Magnetorezistenţa gigant

ı̂n structuri magnetice multistrat

Traian Petrişor

Iunie 2005

Cuprins

Introducere 1

1 Prezentarea teoretică a fenomenului de magnetorezistenţă gigant 4

1.1 Descrierea fenomenologică . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

1.1.1 Împrăştierea dependentă de spin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

1.2 Teoria reţelei de rezistori(RNT-Resistor Network Theory) . . . . . . . . . . . . . 9

1.3 Abordarea semi-clasică . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

2 Metode de creştere şi caracterizare a filmelor subţiri 16

2.1 Metode de creştere . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.1.1 Tunul cu fascicol de electroni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.1.2 Epiatxia prin jet molecular (MBE-Molecular Beam Epitaxy) . . . . . . . 17

2.2 Metode de caracterizare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.2.1 Caracterizarea in-situ, RHEED . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.2.2 Caracterizări ex-situ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3 Prepararea şi caracterizarea structurilor multistrat 29

3.1 Eşantionul depus prin epitaxie prin jet molecular . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

3.1.1 Preparare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

3.1.2 Caracterizare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

3.2 Eşantioanele depuse prin evaporare prin bombardament cu electroni . . . . . . . 37

3.2.1 Preparare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

3.2.2 Caracterizare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

Concluzii 40

1

Introducere

În urmă cu aproximativ cincisprezece ani, odată cu descoperirea fenomenului de magnetorezistenţă

gigant ı̂n structurile magnetice multistrat, constând dintr-o succesiune de straturi feromgnetice

şi nemagnetice, s-a dezvoltat continuu un nou domeniu de cercetare al fizicii corpului solid

numit spintronică, sau electronică de spin. Efectul de magnetorezistenţă gigant constă ı̂n

variaţia rezistenţei unei structuri multistrat ı̂n funcţie de orientarea relativă a magnetizării

straturilor magnetice care intră ı̂n componenţa probei. Această variaţie se poate fi explicată

prin ı̂mprăştierea dependentă de spin a electronilor ı̂n straturile feromagnetice. Acest transport

dependent de spin a dus la numele de electronică de spin. Cercetările care se fac la ora actuală

au o importanţă atât din punctul de vedere al fizicii fundamentale, fiind studiate practic sisteme

magnetice bidimensionale, şi structuri artificiale, cât şi din punct de vedere practic, aplicaţiile

spintronicii fiind multiple. Una dintre cele mai răspândite aplicaţii o constituie senzorii mag-

netoreistivi, care se conideră ca fiind cea mai larg răspândită aplicaţie a nanotehnologiei. Una

dintre aplicaţii este folosirea acestor senzori la capetele de citire ale hard-disk-urilor. Pe lângă

magnetorezistenţa gigant, s-a mai observat şi fenomenul de cuplare ı̂ntre două straturi magnetice

separate de un strat metalic nemagnetic. Cuplajul este un cuplaj de schimb de tip RKKY, şi

are un caracter oscilator ı̂n funcţie de grosimea stratului nemagnetic. O altă clasă de structuri

studiate sunt joncţiunile tunel, care au o structură de tipul feromagnet/izolator/feromagnet.

Şi acestea prezintă atât creşterea rezistenţei, denumită ı̂n acest caz, magnetorezistenţă tunel,

precum şi cuplarea dinte straturi. Cuplarea se realizează prin intermediul electronilor care tune-

lează prin bariera tunel. Aplicaţia pentru care se studiază ı̂n prezent această clasă de structuri

este un nou tip de memorie non-volatilă, numită MRAM (Magnetic Random Access Memory).

În această lucrare ne-am propus să punem ı̂n evidenţă fenomenul de magnetorezistenţă gigant

şi studierea acestuia ı̂n funţie de metoda de realizare a probelor care prezintă acest fenomen.

De asemenea, am dorit să realizăm şi cuplajul de schimb dintre două straturi magnetice şi să-l

2

folosim pentru eloaborarea unor probe cu magnetorezistenţă gigant, ı̂n care sistemul format din

cele două straturi cuplate să joace rolul unui antiferomagnet artificial.

Înainte de a trece la prezentarea efectivă a lucrării aş dori să mulţumesc persoanelor care prin

ajutorul şi sprijinul acordat au contribuit esenţial la elaborarea acestei lucrări. În primul rând,

domnului profesor Coldea Marin, care mi-a introdus primele cunoştinţe şi concepte ı̂n domeniul

spintronicii. Pentru faptul că ne-au primit, atât pe mine cât şi pe colegul meu, Gabor Mihai,

şi ne-au susţinut atât din punct de vedere moral, cât şi material, şi pentru că au fost alături

de noi pe parcursul a ı̂ntregii elaborări a lucrării, aş vrea să mulţumesc doamnei profesoare

Lelia Ciontea precum şi ”domnului profesor” Traian Petrişor. De asemenea, o mare parte a

recunoştinţei se ı̂ndreaptă spre domnul profesor Coriolan Tiuşan pentru disponibilitatea dânsului

şi pentru sprijinul ştiinţific acordat, fără de care această lucrare nu ar fi fost posibilă. Nu ı̂n

ultimul rând aş vrea să mulţumesc colectivului de la Laboratorul de Ştiinţa Materialelor, din

cadrul Universităţii Tehnice din Cluj-Napoca, şi colegului Mihai Gabor.

3

Capitolul 1

Prezentarea teoretică a fenomenului de

magnetorezistenţă gigant

Aşa cum am menţionat ı̂n introducere, efectul de magnetorezistenţă gigant a fost observat cu

aproximativ cinsprezece ani ı̂n urmă [1-3], când s-a descoperit că rezistenţa unei structuri mul-

tistrat constând dintr-o succesiune de straturi magnetice şi nemagnetice de grosimi de ordinul

nanometrilor, este puternic dependentă de orientarea relativă a magnetizărilor filmelor mag-

netice. Astfel, ı̂ntr-o configuraţie ”antiferomagnetică”(magnetizările filmelor sunt antiparalele)

rezistentnţa este mai mare decât ı̂ntr-o configuraţie ”feromagnetică” (Fig1.1). Acesta indică

faptul că momentul magnetic propriu al electronilor, asociat cu spinul acestora, joacă un rol

esenţial ı̂n determinarea proprietăţilor de transport ale unor astfel de structuri.

FM NM FM NM FM FM NM NMFM FM

Figura 1.1: Configuraţia (a) feromagnetică şi (b) antiferomagnetică a unei structuri magnetice

multistrat

În acest capitol lucrarea ı̂şi propune să prezinte bazele fizice ale fenomenului, pentru ca mai

apoi să fie prezentate pe scurt două teorii care oferă descrieri cantitative ale acestuia.

4

1.1 Descrierea fenomenologică

Pentru ı̂nceput, trebuie menţionat că există două geometrii diferite de măsurare a efectului GMR

(Giant Magnetoresistance), ı̂n funcţie de direcţia curentului prin structură. Se disting astfel două

cazuri, unul ı̂n care curentul are o direcţie perpendiculară structurii, CPP (current perpendicular

to plane), şi unul ı̂n care curentul trece ı̂n planul structurii, CIP (current in plane)(Fig1.2). Deşi

primul caz, CPP, este oarecum mai uşor de tratat intuitiv teoretic, dificultatea intervine ı̂n

măsurarea rezistenţei structurii, care, datorită dimensiuilor nanometrice ale părţii active, este

foarte mică. Toate eşantioanele realizate şi prezentate ı̂n lucrarea de faţău fost măsurate ı̂n

configuraţie CIP.

Figura 1.2: Geometria (a) CIP şi (b) CPP de măsurare a magnetorezistenţei a unei structuri

magnetice multistrat

Să considerăm o structură precum cea din Fig 1.2(a), formată din două straturi magnetice

separate de un strat metalic nemagnetic. Efectul GMR poate fi ı̂nţeles ı̂n cadrul modelului celor

doi curenţi propus de Mott pentru descrierea conductvităţii electrice[5],[6]. În cadrul acestui

model conductivitatea totală este privită ca fiind suma dintre contribuţiile electronilor cu spinul

sus (↑) şi cea a electronilor cu spinul jos (↓). Justificarea adoptării acestui model rezidă ı̂n faptul

că, ı̂n majoritatea proceselor de ı̂mpraştiere, cel puţin la temperaturi scăzute, spinul electronului

se conservă, pe de o parte, iar pe de alta, este un fapt demonstrat experimental că spinul

electronului se conservă pe distanţe de ordinul zecilor de nanometri, i.e. lungimea de coerenţă a

spinului este de ordinul zecilor de nanometri, adică tocmai dimensiunile unei structuri multistrat

tipice.

În continuare vom mai face o presupunere, şi anume că electronii cu proiecţia spinului paralelă

sau antiparalelă la magnetizarea straturilor magnetice sunt ı̂mprăşitiaţi diferit, cu alte cuvinte

are loc un proces de ı̂mprăştirere dependentă de spin (spin depenent scattering). Mai exact, vom

5

considera că drumul liber mediu al electronilor cu spinul paralel cu magnetizarea filmelor magnet-

ice este mai lung decât cel al electronilor cu spinul antiparalel. De aici, rezultă faptul că aceştia

din urmă vor ı̂ntâmpina o rezistenţă mai mare la trecerea lor prin structură. În Fig.1.3 este

prezentată schematic această situaţie. Astfel, ı̂n configuraţia feromagnetică, electronii cu spinul

FM NM FM

R

NM FM

Spin

Spin

Spin

Spin

Spin

Spin

R

R

R

Spin

Spin

R

R R

R

FM

Figura 1.3: Modelarea prin rezistenţe a fenomenului GMR.

sus, sunt slab ı̂mprăştiaţi ı̂n cele două filme magnetice, pe când cei cu spinul jos suferă ı̂mprăştieri

puternice atât ı̂n primul cât şi ı̂n cel de-al doilea strat. Folosindu-ne de o reprezentare,[4], ı̂n

care parcursul electronilor printr-un strat magnetic să fie simbolizat printr-o rezistenţă, obţinem

pentru primul caz o situaţie ı̂n care avem o ramură formată din două rezistenţe de valoare redusă

(canalul pentru spin ↑), ı̂n paralel cu o ramură formtă din două rezistenţe de valoare ridicată

(canalul pentru spin ↓). Datorită rezistenţei scăzute a canalului pentru spinul ↑, ı̂n configuraţia

feromagnetică rezistenţa totală a structurii este mică. În configuraţia antiferomagnetică avem

pe ambele ramuri coresunzătoare celor două proiecţii ale spinului, câte o rezistenţă mare, ceea

ce conduce la o rezistenţă totală mare a ı̂ntregii structuri, RAP > RP . În final trebuie menţionat

că pentru a descrie această diferenţă ı̂ntre rezistenţele celor două configuraţii, s-a introdus un

raport definit ca,∆R

R=

RAP − RPRP

. (1.1)

6

1.1.1 Împrăştierea dependentă de spin

Aşa cum s-a văzut ı̂n secţiunea precedentă mecanismul care stătea la baza manifestării diferenţei

de rezistenţă era existenţa unei asimetrii la ciocnire pentru electronii cu spinul sus, respectiv jos,

ı̂n straturile feromagnetice.

Cu (sus)

Fe (jos)

Fe (sus)

Den

sit

ate

ade s

tari

(sta

ri/eV

*ato

m*s

pin

)

;Sdfghjjfdghjfffgg

Co (sus)

Cu (jos) Co (jos)

Energia (eV)

Figura 1.4: Densitatea de stări pentru Cu, Co şi Fe. Linia punctată reprezintă energia Fermi.

Pentru ı̂nceput vom studia mecanismul de ı̂mprăştiere al electronilor de conducţie ı̂n metalele

de tranziţie 3d (Fe, Co)[6], cele folosite pentru realizarea structurilor din această lucrare. Se vor

neglija intercţiunile electron-foton şi interacţiunile electron-magnon. În metalele de tranziţie

3d, conductivitatea electrică este datorată ı̂n principal electronilor liberi din stările s,p, ı̂n timp

ce principalul mecanism de ı̂mprăştiere este cel din stările s,p ı̂n stările d (̂ımprăştierea Mott).

Aceasta ı̂nseamnă că o densitate mare de stări 3d la nivelul Fermi, conduce la o probabilitate

mare de ı̂mprăştiere pe stările d. În metalele de tranziţie, există o polarizare a stărilor 3d

la nivelul Fermi legată de spinul electronilor. Aşa cum se vede ı̂n Fig.1.4, pentru Fe şi Co,

există o diferenţă mare ı̂ntre densitatea de stări la nivelul Fermi pentru electronii cu spin sus

faţă de cea pentru electronii cu spinul orientat ı̂n jos. Astfel, vor exista probabiltăţi diferite

de cioncnire pentru electronii având una din cele două proiecţii ale spinului. Din densităţile

7

de stări din Fig.1.4. se mai poate observa că la nivelul Fermi stările pentru electronii cu spin

majoritar sunt complet ocupate (densitate de stări la nivelul Fermi foarte mică) la Co, rezultând

o mare asimetrie la ı̂mprăştiere. În cazul Fe stările cu spin majoritar nu sunt complet ocupate,

deci există stări libere atât pentru spinul sus, cât şi pentru cel jos, astfel ı̂ncât asimetria va fi

mai mică. Pentru comparaţie este prezentată şi denitatea de stări la Cu, unde se vede că atât

stările cu spin majoritar cât şi cele cu spin minoritar sunt complet ocupate, rezultând astfel

poprietăţile de transport foarte bune ale Cu. Această ı̂mprăştiere selectivă, ı̂n volum, poartă

numele ı̂n literatură de ”bulk spin dependent scattering”.

Co (minoritar)CuCo (majoritar)

E (R

y)

kk k

Figura 1.5: Structura de benzi a Co, pentru ambele proiecţii ale spinului şi a Cu. Linia punctată

reprezintă valoarea nivelului Fermi.

Până acum s-au discutat proprietăţile de volum ale metalelor amintite. Pe lângă acestea,

datorită faptului că avem de a face cu structuri de tip multistrat, vor exista şi interfeţe ı̂ntre filme

de materiale diferite. La interfeţa fermagnet/metal, avem o dependenţă de spin a potenţialelor

de ı̂mprăştiere. Aceasta se explică prin faptul că structura de benzi a metalelor feromagnetice

are şi ea o dpendenţă e spin, aşa cum se poate vedea ı̂n Fig.1.5 şi Fig.1.6. Se observă că pentru

spinul majoritar ı̂n cazul Co, structura de benzi se potriveşte foarte bine cu cea a Cu, deci

ı̂mpraştierea electronilor având spinul sus va fi slabă, spre deosebire de cei cu spinul jos care vor

8

Fe (minoritar)CrFe (majoritar)E

(R

y)

k k k

Figura 1.6: Structura de benzi a Fe, pentru ambele proiecţii ale spinului şi a Cr. Linia punctată

reprezintă valoarea nivelului Fermi.

suferi ı̂mprăştieri mai puternice tocmai datorită nepotrivirii celor două structuri. De cealaltă

parte, la Fe şi Cr, din contră spinul minoritar va fi cel mai puţin ı̂mprăştiat. Acest femomen,

care apare la interfeţe partă numele de ”interfacial spin dependent scattering”.

Pe lângă cele două tipri de ı̂mprăştieri care ţin de structura intrinsecă a fiecărui material,

există şi ı̂mprăştieri dependente de spin datorate defectelor structurale. Mai exact, dacă apar

disclocaţii ı̂n urma prezenţei unui mismatch reticular ı̂ntre două filme succesive, acestea pot fi

centrii de ı̂mprăştiere. Mai mult, dacă metalul unde a apărut acest defect este feromagnetic,

atunci centrul va putea fi selectiv la spin.

1.2 Teoria reţelei de rezistori(RNT-Resistor Network The-

ory)

În completarea descrierii fenomenologice a magnetorezistenţei gigant, care ajută la formarea

unei imagini calitative a fenomenului, s-au dezvoltat şi teorii care să dea o descriere cantitativă

9

a acesteia, [7]. Două dintre acestea sunt expuse pe scurt ı̂n această lucrare.

I NM FM NM FM NM NMFM FMFM

Celula elementara

Figura 1.7: Structură multistrat.

Teoria reţelei de rezistenţe, sau Resistor Network Theory priveşte straturile componente ale

structurii ca fiind nişte rezistenţe, şi separă contribuţiile celor două canale de spin la rezistenţa

totală a structurii. Trebuie menţionat că tratarea de faţă se va face ı̂n geometrie CIP, cu

alte cuvine curentul trece ı̂n planul filmelor, Fig.1.7. Aşa cum se poate observa, ca şi celulă

elementară se consideră o structură formată din patru filme de tip FM/NM/FM/NM. Dacă vom

Spin

Spin

rHFM

rNM

rLFM

rHFM

rNM

rLFM

rHFM

rNM

rLFM

Configuratieferomagnetica

Configuratieantiferomagnetica

Figura 1.8: Modelearea rezisrivităţilor celor două canale de spin, pentru configuraţiile fero,- şi

antiferomagnetică.

adopta tratarea din paragraful anterior, pentru configuraţiile fero,-, respectiv antiferomagnetică,

situaţia din punct de vedere al rezistivităţilor filmelor pentru cele două canale de spin este cea

din Fig.1.8.

Problema care se apar, este cum anume adunăm rezistivităţile dintr-un canal de spin. Ele

10

nu pot fi considerate ca fiind legate ı̂n paralel, acest fapt fiind adevărat doar dacă electronii nu

ar putea trece dintr-un strat ı̂n altul. De aceea vom porni de la un caz simplu, al unei structuri

formate din două straturi A şi B, de grosimi a, respectiv b, iar rezistivităţile având valorile ρa,ρb,

Fig.1.9. Se disting două cazuri.

I

Figura 1.9: Două straturi A şi B, având rezistivităţi diferiteρa 6= ρb.

Cazul 1: Drumul liber mediu al electronilor prin structură este mult mai mic dacât grosimea

straturilor. Astfel, foarte puţini electroni vor traversa dintr-un strat ı̂n altul, ei fiind practic

confinaţi ı̂ntr-un singur strat. Rezultă că straturile pot fi privite ca fiind nişte rezistenţe legate

ı̂n paralel. În acest caz ı̂nsă nu va fi o diferenţă intre rezistenţa stării paralele cu cea a stării

antiparalele, RAP = RP .

Cazul 2: Drumul liber mediu al electronilor este mai lung decât grosimea sraturilor, adică

electronii pot trece dintr-un strat ı̂n altul, astfel ı̂ncât aceştia vor ”simţi” rezstivităţile ambelor

straturi. De aceea se consideră o rezistivitate medie, dată de relaţia:

ρ =aρa + bρb

a + b. (1.2)

Revenind la cazul pe care dorim să ı̂l studiem, obţinem pentru configuraţia paralelă:

ρ↑ =2MρHFM + 2NρNM

2(M + N), (1.3)

ρ↓ =2MρLFM + 2NρNM

2(M + N)(1.4)

pentru cele două canale de spin, iar pentru rezistivitatea totală,(

1

ρ

)

P

=

(

1

ρ↑+

1

ρ↓

)

= (M + N)

(

1

MρHFM + NρNM+

1

MρLFM + NρNM

)

. (1.5)

Dacă vrem să aflăm rezisenţa, folosind formula R = ρ lS, cu l = 2(M+N) şi considerând S = 1m2,

obţinem,1

RP= 2(M + N)2

(

1

MρHFM + NρNM+

1

MρLFM + NρNM

)

. (1.6)

11

În configuraţia antiferomagnetică vom avea pentru rezistivităţile celor două canale de spin ex-

presiile

ρ↑ = ρ↓ =M(ρHFM + ρ

LFM) + 2NρNM

2(M + N), (1.7)

pentru rezistivitatea totală

(

1

ρ

)

AP

=4(M + N)

MρHFM + MρLFM + 2NρNM

, (1.8)

iar pentru rezistenţă1

RAP=

8(M + N)2

MρHFM + MρLFM + 2NρNM

. (1.9)

Înlocuind expresiile(1.6) şi (1.9) ı̂n (1.1) obţinem raportul magnetorezistiv având valoarea

∆R

R=

(1 − β)2

4(1 + N/Mµ)(β + N/Mµ), (1.10)

unde prin β am notat raportul ρHFM/ρLFM , care poartă numele de ”bulk scattering asymmetry”

şi care descrie tocmai dependenţa de spin a ı̂mprăşierii ı̂n volumul unui material feromagnetic.

Prin µ am definit raportul ρLFM/ρNM .

Din expresia (1.10) se observă că amplitudinea semnalului GMR depinde de factorul β, şi de

raportul N/Mµ. Dependenţa de β este oarecum evidentă, după discuţia din paragraful anterior,

cu cât asimetria este mai mare, cu atât diferenţa de rezistenţă ı̂ntre cele două configuraţii este

mai mare. Se observă de asemenea, că raportul magnetorezistiv scade odată cu creşterea grosimii

stratului nemagnetic, fapt dovedit experimental. Scăderea poate fi pusă pe seama faptului că la

grosimi mari o mare parte din curent trece prin acest strat, fără ca electronii să mai sondeze şi

celelalte straturi.

1.3 Abordarea semi-clasică

O altă teorie care prezintă o descriere cantitativă a fenomenului GMR, este cea propusă de J.

Barnaś şi R. E. Camley, [8]. Aceasta porneşte de la ecuaţia cinetică a lui Blotzmann, ı̂n care se

introduc probabilităţile de ı̂mprăştiere dependente de spin.

În forma ei pentru o stare staţionară, ı̂n aproximaţia timpului de relaxare, ecuaţia lui Boltz-

mann arată astfel,

v∇rf(r,k) +1

h̄Fext∇kf(r,k) =

f(r,k) − f0(r,k)

τk, (1.11)

12

FM

FM FMNM

A B C D

-b -a a b

z

xE

Figura 1.10: Structura studiată şi sistemul de coordonate folosit. Linia punctată reprezintă

planul ı̂n care se schimbă axa de cunatificare a spinului (z = 0).

ı̂n care f0(r,k) este funcţia de distribuţie la echilibru, iar Fext este forţa care acţionează asupra

electronilor, datorată aplicării unui câmp exterior, electric ı̂n cazul de faţă. Funcţia de distribuţie

va aea două componente, corespunzătoare celor două proiecţii ale spinului, notate f↑(z,v),

respectiv f ↓(z,v). În continuare se presupune că electronii se mişcă doar pe direcţia z, iar ı̂n loc

de dependenţa de k, se va adopta dependenţa de v, folosind relaţia mv = h̄k. Astfel, folosind

formalismul general, funcţia de distribuţie va fi suma dintre funţia de distribuţie la echilibru, ı̂n

câmp zero, f0(v), şi o contribuţie corespunzătoare acţiunii unui câmp perturbativ exterior, ı̂n

cazul nostru câmpul electric E, g↑(↓)(z,v):

f ↑(↓)(z,v) = f0(v) + g↑(↓)(z,v). (1.12)

Înlocuind relaţia (1.12) ı̂n (1.11), şi ţinând cont că E are componentă doar pe direcţia x

(Fig.1.10), obţinem relaţia:

∂g↑(↓)(z,v)

∂z+

g↑(↓)(z,v)

τ ↑(↓)vz=

eE

mvz

∂f0(v)

∂vx, (1.13)

unde e şi m reprezintă sarcina, respectiv masa efectivă a electronului, iar τ ↑(↓) sunt timpii de

relaxare, care sunt consideraţi ca fiind diferiţi, τ ↑ 6= τ ↓, ı̂n straturile feromagnetice. Soluţia

ecuaţiei (1.13) poate fi scrisă sub următoarea formă:

g↑(↓)± (z,v =

eEτ ↑(↓)

m

∂f0(v)

∂vx×

[

1 + F↑(↓)± (v)exp

(

∓z

τ ↑(↓) |vz|

)]

, (1.14)

13

ı̂n care funcţia g↑(↓)(z,v) a fost ı̂mpărţită ı̂n două, o parte corespunzătoare electronilor care au

vz > 0, g↑(↓)+ , şi una pentru electronii care au vz < 0, g

↑(↓)− . F

↑(↓)± (v) sunt funcţii de viteza

electronilor v, arbitrare, care sunt determinate aplicând condiţii la limitele, respectiv interfeţele

structurii, z = ±a,±b. Condiţiile se referă la transmisia şi reflexia electronilor la interfeţe,

respectiv la marginile structurii, acestea fiind caracterizate de coeficienţii, dependenţi de spin,

T şi R. Pentru exemplificare, se consideră z = −a. Condiţia la această interfaţă se scrie:

g↑(↓)A− = T

↑(↓)g↑(↓)B− + R

↑(↓)g↑(↓)A+ . (1.15)

Adică electronii care trec de interfaţa A/B având vz < 0, dinspre dreapta spre stânga, sunt

electronii transmişi dinspre B spre A, plus cei care sunt reflectaţi la această interfaţă, venind

din stânga spre dreapta.

Axa de cuantificare a spinului electronilor ı̂ntr-un strat feromagnetic este echivalentă cu axa

de magnetizare statică corespunzătoare stratului respectiv. Astfel, se introduce o interfaţă fictivă

la z = 0, mijlocul stratului intermediar, ı̂mpărţind structura ı̂n patru regiuni, A,B,C şi D. În

A şi B axa de cuantificare a spinului este paralelă la axa de magnetizare a stratului A, iar ı̂n C

şi D este paralelă cu magnetizarea din C. La z = 0 se scriu condiţiile suplimentare:

g↑(↓)C+ = cos

2(θ/2)g↑(↓)B+ + sin

2(θ/2)g↓(↑)B+ (1.16)

g↑(↓)B− = cos

2(θ/2)g↑(↓)C− + sin

2(θ/2)g↓(↑)C− , (1.17)

ı̂n care θ este unghiul dintre cele două direcţii de cuantificare a spinului,i.e., dintre axele de

magnetizare. Dacă, spre exemplu, θ = π, configuraţie antiferomagnetică, ı̂nlocuind ı̂n expresia

(1.16), obţinem g↑(↓)C+ = g

↓(↑)B+ . Aceasta indică faptul că la interfaţa B/C, electronii din C cu spinul

paralel la magnetizarea din acest strat, sunt electronii cu spinul antiparalel faţă de magnetizarea

din B. Toţi electronii deplasându-se ı̂n acest caz dinspre B spre C.

Curentul dependent de spin se poate afla din integrala ı̂n spaţiul vitezelor a funcţiei de

distribuţie, g, [9]:

j↑(↓) = e(

m

h

)3 ∫

d3vvg↑(↓)(v, r), (1.18)

unde h este constanta lui Planck.

Unul din principalele rezultate ale acestei tratări este acela că a demonstrat dependenţa

conductanţei structurilor ca 1 − cos(θ), θ fiind ca şi mai sus unghiul dintre magnetizări. De

asemenea, A. Fert şi A. Barthélémy [10] au făcut acest gen de calcule pe structuri de tip Fe/Cr

14

de unde a rezultat dependenţa magnetorezistenţei atât de grosimea stratului de Cr, cât şi de

grosimea celeui de Fe. Mai exact, raportul magnetorezistiv scădea odată cu creşterea grosimii

unuia dintre cele două straturi, acest fapt fiind dovedit şi experimental.

15

Capitolul 2

Metode de creştere şi caracterizare a

filmelor subţiri

2.1 Metode de creştere

2.1.1 Tunul cu fascicol de electroni

Una dintre metodele folosite la realizarea structurilor prezentate ı̂n această lucrare a fost evap-

orarea materialelor prin bombardament cu un fascicol de electroni. Schema de funcţionare este

prezentată ı̂n Fig.2.1. Electronii sunt emişi de către filamentul de W, care este ı̂ncălzit, prin

fenomenul de termoesmisie electronică. Norul de electroni format este focalizat ı̂ntr-o primă

fază de o ”lentilă” Wenhelt, care se află la o diferenţă de potenţial faţă de filament, de 180 V.

Electronii vin apoi acceleraţi ı̂ntr-o diferenţă de potenţial, ı̂n cazul de faţă, de 6kV, spre anod.

După ce aceştia părăsesc anodul, interaţionează cu câmpul magnetic creat de un electromagnet.

Câmpul magnetic este perpendicular pe fascicol, astfel ı̂ncât forţa Lorentz, F = q(v × B), va

avea direcţia şi sensul indicat ı̂n figură. După cum se ştie traiectoria unui corp asupra căruia

acţionează o forţă perpendiculară pe viteza acestuia, este circulară. Electronii vor descrie o

astfel de traiectorie circulară, care va intersecta creuzetul unde se află materialul care se doreşte

a fi evaporat. Electronii care ciocnesc sursa de evaporare vor ceda energia lor cinetică acesteia,

astfel ı̂ncât ea se va ı̂ncălzi. Materialul se va evapora, iar vaporii vor condensa pe substratul pe

care se doreşte să se crească structura. Substratul se poziţionează pe un ı̂ncălzitor care paote

ridica temperatura acestuia. Temperatura până la care s-a ı̂ncălzit substratul a fost de 400oC.

16

B

6 kV

180 V

+ -

Masuratorde grosime

Shutter

Anod

Incalzitor substrat

Lentila Wenhelt

Fascicol deelectroni

CreuzetSursa deevaporare

Incinta vid(aprox. 2x10 Torr)

-7

Filament

Vaporimaterial

Substrat

+ -

F

v

Figura 2.1: Schema tunului cu fascicol de electroni.

Incinta este prevăzută şi cu un ”shutter”, care permite acoperirea substratului, atunci când se

doreşte ı̂ntreruperea depunerii vaporilor unui material pe acesta. Monitorizarea grosimii filmului

şi a ratei de depunere se realizează cu ajutorul unui măsurător de grosime.

De asemenea, ca şi facilităţi pe care tunul cu fascicol de electroni, ”TFE-2002”, de la ”Lab-

oratrul de Filme Subţiri” din cadrul Universităţii Tehnice Cluj-Napoca, le are, sunt, creuzetul

cu şase posturi care permite evaporarea a şase materiale distincte ı̂n cadrul unuei depuneri, şi

electromagnetul care poate fi comandat ı̂n curent de formă triunghiulară, care permite astfel

baleierea fascicolului de electroni pe toată suprafaţa sursei de evaporare.

Întregul proces de depunere are loc sub vid, realizat de o pompă preliminară şi una de difuzie.

Vidul obţinut ajunge până la aproximativ 2 × 10−7Torr. Instalaţia este prezentată ı̂n Fig.2.2.

2.1.2 Epiatxia prin jet molecular (MBE-Molecular Beam Epitaxy)

Epitaxia prin jet molecular este una dintre cele mai rafinate metode de depunere existente la

ora actuală permiţând obţinerea de filme şi interfeţe de o foarte bună calitate, [11]. Pentru

prepararea de filme subţiri epitaxiale, procesul de creştere trebuie să fie controlat practic strat

cu strat (strat atomic), fiind astfel necesare rate mici de evaporare. De asemenea, pentru a evita

17

Figura 2.2: Tunul cu fascicol de electroni de la Laboratorul de Ştiinţa Materialelor, UTCN,Cluj-Napoca.

influenţa negativă a gazelor reziduale, se impun condiţii de vid ulta-̂ınalt. Vidul asigură ı̂n acest

fel şi posibilitatea de a folosi metode foarte sensibile de caracterizare in-situ, precum RHEED.

Şi metodele de evaporare a materialelor sunt specifice acestor condiţii, fiind folosite celulele

de evaporare Knudsen, pe lângă evaporarea ı̂n fascicol de electroni. Structurile elaborate prin

această metodă au fost realizate la ”Laboratoire de Phisique des Materiaux” de la ”Université

Henri Poincaré” din Nancy, Franţa.

Schema de principiu a instalaţiei de MBE este cea din Fig.2.3. După ce erau pregătite pentru

depunere, substrturile erau introduse intr-un sas, care este ı̂n esenţă o incintă mult mai mică

decât cea pentru depuneri, prevazută cu o pompă turbomoleculară. Principalul motiv pentru

care se recurge la folosirea unui incinte anterioare celei de depunere propriu-zise, este acela de

a nu pune niciodată camera de depunere ı̂n contact cu exteriorul, pentru a evita impurificarea

acesteia, ı̂n ederea obţinerii unui vid cât mai bun. Tot ı̂n vederea obţinerii unui ı̂nalt grad de vid,

partea superioară şi cea inferioară a instalaţiei erau răcite printr-un circuit cu azot lichid. Rolul

acestei răciri este acela de a condensa gazele reziduale pe pereţii astfel rac̆iţi ai incintei. În plus

substratul poate fi ı̂ncălzit de la 20oC până la 1000oC, precum şi răcit până la −180oC. Totodată

instalaţia dispune de un sistem de shutter care permite delimitarea a mai multor zone pe un

singur substrat, cu structuri diferite, ceea ce permite studii comparative ı̂n condiţii identice de

18

temperatură şi presiune. Ca şi metode de caracterizare a filmelor in-situ există un RHEED, care

constă dintr-un tun de electroni şi un ecran fluorescent. O prezentare mai detaliată va fi făcută

ı̂n paragraful 2.2.1. Instalaţia este prezentată ı̂n Fig.2.4.

Racire cu azot lichid

Incalzire (racire)substrat

Substrat

Fascicolelectroni

Ecran fluorescent

Hublou

Racire cu azot lichid

Surse de evaporare(tun electroni, celule de efuzie Knudsen)

Shutter surseevaporare

Tun cu fascicol deelectroni (RHEED)

Incinta vidaprox. 10 Torr

-9

Masurator degrosime

Figura 2.3: Schema de principiu a instalaţiei de epiatxie prin jet molecular.

Dacă moleculele unui gaz aflat ı̂ntr-o incintă, au drumul liber mediu mai mare decât dimen-

siunile incintei, mişcarea acestora se face ı̂ntr-un regim special cunoscut sub numele de scurgere

moleculară. Depunerea diferitelor materiale pe substrat se face, ı̂n cazul acestei metode, ı̂n acest

regim. Pentru a obţine presiunea dorită, se folosesc diferite metode de pompaj, pe lângă cel

preliminar, enumerate mai jos.

• Pompaj turbomolecular - incinta instalaţiei de MBE este echipată cu o pompă turbomolec-

ulară de mare capacitate. În principiu aceasta este formată din straturi succesive de palete

mobile şi fixe. Paletele mobile se numesc rotoare şi sunt separate de cele fixe numitĕ

statoare. Pompajul se realizează prin ciocnirea moleculelor de către un strat de palete,

19

Figura 2.4: Instalaţia de MBE din cadrul LPM, Nancy.

antrenându-le astfel spre stratul următor. Paletele se rotesc cu o turaţie de aproximativ

50.000 rotaţii/min. Eficienţa de pompare depinde de masa moleculelor pompate, astfel, cu

cât masa moleculară este mai mică, cu atâ t eficienţa este mai scăzută.

• Pompaj ionic - Moleculele de gaz care se află ı̂n incintă, sunt ionizate, prin ciocnirea lor

de catre un fascicol de electroni. Electronii sunt emişi de către un filament, catod, şi sunt

acceleraţi ı̂ntr-o diferenţă de potenţial de câţiva kilovolţi, şi ı̂n câmp magnetic. Prezenţa

câmpului magnetic are rolul de a mări parcursul electronilor, ı̂n aşa fel ı̂ncât să ciocnească,

şi deci să ionizeze un număr cât mai mare de molecule. Ionii astfel formaţi vor fi acceleraţi

ı̂nspre catodul de titan, pulverizând atomi de Ti din acesta. Atomii de Ti vor condensa pe

pereţii incintei, fixând atomii reactivi (hidrogen, oxigen, azot).

• Pompaj cu sublimare de titan - Acest tip de pompaj se foloseşte complementar la cel ionic.

Ca şi ı̂n cazul precendent se folosesc proprietăţile Ti, numai că de această dată atomii

de Ti nu se generează prin bombardament ionic, ci termic, prin sublimarea Ti dintr-un

filament ı̂ncălzit prin efect Joule. Atomii rezultaţi ı̂n urma sublimării se depun pe pereţii

pompei, generând un pompaj similar cu cel ionic.

20

2.2 Metode de caracterizare

2.2.1 Caracterizarea in-situ, RHEED

RHEED, Reflexion High Energy Electron Diffraction, este o metodă non-destructivă, in-situ,

utilizată pentru caracterizarea şi controlul creşterii filmelor subţiri, [12]. Caracterizarea filmelor

se face cu ajutorul clşeelor RHEED, ı̂n timp ce controlul creşterii se face prin urmărirea oscilaţiilor

de intensitate ale liniilor de difracţie prezente ı̂n aceste clişee. Fenomenul care stă la baza acestei

¥

el

kRX

k

k

Figura 2.5: Sferele Ewald ı̂n cazul razelor X, a electronilor, şi ı̂n cazul ı̂n care am avea o radiaţie având k → ∞.

tehnici este, aşa cum sugerează şi titlul acesteia, este difracţia electronilor pe reţeaua cristalină

a fimelor. Difraţia electronilor se face ı̂n acelaşi fel ca şi difracţia razelor X, diferenţa constând

ı̂n lungimea de undă a celor două radiaţii, lungimea de undă a electronilor este mai mică decât

cea a razelor X, λel < λRX . O consecinţă directă a acestui fapt este că sfera Ewald, ı̂n spaţiul

reciproc, va avea o rază mai mare ı̂n cazul elecronilor, obţinându-se astfel mai multe peakuri de

difracţie, aşa cum se vede ı̂n Fig.2.5. Aşa cum se poate observa, o radiaţie care ar avea k → ∞,

ar avea ca şi figură de difracţie chiar reţeaua reciprocă.

Electronii, ı̂n cazul RHEED, ”sondează” doar suprafaţa fimului. Acest fapt generează o

situaţie mai deosebită, care va fi analizată ı̂n continuare. Suprafaţa fimului poate fi privită,

Fig.2.6, ca o structură cristalină ı̂n care ultimul plan atomic se află la o distanţă, d → ∞ faţă

de restul acesteia. Astfel, ı̂n reţeaua reciprocă, conform relaţiei G = 2π/d, G va tinde spre 0,

adică ı̂n locul punctelor reţelei reciproce vom avea, la suprafaţă, linii. În cazul ı̂n care fascicolul

de electroni ar fi monocromatic (k = constant), şi ne-am afla la T=0 K, intersecţia sferei Ewald

cu liniile reţelei recipoce ar fi nişte puncte. Dar datorită agitaţiei termice prezente la T 6= 0 K,

21

precum şi faptului că fascicolul de electroni nu este monocromatic, deci sfera Ewald are o anumită

grosime (metoda von Laue), intersecţia va lua forma unor linii, aşa cum se vede ı̂n Fig.2.7. Din

¥dG 0

Figura 2.6: Reţeaua directă şi inversă ı̂n apropierea suprafeţei.

punct de vedere experimental, RHEED-ul constă dintr-un tun de electroni, acceleraţi ı̂ntr-o

diferanţă de potenţial de 10kV, amplasat aşa cum este indicat ı̂n Fig.2.3. După ce electronii

interacţionează cu suprafaţa filmului şi sunt difractaţi, ei ciocnesc un ecran fluorescent unde se

produce clişeul care urmează a fi studiat. Imaginea este mai apoi achiziţionată de un sistem de

achiziţie video, pentru a fi prelucrată cu ajutorul calaculatorului.

Coloana din reteaua reciprica

T 0 K=

-Fascicol de e monocromatic

Sfera Ewald

Coloana din reteaua reciprica

T 0 K¹

Sfera Ewald

Coloana din reteaua reciprica

T 0 K¹

Dk

-Fascicol de e monocromatic -Fascicolul de e nu e monocromatic

Sfera Ewald

Figura 2.7: Trei cazuri de intersecţie a sferei Ewald cu liniile din spaţiul reciproc. În realitate, ne aflăm ı̂n

ultimul caz.

Aşa cum am mai menţionat această metodă se foloseşte pe de o parte pentru caracterizarea

filmelelor, şi pe de alta pentru controlul creşterii acestora. Pentru a exemplifica cum anume

22

Linii datorate prezentei Cin suprafata

SubstratFilm

Figura 2.8: Două clişee RHEED. Primul indică prezenţe C la suprafaţa stratului de Pd. Al doilea indică

modul de creştere a unui strat de Fe pe un altul de Au.

puem să folosim imaginile RHEED, prezentăm ı̂n Fig.2.8 două imagini. În prima, cele două linii

indicate, apar datorită prezenţei carbonului pe suprafaţa stratului tampon Pd, care determină

o reconstruc ctie a suprafeţei acestuia. Reconstrucţia ı̂nseamnă o rearanjare a atomilor de la

suprafaţă, astfel ı̂ncât structura cristalină a acesteia nu mai este cea din masivul probei. A

I

t

I

t

I

t

Substrat

Film 2

Film 1

Electroni

Figura 2.9: Oscilaţii RHEED.

doua fotografie se referă la modul de creştere a fimului. Liniile ı̂ntrerupte indică faptul că filmul

nu a cresut ”strat cu strat”, ci s-a produs o creştere mai ı̂ntâi bi dimensională, urmată de una

tridimensională, modul Stranski-Krastanov, prezentat schematic ı̂n inset-ul imaginii. Dacă ne

aflăm intr-un caz ı̂n care avem un film subţire crescut. bidimensional. Electronii difractaţi, vor

interfera ulterior, creeând astfel pe figura de difracţie un maxim. În momentul când a crescut

23

jumătate din cel de-al doilea strat, electronii vor interfera din nou, dar de data aceata distructiv,

dând naştere unui minim de interferenţă. La completarea stratului al doilea, va rezulta un nou

maxim. Astfel, observăm cum creşterea ultimului film s-a făcut pe parcursul perioadei unei

osilaţii, Fig.2.9. Aceste oscilaţii se numesc oscilaţii RHEED, şi se manifestă ca oscilaţii ale

intensităţii luminoase a figurii de difracţie. Folosindu-ne de acestea, putem controla depunerea

filmelor practic strat cu strat, facilitând astfel obţinerea unor filme foarte subţiri, de grosimi de

câteva constante de reţea.

2.2.2 Caracterizări ex-situ

Caracterizările ex-situ, reprezintă caracterizările care se fac după ı̂nchierea procesului de depunere,

şi aducerea eşantionului ı̂n contact cu mediul ambiant. Acest paragraf este ı̂mpărţit ı̂n trei

secţiuni, prima descrie metoda AFM de investigare a suprafeţelor filmelor, iar celelalte două se

ocupă cu prezentarea instalaţiilor de măsurarea a proprietăţile de transport electric, şi a celor

magnetice.

Microscopul cu forţă atomică, AFM

Microscopul cu forţă atomică (atomic force microscope, AFM) este folosit pentru caracterizarea

suprafeţelor filmelor din punct de vedere al morfologiei acestora. În principiu, aşa cum se poate

observa ı̂n Fig.2.10, microscopul este format dintr-un cantilever de care este ataşat un vârf. Pe

Modul decontrol

AmplificatorScaner

xyz

Laser Sistem defotodiode

Aparat demasura

Cantilever

Proba

Aparat demasura

Figura 2.10: Schema de principiu a microscopului cu forţă atomică, AFM.

cantilever se trimite o rază laser, care suferă o reflexie pe acesta, pentru ca mai apoi ea să fie

24

preulată de un sistem de fotodiode. Vârful fixat pe cantilever interacţionează cu atomii de pe

suprafaţa filmului, interacţiune de tip Van der Waals, astfel ı̂ncât cantilever-ul se va deplasa faţă

de poziţia lui de echilibru. Reflexia spotului laser va cădea ı̂n alt punct pe sistemul de fotodiode.

Semnalul cules de pe fotodiode, proporţional cu deplasarea cantilever-ului, este măsurat şi trecut

printr-un modul de control care mai apoi trimite un semnal printr-un amplificator. Acest semnal

mişcă proba astfel ı̂ncât ansamblul cantulever-vârf să revină ı̂n poziţia de echilibru. De asemenea

semnalul este măsurat, pentru că el este o măsură a deplasării vârfului şi mai apoi prelucrat

pentru a crea imaginea suprafeţei. Trebuie amintit faptul că dimensiunile vârfului sunt de ordinul

a câţiva µm.

Caracterizarea electrică

În continuare vom descrie instalaţia de măsurare a rezistenţei electrice ı̂n câmp magnetic.

Realizarea şi automatizarea acesteia a făcut parte din activitatea desfăşurată pe parcursul

Sursa decurent

Nanovoltmetru

PC

Voltmetru

Serial

GPIB

Controlcurentelectromagnet

Controlsenscurent

FP-TB-10

FP-RLY 422

Electromagneti

Cusca Faraday

Miez magnetic moale

Sonda Hall

Suport electromagneti

Suportport-proba

Serial(RS 232)

Figura 2.11: Instalaţia de măsurare a rezistenţei electrice ı̂n câmp magnetic, schemă.

pregătirii acestei lucrări. Instalaţia se compune dintr-o sursă de curent (Keithley 6221) şi

un naonvoltmetru (Keithley 2182a). Cele două aparate constituie efectiv partea de măsură

25

a rezistenţei electrice a probelor. Ambele sunt interfaţabile cu calculatorul prin intermediul unui

port GPIB (General Purpouse Interface Bus). Pentru partea de măsurare a câmpului magnetic

aplicat, se foloseşte o sondă Hall. Căderea de tensiune se măsoară cu un voltmetru (Keithley

Figura 2.12: Instalaţia de măsurat rezistenţa electrică ı̂n funcţie de câmpul magnetic.

2000), şi el interfaţabil. În ceea ce priveşte controlul câmpului magnetic, acesta se face prin con-

trolul curentului prin electromagnet. Calculatorul dispune de o placă FieldPoint cu o ieşire de

tensiune ı̂ntre 0-10 V, care comandă un element de execuţie, care la rândul lui comandă curentul

prin electromagneţi, alimentaţi de la o baterie de acumulatori. S-a ales soluţia alimentării de la

acumulatori, datorită curentului constant pe care ı̂l debitează. Sensul curentului este comandat

de două relee de putere, controlate de două relee de putere mai mică aflate tot pe placa Fied-

Point. Programul care controlează toată apatura descrisă mai sus a fost dezvoltat ı̂n mediul de

programare LabVIEW. Cu ajutorul programului se pot descrie segmentele de câmp pe care să

se efectueze măsurătorile, se pot seta aparatele de măsură, are de asemenea o opţiune de salvare

a datelor ı̂ntr-un fişier, precum şi o parte de reprezentare grafică a rezultatelor, ı̂n timp real.

Scema de principiu este redată ı̂n Fig.2.11, iar instalaţia propriu-zisă ı̂n Fig.2.12.

Măsurarea efectivă a rezistenţei se face prin metoda celor patru puncte. Aceasta presupune

26

că există două contacte prin care este injectat curentul de mas̆ură şi alte două pe care se măsoară

căderea de tensiune. Schema metodei este prezentată ı̂n Fig.2.13. Metoda se foloseşte pentru

Filmul studiat

Contactde argint

U+I+ I- U-

Figura 2.13: Metoda celor patru puncte de măsurare a rezistenţei.

eliminarea, prin calcul, a tensiunii de contact care apre ı̂ntre film şi contacte. Pentru aceasta se

injectează curentul I ı̂ntr-un anumit sens şi se citeşte tensiunea, notată cu U+, a nu se confunda

cu contactul U+ din figura precendentă. Se schimbă sensul curentului, păstrând valoarea lui

neschimbată, şi se citeşte noua tensiune U−. Rezistenţa probei va fi dată de formula:

R =U+ − U−

2I(2.1)

Datorită faptului că tensiunile de contact nu ı̂şi scimbă semnul la schimbarea sensului curentului

prin probă, ele se vor reduce ı̂n momentul efectuării scăderii U+ − U−.

Caracterizarea magnetică

Măsurătorile magnetice, ciclurile de histereză, au fost realizate pe un magnetometru cu probă vi-

brantă, VSM (Vibrating Sample Magnetometer), la ”Laboratoire de Phisique des Materiaux” din

cadrul Universităţii ”Henri Poincaré”, Nancy, Franţa. Fenomenul care stă la baza funcţionării

magnetometrului este inducţia electromagnetică. Astfel, electromagnetul creează un câmp mag-

netic care interacţionează cu proba studiată, interacţiune care se manifestată prin existenţa unei

magnetizări a probei. Proba are o mişcare oscilatorie creată de un vibrator, comandat la rândul

27

Bobinele de masura(pick-up coils)

Vibrator

Tija cuart

Electromagnet

Miez magneticmoale

Proba

Suportelectomagnet

Suportvibrator

Amplificatorlock-in

Oscilator

UR

PC

U=U sin( t )w0 0

U =U sin( t + )MM 0p_2

w0

Figura 2.14: Schema de principiu al magnetometrului cu probă vibrantă.

lui de un oscilator, cu o anumită frecvenţă, ω0. Mişcarea probei magnetizate crează un flux

variabil ı̂n bobinele de măsură, care duce la apariţia unei tensiuni induse, conform legii lui Lenz,

e = −dΦdt

. Fluxul magnetic variază şi el cu acelaşi ω0, astfel ı̂ncât tensiunea măsurată, e, va fi

defazată cu π/2 faţă de frcvenţa de comandă. Amplificatorul lock-in are rolul de a măsura doar

tensiunea care este defazată cu π/2 faţă de semnalul de referinţă, adică doar tensiunea indusă.

Magnetometrul este prezentat schematic ı̂n Fig.2.14. Legătura dintre magnetizare şi tensiunea

măsurată se face ı̂n urma unei etalonări cu o probă standard de Ni.

28

Capitolul 3

Prepararea şi caracterizarea

structurilor multistrat

În acest capitol va fi prezentat modul de preparare al structurilor, precum şi ca- racterizarea

acestora. Aşa cum am menţionat ı̂n capitolul anterior, probele au fost crescute prin două metode

diferite, epitaxie prin jet molecular şi evaporare prin bombardament cu electroni. Înainte de a

trece la prezentarea efectivă a eşantioanelor, vom face o descriere generală a structurii probelor.

Schematic o structură tipică este prezentată ı̂n Fig.3.1. Ea are ca şi suport fizic un substrat

Partea activa a structurii

Strat tampon (Buffer layer)

Substrat

Strat de protectie (Cap layer)

Figura 3.1: Schema unei structuri multistrat.

monocristalin care poate fi de exemplu, oxid de magneziu (MgO), siliciu (Si), safir(Al2O3), ti-

tanat de stronţiu (SrTiO3), etc. Aşa cum se poate observa, urmează aşa numitul strat tampon

(buffer layer). Acesta are mai multe roluri, cum ar fi, adaptarea nepotrivirii reticulare dintre sub-

strat şi partea activă a structurii, ı̂mbunătăţirea rugozităţii, ı̂mbunătăţirea aderenţei structurii

pe substrat, adaptarea coeficientului de dilatare termică. Structura propriu-zisă este formată,

aşa cum am menţionat ı̂n Capitolul 1, dintr-o succesiune de straturi magnetice şi nemagnetice a

29

căror rol va fi explicat pentru fiecare structură ı̂n parte. Ultimul strat este de protecţie ı̂mpotriva

oxidării părţii active. Trebuie menţionat faptul că ı̂nainte de depunere toate substraturile au

fost spălate mai ı̂ntâi ı̂n acetonă, şi mai apoi ı̂n alcool izopropilic ı̂ntr-o baie de ultrasunete.

Înainte de a trece la prezentarea modului de prepararea şi la prezentarea rezultatelor diferitelor

caracterizări, vom descrie principiile care au stat la baza alegerii structurilor pe care le-am relizat.

S-a văzut că ı̂ntr-o structură multistrat de tip feromagnet/nemagnet/feromagnet, rezistenţa elec-

trică este mai mare atunci când magnetizările straturilor feromagnetice succesive sunt antipar-

alele, configuraţie antiferomagnetică, decât ı̂n cazul când magnetizările sunt paralele.̂Insă pentru

a putea obţine o configuraţie antiferomagnetică cu ajutorul unui câmp magnetic exterior, Hext,

magnetizările straturilor trebuie să poată fi rotite independent, cu alte cuvinte cele două filme

feromagnetice trebuie să aibă câmpuri coercitive diferite. Acest lucru poat fi obţinut dacă cele

strturile vor fi făcute din materiale feromagnetice diferite (feromagnet1/nemagnet/feromagnet2).

În Fig.3.2 sunt prezentate trei situaţii corespunzătoare a trei valori, direcţii şi sensuri diferite

ale câmpului magnetic aplicat. Stratul care are câmpul coercitiv mai mare va fi numit ”stratul

H > Hc > Hc12ext

FM2

NM

FM1 FM1

FM2

FM1

NM

FM2

NM

Hc Hc12ext

Figura 3.2: Trei situaţii ale magnetizării celor două filme,FM1, respectiv FM2, corespunzătoare a trei câmpuri

exterioare, Hext, diferite. Situaţiile (a) şi (c), configuraţii feromagnetice, sunt identice din punctul de vedere al

rezistenţei electrice a structurii, ı̂n timp ce pentru cazul (b), configuraţie antiferomagnetică, vom avea Rb >

Ra, Rc.

(magnetic) fix”, iar cel care are câmpul coercitiv mai mic va fi numit ”stratul (magnetic) liber”.

Pe lângă acest tip de structură, s-a mai realizat şi alta, ı̂n care stratul fix a fost ı̂nlocuit

cu un aşa-numit ”antiferomagnet artificial”. Antiferomagnetul artificial constă practic din două

straturi magnetice, separate de un strat metalic nemagnetic, care prin intermediul acestuia se

cuplează ı̂ntr-o configuraţie antiferomagnetică, adică magnetizările celor două straturi magnetice

sunt antiparalele. Cuplajul este un cuplaj de schimb indirect, asemănător cu cuplajul de tip

RKKY, şi are un caracter oscilator ı̂n funcţie de grosimea stratului nemagnetic. Caracterul

oscilator se manifestă prin cuplarea alternativă ı̂n configuraţii fero,-, respectiv antiferomagnetice

30

a straturior magnetice. Evident, pentru crearea antiferomagnetului artificial grosimea stratului

nemagnetic s-a ales ı̂n aşa fel ı̂ncât cuplajul să fie antifermagnetic. În Fig.3.3 este prezentat o

simulare a unui ciclu de histereză a unui AAF (artificial antiferromagnet). Simularea s-a făcut

mimimizând ı̂n funcţie de unghirile θ1 şi θ2, unghirile pe care magnetizările celor două straturi

le fac faţă de câmpul magnetic aplicat, funcţionala de energie din expresia (3.1), [15]:

E = K1t1sin2θ1 + K2t2sin

2θ2 − JAF cos(θ2 − θ1) − JBQcos2(θ2 − θ1) −

−H(M1t1cosθ1 + M2t2cosθ2). (3.1)

Primii doi termeni reprezintă energia de anizotropie unixială a celor două straturi, K1 şi K2 sunt

consantele de anizotropie, iar t1, respectiv t2 reperezintă grosimile celor două straturi. JAF ,JBQ,

sunt intensităţile cuplajului antiferomagnetic biliniar şi a celui bicuadratic. Ultimul termen

reprezintă suma energiilor Zeeman a celor două straturi. Trebuie menţionat faptul că ı̂n figură

este redată doar o imagine calitativă a ciclului [13],[14]. Astfel, ı̂n situaţia (1) din figură, câmpul

(1) (2)

(3)

(4)

(5)(6)

H

AAF

H

-HC

S-H-H PP

SM

/M

-1

0

1

H

(1)(2)

(3) (4)

(5) (6)

q1

q2

S

Figura 3.3: Simularea ciclului de histereză a unui antiferomagnet artificial. Alăturat sunt prezentate situaţiile

(1)-(6), indicate ı̂n grafic, ı̂n care sunt reprezentate filmele şi magnetizările acestora ı̂n situaţiile respective.

exterior are o asemenea valoare ı̂nâct este capabil să ı̂nvingă cuplajul dintre cele două filme

şi să alinieze magnetizările acestora pe direcţia sa. Câmpul de la care magnetizările filmelor

ajung la saturaţie se numeşte câmp de saturaţie,HS. Pe măsură ce câmpul magnetic scade sub

valoarea HS, păstrâ ndu-şi ı̂nsă sensul,(2), magnetizările vor face, conform calculelor amintite,

31

unghiurile θ1 şi θ2. θ2 va creşte până când magnetizarea startului inferior va fi antiparalela

cu câmpul(θ2 = 180o), ı̂n timp ce θ1va creşte după care revine la 0

o, cuplajul fiind ı̂n acest

moment mai puternic decât câmpul aplicat, astfel ı̂ncât se obţine configuraţia antiferomagnetică

magnetizărilor, (3). Câmpul magnetic de la care se stabileşte configuraţia antiferomagnetică, se

numeşte câmp de platou, HP . După ce se inversează sensul câmpului şi se continuă creşterea lui

ı̂n sens negativ, ı̂ntreaga configuraţie basculează cu 180o, (4). Se defineşte astfel câmpul coercitiv

al structurii, HAAFC . În continuare situaţia este ca cea descrisă ı̂n situaţiile descrise până acum,

fiin rotite doar cu 180o. Astfel se trece printr-o situaţie intermediară, (5), pentru ca la câmpuri

mai mari, ı̂n valoare absolută, decât −HS cuplajul să fie anihilat şi magnetizările să fie paralele,

(6).

Folosind astfel antiferomagnetul artificial pe post de ”strat” magnetic fix, s-a depus un alt

strat nemagnetic, şi apoi un strat feromagnetic, acesta din urmă fiind stratul liber.

3.1 Eşantionul depus prin epitaxie prin jet molecular

3.1.1 Preparare

Proba depusă prin această metodă are urmatoarea structură:

MgO/Cr(2nm)/Pd(90’)/Co(3nm)/Ru(0.8nm)/Co(5nm)/Au(4.5nm)/Fe(5nm)/Pd(15’).

Aşa cum se poate observa substratul structurii a fost din oxid de magneziu. Straturile de

Cr şi Pd reprezintă straturile tampon. Urmează două straturi de Co separate printr-un strat

de Ru. Straturile de Co sunt cuplate antiferomagnetic prin intermediul stratului de Ru, şi

constituie antiferomagnetul artificial, stratul fix. Stratul de Au separă antiferomagnetul artificial

de stratulde Fe, care este stratul liber, adică stratul magnetic a cărui magnetizare se schimbă

odată cu câmpul exterior. Pd-ul depus peste Fe este stratul de protecţie.

Presiunea ı̂n incintă ı̂n timpul depunerii a fost de ordinul a 10-9 Torr. Pentru evaporarea Pd

şi a Fe s-au folosit celulele de efuzie Knudsen ı̂ncălzite la 1280oC. Restul materialelor au fost

evaporate prin bombardament cu electroni. După ı̂ncheierea depunerii stratului de Pd din buffer,

acesta a fost supus unui tratament termic la 450oC, timp de 15 minute. Rolul tratamentului

este acela de a obţine o suprafaţă cât mai plană a stratului de Pd. Din figura RHEED (Fig.3.4)

se observă că s-a obţinut efectul dorit, liniile drepte indicând aşa cum am amintit ı̂n capitolul

precedent o creştere bidimensională a filmului. În continuare, la creşterea primului film de Co, de

32

Figura 3.4: Figura RHEED obţinută pe Pd după tratamentul termic(450oC timp de 15 minute).

0 500 1000 1500 2000 2500

60

70

80

90

100

110

120

130

140

Timp

Inte

nsit

ate

Figura 3.5: Oscilaţiile RHEED obţinute la creşterea primului strat de Co.

grosime de 30Å, s-au folosit oscilaţiile RHEED pentru a obţine grosimea dorită. Fiecărui maxim

de oscilaţie ı̂i corespunde creşterea unui monostrat de Co, astfel, numărând maximele se observă

ca acestea sunt ı̂n număr de 10, ceea ce indică grosimea aproximativă de 30Å, aproximativă,

din cauză că reţeaua Co nu are constanta de exact 3Å (Fig.3.5). Controlul creşterii straturilor

următoare s-a făcut cu ajutorul oscilatorului de cuarţ.

3.1.2 Caracterizare

Pentru ı̂nceput prezentăm ciclul major de histereză al probei, Fig.3.6. Deasupra straturiloor care

formează antiferomagnetul artificial au mai fost depuse un strat nemagnetic, Au, şi unul feromag-

netic, Fe. Datorită faptului că stratul de Fe are un câmp coercitiv mic ı̂n raport cu câmpurile din

graficul de mai jos, prezenţa lui nu infulenţează comprtamentul structurii, astfel, pe grafic avem

reprezentat ciclul de histereză a antiferomagnetui artificial. Se observă asemănarea acestuia

33

cu graficul din Fig.3.3, prin prezenţa tuturor segmentelor care definesc comportamentul specifc

unei astfel de structuri. Astfel, ı̂n situaţia (1) momentele magnetice ale tuturor straturilor

-15000 -10000 -5000 0 5000 10000 15000

-1.0

-0.5

0.0

0.5

1.0

M/M

S

H (Oe)

HH

-H -HS P

P

S

Fe

Au

Co

Ru

Co

H =10.000 Oe

H = 2.500 Oe

S

-

(1)(2)

(3)

(4)

(5)(6)

(1)

(4)

(2) (3)

(5) (6)

Figura 3.6: Ciclu major de histereză pentru eşantionul preparat prin MBE. Cele şase situaţii, (1)-(6), prezen-

tate pe ciclul simulat sunt indicate şi pe această figură, ı̂mpreună cu reprezentarea magnetizării stratului de Fe

pentru situaţiile corespunzătoare.

sunt orientate ı̂n sensul câmpului aplicat. Pe măsură ce valoarea câmpului scade, (2), magne-

tizările straturilor de Co vor avea comprtamentul descris pe simularea prezentată la ı̂nceputul

capitolului, adică vor face unghiurile θ1, respectiv θ2, prnteu a se stabiliza ı̂n configuraţie an-

tiferomagneică, (3), datorită cuplajului, ı̂ncepând de la un câmp de platou, HP , evaluat grafic

ca având o valoare de aproximativ 2500 Oe. Câmpul de saturaţie a fost eterminat de asemenea

grafic ca fiind ı̂n jurul valorii de 10000 Oe. În tot acest interval de câmp magnetizarea stratului

de Fe rămâne neschimbată. La (4), magnetizarea stratului de Fe este inversatc̆u 180o, la fel şi

mgnetizările straturilor de Co. Pentru a determina mai exact ı̂n ce fel are loc această trecere

s-au efectuat măsurători de mgnetizare ı̂n interiorul intervalului +HP ,−HP , ciclul minor de his-

tereză, prezentat mai jos. Situaţiile (5) şi (6) sunt asemănătoare cu cele prezentate ı̂n ciclul de

la ı̂nceputul capitolului. În aceste două situaţii magnetizarea filmului de Fe rămâne identică cu

cea de la configuraţia (4).

Aşa cum am spus, pentru a determina modul ı̂n care are loc ı̂ntoarcerea magnetizării filmelor

s-a realizat ciclul minor de histerză, prezentat ı̂n Fig.3.7, ı̂mpreună cu măsurătoarea rezistenţei

34

-1000 -500 0 500 1000

0.4736

0.4738

0.4740

0.4742

0.4744

0.4746

0.4748

0.4750

0.4752

0.4754

0.4756

R(W

)

H ( Oe )

-1000 -500 0 500 1000

-1.0

-0.5

0.0

0.5

1.0

M/M

S

H (Oe)

(1)

(3)

(2)

(4)

(1)

(1)

(2)

(2)

(3)

(3)

(4)

(4)

DR=0,338 %

Figura 3.7: Ciclul minor de histereză şi dependenţa rezistenţei electrice de câmpul mgnetic aplicat.

Configuraţiile magnetizărilor straturilor pentru situaţiile (1)-(4) indicate pe cele două grafice.

structurii, ca funcţie de câmpul magnetic aplicat. Situaţia de la care se porneşte, (1), este aceea

ı̂n care 0 < Hext < HP . Magnetizările filmelor de Co se află, datoită cuplajului, ı̂n configuraţie

antifeomagnetică, iar magnetizarea flimului de Fe este saturată ı̂n direcţia şi sensul lui Hext.

Când câpmul ı̂şi schimbă sensul, prima magnetizare care se roteşte, la câteva zeci de Oe, este

magnetizarea Fe, ceea ce ı̂nsemnă că ı̂ntr-adevăr câmpul coercitiv al filmului de Fe este destul

de mic (2). Odată cu rotirea magnetizării acestui film se observă o creştere bruscă a rezistenţei

structurii. Creşterea bruscă rezistenţei se explică prin rotirea ı̂ntr-un interval relativ mic de

câmp a magnetizării ceea ce duce la o configuraţie antiferomagnetică a stratului de Fe cu stratul

imdediat următor de Co. Pe măsură ce câmpul magnetic scade, magnetizările celor două straturi

35

cuplate de Co se rotesc la rândul lor cu 180o. Pe măsură ce rotaţia magnetizării filmelor de Co se

apropie de 180o, rezistenţa structurii scade din cauză că magnetizarea filmului de Fe este acum

paralelă cu cea a filmului de Co din apropierea acestuia, (3). Crescând câmpul şi inersându-i

din nou sensul (Hext > 0), (4), magnetizarea stratului de Fe ı̂şi se roteţe din nou, determinând

un nou salt al rezistenţei structurii. După ce magnetizările antifermagnetului artificial se rotesc

şi ele, structura trece din nou ı̂ntr-o stare de rezistenţă minimă. Calculând raportul magneto

rezistiv după formula (1.1), se obţine valoarea de ∆R/R = 0.338%.

Deşi pe acestă probă nu s-a făcut un studiu de morfologie, ı̂n Fig.3.8, este prezentat imag-

inea AFM, a unei structuri asemănătoare, depusă prin MBE, care are următoarea structură:

MgO/Cr(2nm)/Pd(30nm)/Co(5nm)/Ru(0.8nm)/Co(3nm)/Au(4.5nm)/Fe(5nm)/Cr(2nm).

Figura 3.8: Imaginea şi analiza AFM a unei structuri depuse prin MBE..

Se poate vedea că rugozitatea este ı̂n jurul valorii de 1.25Å. Această rugozitate mică este o

36

măsură a calităţii filmului, şi poate explica proprietăţile mai bune ale probei faţă de eşantioanele

przentate ı̂n continuare. Menţionăm că analiza AFM a fost efectuată pe ultimul strat, cel de

protecţie, de Cr.

3.2 Eşantioanele depuse prin evaporare prin bombarda-

ment cu electroni

Prin această metodă s-au depus trei structuri. Prima care va fi prezentată are parte activă un

strat de Co, stratul magnetic ”fixat”, adică cu câmpul coercitiv mai mare, un strat de Cu, şi un

strat de Fe având câmpul coercitiv mai mic. În a doua strucură s-a ı̂nlocuit stratul simplu de

Co cu un antiferomagnet artificial, Co/Ru/Co, restul structurii rămânând neschimbată. În fine,

ultima structură are partea activă identică cu cea a primei structuri, dar ı̂ntre stratul tampon

şi Co s-a introdus un strat de MgO, care ı̂n teorie ar fi trebuit să izoleze din punct de vedere

electric stratul tampon de restul structurii şi să producă o creştere a raportului magnetorezistiv.

3.2.1 Preparare

Datorită faptului că cele trei structuri au fost preparate prin aceeaşi metodă şi au, ı̂n principiu,

structuri asemănătoare, nu vom descrie modul de preparare pentru fiecare probă ı̂n parte, ci

vom face o prezentare comună a depunerilor.

Eşantioanele au următoarea structură: Si/Ru(30nm)/(MgO(15nm))/parte activă/Cr(2nm).

Partea activă va fi descrisă pentru fiecare ı̂n parte ı̂n secţiunea următoare. Aşadar, structurile

au fost depuse pe un substrat de Si(111). Presiunea ı̂n incintă a fost de ordinul a 10−7Torr.

Controlul grosimii şi a ratei de depunere s-a realizat cu un măsurător de grosime cu oscilator

cu cuarţ. Stratul tampon a fost realizat din Ru. Înainte de a depune efectiv Ru, substratul

a fost ı̂ncălzit la 400oC, a fost menţinut la această temperatură ı̂n timpul depunerii, precum

şi 30 de minute după ı̂ncheierea acesteia, pentru a micşora pe cât posibil rugozitatea filmului

astfel obţinut. Restul filmelor s-au depus la temperatură ı̂n jurul valorii de 90oC, după răcirea

stratului tampon. Stratul de protecţie este reprezentat de filmul de Cr.

37

-1200 -1000 -800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800 1000 1200

1.8459

1.8468

1.8477

1.8486

DR = 0.127 %

R(O

hm

)

H ( Oe )

(3) (1)

(2)

(4)

Co

Cu

Fe(1)

(2)

(3)

(4)

DR/R=0.127%

Figura 3.9: Variaţia rezistenţei electrice ı̂n funcţie de câmpul magnetic aplicat.

3.2.2 Caracterizare

Prima dintre structurile depuse are partea activă ca şi cea descrisă ı̂n Fig.3.2, şi anume ea este

formată din două straturi feromagnetice, unul de Fe şi altul de Co, cu câmpuri coercitive diferite

separate de un strat de Cu. Proba are, astfel, are următoarea compoziţie:

Si/Ru(30nm)/Co(6nm)/Cu(6nm)/Fe(10nm)/Cr(2nm). Această probă a fost caracterizată nu-

mai din punc de vedere al dependenţei rezistenţei electrice de câmpul magnetic aplicat. Rezul-

tatul este prezentat ı̂n Fig.3.9. Alăturat graficului sunt prezentate şi situaţile, indicate pe acesta,

magnetizărilor celor două filme feromagnetice. Astfel, la (1) magnetizările sunt saturate pe

direcţia şi sensul câmpului magnetic exterior. După ce acesta ı̂şi schimbă sensul, primul strat

a cărui magnetizare se roteşte este cel de Fe, care are un câmp coercitiv mai mic, situaţia (2).

Aceasta este situaţia cu o configuraţie antiferomagnetică, ceea ce se traduce printr-o rezistenţă

mare a probei. Crescând mai departe câmpul se ajunge din nou la saturaţie, corespunzătoare

unei rezistenţei reduse, (3). La ı̂ntoarcere vom avea din nou un salt similar cu cel din (2), core-

spunzător situaţiei (4), pentru a reveni mai apoi la situţia (1). Raportul magnetorezistiv este

de 0.127%, aşa cum este indicat şi ı̂n figură.

38

-4000 -2000 0 2000 4000

1.5905

1.5910

1.5915

1.5920

1.5925

1.5930

1.5935

1.5940

DR = 0.122 %

R(O

hm

)

H ( Oe )

-600 -400 -200 0 200 400 600

1.5940

1.5945

1.5950

1.5955

1.5960

1.5965

(6)

(1)

(4)

(2)

(5)

Fe

Cu

Co

Ru

Co

(1)

(4)

(2) (3)

(5) (6)

(3)

DR/R=0.122%

Figura 3.10: Variaţia rezistenţei electrice ı̂n funcţie de câmpul magnetic aplicat.

Cea de-a doua structură pe care o vom prezenta are ı̂n locul stratului de Co, un antiferomag-

net artificial de tip Co/Ru/Co. Structura acestei probe este:

Si/Ru(30nm)/Co(3nm)/Ru(0.8nm)/Co(3nm)/Cu(6nm)/Fe(10nm)/Cr(2nm). În Fig.3.10 este

prezentată de asemenea varaiaţia rezistenţei ı̂n funţie de câmpul magnetic aplicat. Configuraţiile

magnetizăriolr sunt aproape identice cu cele prezentate ı̂n ciclul major de histereză al probei de-

puse prin epitaxie prin jet molecular. Diferenţa constă ı̂n faptul că̂ın cazul de faţă straturile care

formează antiferomagnetul artificial sunt cuplate mult mai slab ı̂ntre ele, astfel ı̂ncât saturaţia

structurii are loc la câmpuri ı̂n jurul valorii de 2000 Oe, spre deosebire de valoarea de aproxima-

tiv 10000 Oe, la eşantionul depus prin MBE. Această difernţă se poate explica prin calitatea mai

proastă a filmelor depuse prin bombardare cu fascicol de electroni. În continuare este prezentată

analiza structurii Si/Ru(30nm)/Co(3nm)/Ru(0.8). Aşa cum se vede rugozitatea este de 2.33Å.

Rugozitatea este mai mare decât cea a probei depuse prin MBE. O variaţie mare a grosimii strat-

ului de Ru poate ı̂mpiedica realizarea cuplajului pe anumite porţiuni ceea ce duce la scăderea

câmpului de saturaţie. Raportul magnetorezistiv este apraope egal cu cel calculat ı̂n proba

prezentată anterior, şi anume ∆R/R = 0.122%. Trebuie menţionat faptul că acest raport a fost

calculat numai ı̂ntre valorile rezistenţei probei ı̂nainte şi după rotirea stratului de Fe.

Ultima structură este practic identică din punct de vedere magnetic cu prima probă prezen-

tată la această metodă. Diferenţa constă ı̂n aceea ca ı̂ntre stratul de Co si stratul tampon de

39

Figura 3.11: Imaginea şi analiza AFM a structurii Si/Ru(30nm)/Co(3nm)/Ru(0.8nm).

-600 -400 -200 0 200 400 600

1.7776

1.7784

1.7792

1.7800

DR/R = 0.104%

R(O

hm

)

H ( Oe )

(4)

(2)

(3)

(1)

(2)

(4)

Co

Cu

Fe(1)

(3)

Figura 3.12: Variaţia rezistenţei electrice ı̂n funcţie de câmpul magnetic aplicat.

Ru, s-au depus 15 nm de MgO pentru a izola din punct de vedere electric stratul tampon de

partea activă a structurii, pentru a aveaun semnal magnetorezistiv mai mare. Structura probei

este astfel, Si/Ru(30nm)/MgO(15nm)/

Co(6nm)/Cu(6nm)/Fe(10nm)/Cr(2nm). Curba dependenţei rezistenţei de câmp este redată ı̂n

Fig.3.12. Se observă că ı̂mbunătăţirea semnalului nu s-a produs, din potrivă, acesta a scăzut la

∆R/R = 0.104%. De asemenea se mai poate observa prin comparaţie cu structura fără stratul

izolator, tranziţia dintre starea de rezistenţă ridicată spre cea de rezistenţă joasă se face mai

abrupt acum ı̂n prezenţa stratului de oxid. Acest fapt se poate pune tot pe seama calitătii

filmelor, dar ı̂n acest caz nu s-a făcut un studiu AFM care să confirme această ipoteză.

40

Concluzii

Scopul acestei lucrări a fost punerea ı̂n evidenţă a magnetorezistenţei gigant şi a cuplajului

dintre straturile feromagnetice ı̂n structurile multistrat. Pentru aceasta au fost preparate două

tipuri de structuri: AAF/NM/FM şi FM/NM/FM, prin două metode de depunere diferite,

epitaxie prin jet molecular şi evaporare ı̂n fascicol de electroni. Ultimul tip de structură a

fost elaborată doar prin evaporare ı̂n fascicol de electroni. Ambele tipuri de structuri au

prezentat atât fenomenul de magnetorezistenţă gigant precum şi, acolo unde a fost cazul, cel

de cuplare a straturilor magnetice. Astfel, valoarea raportului magnetorezistiv pentru proba

MgO/Pd(30nm)/Co(3nm)/Ru(0.8nm)/Co(5nm)/Au(4.5nm)/Fe(5nm)/Pd(1.5nm) preparată prin

MBE a fost de 0.34%. Pentru probele depuse prin evaporare ı̂n fascicol de electroni, Si/Ru(30nm)

/Co(3nm)/Ru(0.8nm)/Co(3nm)/Cu(6nm)/Fe(10nm)/Cr(2nm) şi Si/Ru(30nm)/Co(6nm)

/Cu(6nm)/Fe(6nm)/Cr(2nm), valoarea acestuia a fost de aproximativ 0.12%. Prin izolarea

electrică a structurii active de stratul tampon de Ru, prin introducerea unui film de MgO, nu

s-a ı̂mbunăţit valoarea raportului magnetorezistiv, dimpotrivă acesta a scăzut pentru proba

Si/Ru(30nm)/MgO(10nm)/Co(6nm)/Cu(6nm)/Fe(6nm)/Cr(2nm) la 0.10%. Acest fapt poate

fi pus pe de o parte pe seama creşterii rugozităţii şi/sau a discontinuităţii stratului izolator.

Diferenţa dintre raportul magnetorezistiv al structurilor depuse prin MBE, şi cele depuse prin

evaporare ı̂n fascicol de electroni poate fi explicată prin morfologia mai slabă a filmelor obţinute

prin evaporare, fapt susţinut şi de analizele AFM. Din punct de vedere al proprietăţilor magnet-

ice a antiferomagneţiolr artificiali obţinuţi prin cele două metode, diferenţa se menţine. Astfel,

câmpul de saturaţie pentru structura obţinută prin MBE este de aproximativ 10000 Oe, indicând

prezenţa unui cuplaj puternic, ı̂n timp ce pentru cealaltă, acesta este de doar 2500 Oe. Concluzia

acestui studiu este că proprietăţile magnetice şi electrice ale structurilor multistrat sunt puternic

dependente de morfologia filmelor constituente.

41

Bibliografie

[1] M. N. Baibich, et. al., Phys. Rev. Lett. 61, 2472 (1988)

[2] G. Binasch, et. al., Phys. Rev. B 39, 4828 (1989)

[3] S. S. Parkin, Phys. Rev. Lett. 64, 2304 (1990)

[4] M. Ziese, M. J. Thorton (eds.), Spin Electronics, Springer (2001)

[5] N. F. Mott, H. Jones, The Theory of the Properties of Metals and Alloys, Clarendon Press

(1936)

[6] A. Fert, I. A. Campbell, J. Phys. F, 6, 849 (1976)

[7] J. Mathon, J. Magn. Magn. Mater. 100, 527 (1991)

[8] J. Barnaś, A. Fuss, R.E. Camley, Phys. Rev. B 42, 8110 (1990)

[9] U. Hartmann (ed.), Magnetic Multilayers and Giant Magnetoresistance, Springer (2000)

[10] A. Barthélémy, A. Fert, Phys. Rev. B 43, 13124 (1991)

[11] M. A. Herman, H. Sitter, Molecular Beam Epitaxy, Springer (1988)

[12] S. Andrieu, Course de physique des surfaces, Universitatea ”H. Poincaré”, Nancy

[13] C.Tiuşan, et. al.,Phys. Rev. B 64, 104423 (2001)

[14] C. Tiuşan, et. al., Phys. Rev. B 61, 580 (2000)

[15] C. Tiuşan, Teză de doctorat, Universitatea ”Louis Pasteur”, Strasbourg (2000)

[16] M. Coldea, Electronica Solidului, Presa UBB Cluj-Napoca (2002)

42

[17] R. K. Nesbet, IBM J. Res. Develop., 4, 55 (1998)

[18] B. Dieny, et. al., J. Appl. Phys., 87, 3415 (2000)

[19] R. O’Handley, Modern Magnetic Materials, John Wiley (2000)

43