМО значно вужчий — 3– 10 нм. Максимальне значення при цьому досягає 0,3%. Така за- лежність зумовлена зміною морфології плівок при зміні ефектив- ної товщини. Максимальні значення магнетоопору реалізуються в тому випадку, коли ширина діелектричного бар’єра між сусід- німи острівцями мінімальна (ймовірність тунелювання максима- льна), але ефективної обмінної взаємодії між спінами, що нале- жать різним острівцям, ще немає. При збільшенні ефективної товщини кобальту і укрупнення острівців між їх магнетними моментами виникає взаємодія, що приводить до магнетного впо- рядкування середовища і, отже, до зменшення величини магне- торезистивного ефекту. Цей процес починається раніше, ніж утворення нескінченної сітки з металевих острівців, які дотика- ються [24]. Тому для досліджуваних плівок максимум ТМО змі- щується щодо порога перколяції у бік менших ефективних тов- щин. Також слід відмітити, що на величину ТМО, крім розміру острівців і ширини вакуумного каналу, впливають ще й інші Рис. 8. Залежність МО від ефективної товщини для повздовжнього маг- нетоопору свіжосконденсованих (1) та відпалених за температури у 700 К (2) плівок Co. Температура міряння магнетоопору — 300 К.8 304 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА чинники, наприклад, наявність домішок та шерсткості на межі поділу між острівцями та вакуумним бар’єром [25]. Íайбільша абсолютна величина ТМО для свіжосконденсованих плівок скла- дає 0,35% при ефективній товщині у 15 нм. 4. ВИСНОВКИ Встановлено, що для свіжосконденсованих плівок з dCo5–25 нм спостерігаються ізотропні польові залежності, зумовлені спін- залежним тунелюванням електронів між феромагнетними острів- цями. Максимальна величина тунельного магнетоопору для сві- жосконденсованих плівок складає 0,5% при перпендикулярній геометрії. Після відпалювання зразків при 700 К в інтервалі то- вщин dCo10–25 нм з’являється анізотропія магнетоопору вели- чиною до 0,02%. Для зразків з dCo3–10 нм як свіжосконденсованих, так і від- палених при 700 К спостерігається тунельний магнетоопір. Мак- симальна величина тунельного магнетоопору для відпалених плі- вок складає 0,25% при повздовжній геометрії. Електропровідність острівцевих плівок з dCo3–10 нм в темпе- ратурному інтервалі 150–700 К носить активаційний характер. ЦИТОВАНА ЛІТЕРАТУРА 1. О. І. Товстолиткін, М. О. Боровий, В. В. Курилюк, Ю. А. Куницький, Фізичні основи спінтроніки (Вінниця: Íілан-ЛТД: 2014). 2. C. Franz, M. Czerner, and C. Heliger, Phys. Rev. B, 88: 094421 (2013). 3. C. Baraduc, M. Chshiev, and B. Dieny, Giant Magnetoresistance (GMR) Sensors, 6: 1 (2013). 4. V. Soti, Adv. Studies Theor. Phys., 5: 775 (2011). 5. S. Yuasa and D. Djayaprawira, J. Phys. D: Appl. Phys., 40: R337 (2007). 6. G. Herzog, S. Krause, and R. Wiesendanger, Appl. Phys. Lett., 96: 102505 (2010). 7. Ã. Д. Демин, Í. А. Дюжев, А. Ô. Попков, М. Ю. Чиненков, Нано- и мик- росистемная техника, № 4: 24 (2014). 8. В. Б. Лобода, Ю. А. Шкурдода, В. А. Кравченко, С. Í. Хурсенко, В. Í. Коломиец, Металлофиз. новейшие технол., 33, № 2: 161 (2011). 9. В. С. Жигалов, Ã. И. Ôролов, Л. И. Квеглис, Физ. тверд. тела, 40: 2074 (1998). 10. J. Z. Sun and D. C. Ralph, J. Magn. Magn. Mater., 320: 1227 (2008). 11. Л. В. Луцев, Т. К. Звонарева, В. М. Лебедев, Письма в ЖТФ, 27: 84 (2001). 12. S. Mitani, H. Fujimori, and S. Ohnuma, J. Magn. Magn. Mater., 165: 141 (1997). 13. А. А. Тимофеев, С. М. Рябченко, В. М. Калита, А. Ô. Лозенко, П. А. Троценко, О. В. Стогней, А. В. Ситников, Физ. тверд. тела, 53: 463 МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 305 (2011). 14. Ã. В. Лашкарев, М. В. Радченко, В. И. Лазоренко, М. Э. Бугаева, В. И. Сичковский, В. В. Асоцкий, Л. И. Петросян, Л. А. Крушинская, Я. А. Стельмах, Наноструктурное материаловедение, № 2: 14 (2011). 15. О. В. Стогней, А. В. Ситников, Ю. Е. Калинин, С. Ô. Авдеев, М. Í. Копытин, Физ. тверд. тела, 49: 158 (2007). 16. А. К. Ôедотов, Ю. А. Ôедотова, Ю. В. Касюк, А. В. Мазаник, М. А. Андреев, А. Í. Суворов, А. П. Иванов, M. Marszalek, Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології, 9, вип. 2: 457 (2011). 17. А. С. Андреенко, В. А. Березовец, А. Б. Ãрановский, И. В. Золотухин, М. Инуе, Ю. Е. Калинин, А. В. Ситников, О. В. Стогней, Т. Палевский, Физ. тверд. тела, 45: 1446 (2003). 18. А. А. Тимофеев, С. М. Рябченко, А. Ô. Лозенко, П. А. Троценко, О. В. Стогней, А. В. Ситников, С. Ô. Авдеев, Физ. низк. темпер., 33: 1282 (2007). 19. А. Е. Варфоломеев, М. В. Седова, Физ. тверд. тела, 45: 500 (2003). 20. Л. И. Трусов, В. А. Холмянский, Островковые металлические пленки (Москва: Металлургия: 1972). 21. В. Б. Лобода, С. Í. Хурсенко, ЖЭТФ, 30: 911 (2006). 22. С. А. Íепийко, Физические свойства малых металлических частиц (Киев: Íаукова думка: 1985). 23. П. Ã. Борзяк, Ю. А. Кулюпин, Электронные процессы в островковых металлических пленках (Киев: Íаукова думка: 1980). 24. Ã. И. Ôролов, О. И. Багина, М. М. Завьялова, С. И. Равочкин, Ж. техн. физ., 78: 101 (2008). 25. А. И. Хачатуров, В. П. Блощицкий, Т. А. Хачатурова, Физика и техни- ка высоких давлений, 22: 63 (2012). REFERENCES 1. O. I. Tovstolytkin, M. O. Borovyi, V. V. Kurylyuk, and Yu. A. Kunytskyi, Fizychni Osnovy Spintroniky (Vinnytsya: Nilan-LTD: 2014) (in Ukrainian). 2. C. Franz, M. Czerner, and C. Heliger, Phys. Rev. B, 88: 094421 (2013). 3. C. Baraduc, M. Chshiev, and B. Dieny, Giant Magnetoresistance (GMR) Sensors, 6: 1 (2013). 4. V. Soti, Adv. Studies Theor. Phys., 5: 775 (2011). 5. S. Yuasa and D. Djayaprawira, J. Phys. D: Appl. Phys., 40: R337 (2007). 6. G. Herzog, S. Krause, and R. Wiesendanger, Appl. Phys. Lett., 96: 102505 (2010). 7. G. D. Demin, N. A. Dyuzhev, A. F. Popkov, and M. Yu. Chinenkov, Nano- i Mikrosistemnaya Tekhnika, No. 4: 24 (2014) (in Russian). 8. V. B. Loboda, Yu. A. Shkurdoda, V. A. Kravchenko, S. N. Chursenko, and V. N. Kolomiets, Metallofiz. Noveishie Tekhnol., 33, No. 2: 161 (2011) (in Russian). 9. V. S. Zhigalov, G. I. Frolov, and L. I. Kveglis, Fiz. Tverd. Tela, 40: 2074 (1998) (in Russian). 10. J. Z. Sun and D. C. Ralph, J. Magn. Magn. Mater., 320: 1227 (2008). 11. L. V. Lutsev, T. K. Zvonareva, and V. M. Lebedev, Pis’ma v Zh. Tekhn. Fiz., 306 Ю. О. ШКÓРДОДА, А. М. ЧОРÍОÓС, В. О. КРАВЧЕÍКО, В. Б. ЛОБОДА 27: 84 (2001) (in Russian). 12. S. Mitani, H. Fujimori, and S. Ohnuma, J. Magn. Magn. Mater., 165: 141 (1997). 13. A. A. Timofeev, S. M. Rjabchenko, V. M. Kalita, A. F. Lozenko, P. A. Trocenko, O. V. Stognej, and A. V. Sitnikov, Fiz. Tverd. Tela, 53: 463 (2011) (in Russian). 14. G. V. Lashkarev, M. V. Radchenko, V. I. Lazorenko, M. Ye. Bugaeva, V. I. Sichkovskiy, V. V. Asotskiy, L. I. Petrosyan, L. A. Krushinskaya, and Ya. A. Stel’makh, Nanostrukturnoe Materialovedenie, No. 2: 14 (2011) (in Russian). 15. O. V. Stogney, A. V. Sitnikov, Yu. E. Kalinin, S. F. Avdeev, and M. N. Kopytin, Fiz. Tverd. Tela, 49: 158 (2007) (in Russian). 16. A. K. Fedotov, Yu. A. Fedotova, Yu. V. Kasyuk, A. V. Mazanik, M. A. Andreev, A. N. Suvorov, A. P. Ivanov, and M. Marszalek, Nanosistemi, Nanomateriali, Nanotehnologii, 9, No. 2: 457 (2011) (in Russian). 17. A. S. Andreenko, V. A. Berezovets, A. B. Granovskiy, I. V. Zolotukhin, M. Inue, Yu. E. Kalinin, A. V. Sitnikov, O. V. Stogney, and T. Palevskiy, Fiz. Tverd. Tela, 45: 1446 (2003) (in Russian). 18. A. A. Timofeev, S. M. Ryabchenko, A. F. Lozenko, P. A. Trotsenko, O. V. Stogney, A. V. Sitnikov, and S. F. Avdeev, Fiz. Nizk. Temp., 33: 1282 (2007) (in Russian). 19. A. E. Varfolomeev and M. V. Sedova, Fiz. Tverd. Tela, 45: 500 (2003) (in Russian). 20. L. I. Trusov and V. A. Kholmyanskiy, Ostrovkovyye Metallicheskie Plyonki (Moscow: Metallurgiya: 1972) (in Russian). 21. V. B. Loboda and S. N. Khursenko, Zh. Ehksp. Teor. Fiz., 30: 911 (2006) (in Russian). 22. S. A. Nepijko, Fizicheskie Svoistva Malykh Metallicheskikh Chastits (Kiev: Naukova Dumka: 1985) (in Russian). 23. P. G. Borzyak and Yu. A. Kulyupin, Ehlektronnyye Protsessy v Ostrovkovykh Metallicheskikh Plyonkakh (Kiev: Naukova Dumka: 1980) (in Russian). 24. G. I. Frolov, O. I. Bagina, M. M. Zav’yalova, and S. I. Ravochkin, Zh. Tekhn. Fiz., 78: 101 (2008) (in Russian). 25. A. I. Khachaturov, V. P. Bloshchitskiy, and T. A. Khachaturova, Fizika i Tekhnika Vysokikh Davleniy, 22: 63 (2012) (in Russian). Sumy State University, 2, Rimsky-Korsakov Str., 40007 Sumy, Ukraine **Sumy State Pedagogical University Named After A. S. Makarenko, 87, Romenska Str. 40002 Sumy, Ukraine 1 Fig. 1. Dependence of longitudinal (\|\|) and transverse () MR on the induction of the mag- netic field for nonannealed (a) and annealed at 700 K (б) Co/S films (dCo50 nm). Tempera- ture of measurement is 300 K. 2 Fig. 2. Dependence of longitudinal MR on the thickness for nonannealed (1) and annealed at 700 K (2) Co films. Temperature of measurement of the magnetoresistance is 300 K. 3 Fig. 3. Field dependence of the magnetoresistance (а, в) and temperature dependence of the resistance (б, г) for nonannealed (а, б) and annealed at 700 K Co film of the 20 nm thickness. Temperature measurement of the magnetoresistance is 300 K. 4 Fig. 4. The crystal structure of nonannealed (а, в, д) and annealed at 700 K (б, г, е) Co/S МАÃÍЕТОРЕЗИСТИВÍІ ВЛАСТИВОСТІ ÍАÍОКРИСТАЛІЧÍИХ ПЛІВОК Co 307 films of the 25 nm (а, б), 15 nm (в, г) and 5 nm (д, е) thicknesses. 5 Fig. 5. Field dependence of the magnetoresistance (а, в) and temperature dependence of the resistance (б, г) for nonannealed (а, б) and annealed at 700 K Co film of the 15 nm thickness. Temperature measurement of the magnetoresistance is 300 K. 6 Fig. 6. Field dependence of the magnetoresistance (а, в) and temperature dependence of the resistance (б, г) for nonannealed (а, б) and annealed at 700 K Co film of the 10 nm thickness. Temperature measurement of the magnetoresistance is 300 K. 7 Fig. 7. Field dependence of the magnetoresistance (а, в) and temperature dependence of the resistance (б, г) for nonannealed (а, б) and annealed at 700 K Co film of the 5 nm thickness. Temperature measurement of the magnetoresistance is 300 K. 8 Fig. 8. Dependence of magnetoresistance on the effective thickness for the longitudinal magnetoresistance for nonannealed (1) and annealed at 700 K (2) Co films. Temperature measurement of the magnetoresistance is 300 K.

Магнеторезистивні властивості нанокристалічних плівок кобальту

Репозитарії

Схожі ресурси