Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА І. Эффект холла в ферромагнитных металлах (Литературный обзор) 10
I. Основные механизмы аномального эффекта Холла II
2. Зависимость аномального коэффициента Холла от удельного электросопротивления 16
3. Температурная зависимость коэффициента АЭХ. 23
4. Аномальный коэффициент Холла и его связь со структурой поверхности Ферми в железе, кобальте и никеле 30
5. О спиновой поляризации электронов проводимос ти в железе, кобальте и никеле 37
6. Динамика поляризованных электронов проводи мости в слоистых структурах нормальный ме талл - ферромагнетик 39
7. Эффект Холла в ферромагнитных пленках 42
8, Виды взаимодействий в двухслойных ферромаг нитных пленках 44
9. Контактные явления в двухслойных ферромаг нитных пленках 47
10. Постановка задачи исследования 53
ГЛАВА II. Методика эксперимента и технология изготовления слоистых пленочных образцов
I. Технология изготовления слоистых пленочных образцов 57
2. Установка и методика измерения холловского напряжения и электросопротивления в двух слойных ферромагнитных пленках 60
3. Методика эксперимента и определения гальва номагнитных параметров двухслойных ферро магнитных пленок 63
4. 0 точности измерения исследуемых величин 76
ГЛАВА III. Особенности эфмта холла в двухслойных ферромагнитных пленках
1 Эффект Холла в двухслойных ферромагнитных пленках 78
2. Эффект Холла в двухслойных ферромагнитных пленках 106
3. Эффект Холла в двухслойных ферромагнитных пленках 121
4. Эффект Холла в двухслойных ферромагнитных пленках пермаллоя и мо-пермаллоя 131
5. Переходы поляризованных электронов проводимости в слой меди в пленочных системах
142
Выводы 152
Заключение 154
Список литературы
- Зависимость аномального коэффициента Холла от удельного электросопротивления
- Динамика поляризованных электронов проводи мости в слоистых структурах нормальный ме талл - ферромагнетик
- Установка и методика измерения холловского напряжения и электросопротивления в двух слойных ферромагнитных пленках
- Эффект Холла в двухслойных ферромагнитных пленках
Введение к работе
Исследованию аномального эффекта Холла в ферромагнитных металлах и сплавах посвящено значительное число экспериментальных и теоретических работ. До настоящего времени не существует единой теории, которой удалось бы дать полное объяснение этому явлению. Именно с этим обстоятельством связан непрерывный интерес к теории аномального эффекта Холла (АЭХ), а также необходимость в экспериментальных исследованиях. Сравнительно недавно было доказано, что АЭХ в ферромагнитных металлах обусловлен релятивистским магнитным спин-орбитальным взаимодействием электронов проводимости при рассеянии на фононах, примесях, магнитных неоднородностях и дефектах решетки.
Связь коэффициента АЭХ со структурой поверхности Ферми имеет важное значение для изучения еще не до конца исследованных сейчас электронных спектров ферромагнитных металлов, знание которых необходимо для понимания любых физических процессов. Одним из основных вопросов АЭХ является определение знака и степени поляризации электронов проводимости, участвующих в формировании тока Холла. Иначе говоря, расчет недиагональной компоненты тензора электропроводности Єіи , обусловленно-го di- электронами, принимающими участие в кинетических аномальных эффектах.
В слоистых ферромагнитных пленках аномальные кинетические эффекты мало изучены. Исследования в этом направлении представляют значительный научный интерес.
Прежде всего в многослойных пленках сохраняется структура металлов, образующих слои. Далее, различного рода взаимодействия способны существенным образом изменить как магнитные^ так и электрические свойства связанных слоев. Например, в двойной ферромагнитной пленке в контактной области возможны переходы электронов проводимости из слоя в слой на глубину * равную длине свободного пробега. Если а- электроны принимают участие в обмене, то это изменит плотность 3d - состояний слоев и отразится на результатах исследований АЭХ в двойных пленках. В частности, в слое с предельной толщиной действия электронного обмена могут поменяться знак и величина коэффициента АЭХ, линейно зависящего от недиагональной компоненты тензора электропроводимости Є*у .Кроме того, определенное влияние на электронное состояние в приконтактной области обоих слоев может внести взаимодиффузия атомов. Это явление способно изменить степень локализации магнитных электронов и тем самым долю их вклада в проводимость.Последнее также может сказаться на величине и знаке компоненты б"х« тонкого слоя в двойной пленке. Следует учесть, что существование контакта в двойной пленочной системе обуславливает появление дополнительного механизма рассеяния на магнитных неоднородностях, связанного с флуктуациями величины магнитного момента. Они возникают из-за различия намагниченно-стей соседних слоев и также влияют на величину коэффициента АЭХ двойной пленки. Вышеперечисленные взаимодействия существенны только в тонких пленках и обнаружить их способен экспериментальный метод, чувствительный к изменению электронного состояния образца. Таковым является метод нормального эффекта Холла.
В массивных образцах влияние контактных явлений обнаружить трудно, поскольку вызванные ими изменения несущественны относительно их толщинных свойств.
Разнообразие свойств ферромагнитных пленочных систем и возможность путем изменения толщины и состава управлять их электрическими и магнитными параметрами, делает последние ин- тересными объектами, с помощью которых можно проверить ос-' новные представления о природе АЭХ. С другой стороны, сам факт изучения этого явления имеет самостоятельную важность, так как оно не исследовано в слоистых структурах ферромагнетик-ферромагнетик.
Настоящая работа посвящена детальному изучению АЭХ в двухслойных ферромагнитных пленках
Кроме того, способность АЭХ маркировать электроны проводимости по спину позволила на основании данных этого эксперимента исследовать переходы электронов из слоя в слой и другие явления в приконтактной области, которые влияют на величину и знак эдс Холла в двойных пленках.
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и списка цитированной литературы.
Первая глава имеет обзорный характер по теоретическим и экспериментальным работам о природе АЭХ в ферромагнитных металлах. Показаны противоречия в объяснении этого явления,суть которых заключается в том, какие из типов S - или d -электроны являются основными носителями аномального тока Холла. В соответствии, с этим определяется основной механизм спин-орбитального взаимодействия (СОВ) ответственный за возникновение АЭХ. В рамках S-cL модели ответственным за АЭХ считали асимметрию рассеяния - электронов на примесях,фононах и магнитных неоднородностях из-за несобственного типа СОВ. Зонная теория магнетизма рассматривает природу АЭХ только за счет собственного СОВ л- электронов при рассеянии на немагнитных примесях и фононах. Приведены различные методы определения доминирующего механизма рассеяния при образовании АЭХ. Показано, что в области высоких и низких температур зависимость коэффициента АЭХ от температуры справедлива для і обеих моделей ферромагнетизма. Взаимосвязь коэффициента АЭХ с удельным электросопротивлением тоже не решает вопроса об основном типе СОВ,
В этой же главе рассматривается взаимосвязь коэффициента АЭХ со структурой поверхности Шерми железа, кобальта и никеля. Предлагается схема определения знака Rs в зависимости от направления спина в фазовых объемах, охватываемых электронными и дырочными частями поверхности Ферми.
Приведены различные методики по определению знака спиновой поляризации электронов проводимости. Показано,что между свойствами массивных и пленочных образцов не существует принципиальной разницы. Изменения кинетических параметров тонких ферромагнитных пленок обусловлены либо толщиной,либо взаимодействиями с подложкой. В двухслойных пленках магнито-статические взаимодействия не влияют на величину АЭХ.
Подробно анализируется возможность переходов электронов проводимости через контакт между ферромагнитными слоями.
В заключении формулируется постановка задачи данной работы.
Вторая глава посвящена методике эксперимента и определению гальваномагнитных параметров в двухслойных ферромагнитных пленках. Приведена схема установки для измерения здс Холла и электросопротивления. Подробно описана технология изготовления образцов и методы измерения их параметров.
Методика определения холловской разности потенциалов в двухслойных ферромагнитных пленках с различными по знаку то-коносителями разработана впервые автором данной работы. Все возможные варианты при измерении холловского напряжения в этих образцах, которые не имеют места в однородных по толщине и составу пленках, подробно описаны и найдены выражения для определения этого параметра. Кроме того, составлены таблицы, с помощью которых по направлению магнитного поля, знаку потенциала, созданного асимметрией холловских контактов и направлению снимаемых напряжений, определяется знак аномального эффекта Холла. В заключении главы говорится о точности измерения исследуемых величин.
В третьей главе приведены результаты исследований АЭХ в двухслойных ферромагнитных пленках Fe-A/t , Со-fill и Fe-Co. Показаны особенности этого эффекта в зависимости от толщины магнитных слоев. Подробно исследуется действие контактных явлений на электрические и магнитные параметры одного из слоев в двойной пленке, толщина которого равна примерно длине свободного пробега электрона проводимости. Также рассмотрен АЭХ в двухслойных пленках пермаллоя и мо-пермаллоя с целью получения дополнительных фактов о роли сі- электронов, участвующих в явлениях переноса, в образовании АЭХ в этих системах. В конце главы показана возможность перехода d - электронов из ферромагнитного металла в нормальный по результатам измерений АЭХ в пленочных системах Nl-Сц .
В заключении диссертации приведены выводы данной работы.
Научная новизна:
Впервые исследован АЭХ в двухслойных ферромагнитных пленках. Щэи этом обнаружено его усиление по сравнению с одиночными слоями.
Впервые обнаружены переходы и. - электронов из слоя в слой с сохранением поляризации спинов.
Получена прямая информация о том, что в ферромагнитных металлах: (3) величина и знак коэффициента АЭХ определяются в ос- новном компонентой буи , а не <эх„ ; (4) носителями тока Холла является только d - элект- роны и поляризованные "дырки"; (5) заполнение 3d - полосы S - электронами не меняет магнитного момента и не способно увеличить значение Rs
Зависимость аномального коэффициента Холла от удельного электросопротивления
Появление поправок к столкновительному члену кинетического уравнения в высших борновских приближениях, в результате которых в его решэнии возникают линейные по СОВ члены,предполагает обязательное участие различных механизмов рассеяния в формировании АЭХ. Поэтому одной из первостепенных задач в экспериментальных и теоретических исследований АЭХ является установление связи между коэффициентом АЭХ Rs, отражающем особенности эффекта в исследуемом образце, и удельным электросопротивлением р . Последнее в ферромагнитных металлах имеет ряд специфических особенностей, которые проявляются в его более высоком значении по сравнению с нормальными металлами (например, с щелочными и благородными), а также в аномальном ходе температурной зависимости. Качественное объяснение возрастанию сопротивления переходных металлов дал Мотт [26] , предполагая, что S - электроны при столкновениях с фононами рассеиваются в 3 d - свободные состояния, переставая при этом участвовать в проводимости. Вероятность 5 - d -перехода тем больше, чем выше плотность 3cL - состояний на поверхности Ферми. Поэтому вклад в электросопротивление будет существенно изменяться в зависимости от заполнения 3d - полосы.
В первых теоретических работах [16, I7j , посвященных АЭХ, исходные представления базировались на рассмотрении собственного СОВ поляризованных носителей тока при асимметричном рассеянии их на немагнитных примесях. Авторы в своих работах учитывают только а-электроны внутренних оболочек,у которых средний магнитный момент единицы объема равен спонтанной намагниченности, т.е. последняя обусловлена нелокали-зованными d- электронами.
Латтинжером в fl7j впервые получена теоретическая формула для коэффициента К$ , в которой отражена связь его с Р в виде где Гх и 6 - диагональная и не диагональная компоненты тен - 18 зора электропроводности соответственно, J - удельное элект-росопротивление (ток идет по оси X, намагниченность ориентирована вдоль оси 2г ), о. и и - постоянные для данного металла, причем CL содержит только вклады от членов столкновения, а О -йот членов столкновения, и от полевого члена, Р -остаточное электросопротивление.
Следует иметь в виду, что эУу возникает при учете изменения матричных элементов скорости под влиянием СОВ. Она не зависит от времени релаксации и типа рассеивателей, а определяется только их наличием. Второй член в (5) по величине имеет значение в следующем порядке малости по сравнению с первым. Результаты fI7j по существу сводятся к линейной зависимости j?s от Р - примесной части электросопротивления. Латтинжер учел нарушение периодического потенциала присутствием примесей, которые явились единственной причиной рассеяния ЭП в результате кулоновского взаимодействия с ионами сплава. Выражение (5) справедливо для целого ряда бинарных сплавов. Знак коэффициента Rs в сплавах зависит, как считают авторы [17,27, 28] , не только от знака носителей тока и знака параметра по СОВ, но и от знака заряда иона примеси, т.е. потенциала рассеяния. Этот механизм может играть существенную роль в 3d -металлах с заметно коллективизированными cL - электронами. В работе Ґ29] показано, что знак Rs не меняется при изменении знака рассеивающего потенциала для большинства сплавов на основе железа и никеля. Авторы в [30J учли периодическую и непериодическую части СОВ без ограничения величины рассеивающего потенциала и нашли, что знак Rs зависит в основном от знака параметра по СОВ Aso , который определяется энергетической структурой компонентов сплава. В некоторых случаях /?$ и ASo могут иметь противоположные знаки. Исследованию АЭХ в сплавах посвящено значительное число экспериментальных и теоретических работ. Оказалось, что выражение (5) справедливо для случая рассеяния на примесях при относительно низкой температуре.
В области высоких температур необходимо учитывать рассеяние ЭП на фононах и магнитных неоднородностях, которые играют основную роль в температурной зависимости электросопротивления ферромагнитных металлов.
Количественную теорию эффекта Холла, учитывающую рассеяние поляризованных ЭП не только на немагнитных примесях, но и на фононах, как основном механизме рассеяния, дали впервые йрхин и Шавров f3l] . Ими получено значение RSf вообще не зависящее от рассеяния. Вероятно, недиагональная компонента тензора электропроводности 6ху имеет место и при рассеянии на фононах. Весь эффект СОВ в данном случае содержится в полевых членах кинетического уравнения. В работе показано, что в связи с неупругим характером рассеяния выполняется квадратичная зависимость Rs от электросопротивления.
Температурные исследования АЭХ, связанные с рассеянием ЭП фононами при учете однофононных членов в гамильтониане электрон-фононного взаимодействия, показали, что между Rs и р также существует квадратичная зависимость f32j . В такой же связи находятся Rs и р в чистых металлах и их сплавах в интервале температур выше дебаевской по данным эксперимента в f33-35] . Гуревич и Яссиевич [Зб] учли вклад в АЭХ от механизма рассеяния подмагниченных собственно ЭП на фононах для ферромагнитных кристаллов с центром инверсии и без него в элементарной ячейке. Авторами получена аналогичная зависимость RS(T) р (Т)
Динамика поляризованных электронов проводи мости в слоистых структурах нормальный ме талл - ферромагнетик
Почти все физические свойства металлов так или иначе зависят от поведения ЭП. Одним из способов изучения их свойств является исследование контактных явлений, существование которых предполагает возможность перехода электронов в соседствующие между собой металлы. В ранее известной теории Рудерманна-Киттеля [Ю2] показано, что в нормальном металле, граничащем с ферромагнитным, магнитная поляризация ЭП осциллирует, убывая по амплитуде, как квадрат расстояния от границы раздела слоев [ЮЗ] . Это не сопровождается изменением зарядовой плот ности. Если имеется ненулевая поляризация электронов на уровне Ферми, то это приводит к изменению энергии Ферми в магнитном поле. В результате возникает изменение контактной разности потенциалов, которая может быть измерена по отношению к немагнитному металлу [104, 105] .
В работе Дрейфуса и др. fl06j была сделана попытка теоретически показать существование неосциллирующей затухающей поляризации спинов ЭП, распространяющейся на большие расстояния в нормальном металле, соприкасающемся с ферромагнитным.
Первые опыты по проникновению спиновой поляризации ЭП в пленки палладия, меди и серебра, нанесенные на железную подложку, были проведены в [і 07 J с помощью эффекта Мессбауэра. В случае палладия такое проникновение происходит на расстояние 120 атомных слоев от подложки. Для меди и серебра эффект оказался слабее. Эта же методика была использована в [95j . При этом установлено,что через контакт двух металлов, один из которых является ферромагнитным, ЭП, переходя из ферромагнитного в немагнитный металл, сохраняют свою спиновую поляризацию В качестве объекта исследования использовались слоистые структуры, в которых слои чистого олова напылялись в вакууме между слоями железа. Максимальная глубина проникновения о спина в слой олова составляла 30 А.
В работах [108, 109] рассмотрен процесс туннелирования электронов из железа, кобальта, никеля и сплавов никеля через барьер АсгОъ в сверхпроводящий алюминий. Показано,что учет спинового расщепления электронов d - полосы, в указанных металлах, объясняет наблюдаемую на опыте спиновую поляризацию туннельного тока.
Ароновым в [ПО] обнаружено, что при пропускании тока через контакт ферромагнетик - нормальный металл-возникает ин жекция спинов, которая приводит к усилению сигнала ЭПР в ме таллах и к существенной поляризации ядер. Длина спиновой диффузии электронов достигает нескольких сантиметров. Автор считает,что спиновая инжекция позволяет в принципе изучить как свойства поляризованных электронов в немагнитном металле,так и особенности поверхности Шерми в ферромагнетиках, а также контактные явления.
В работе [ill] Бергман впервые провел исследования АЭХ в слоистых структурах, в которых тонкая ферромагнитная пленка наносилась на немагнитный металл. Показано, что в области контакта происходит перемешивание ЭП немагнитного металла с магнитными и- электронами ферромагнитной пленки. Измерения в [И2] показали, что в пленках железа и кобальта эти явления не наблюдаются, тогда как в никеле имеют место. В fill] подчеркнуто, что благодаря контакту между ферромагнитной пленкой и немагнитным металлом в последнем формируется АЭХ из-за перехода магнитных электронов. Они сохраняют компоненту скорости Vy , заданную в ферромагнитной пленке, до тех пор пока не будут подавлены нормальным металлом. Если его толщина превышает длину свободного пробега, то ток в направлении у не увеличивается. Варьируя толщину нормального металла, можно проследить за проникновением поляризованных ЭП и за их распространением в нем. По данным эксперимента, глубина проникновения спиновой поляризации составляет -j Ли ( /\и - длина свободного пробега ЭП в нормальном металле). Для индия ее значение не превышает о 240 А. В заключении автор показывает, что с помощью АЭХ можно маркировать ЭП по спину, а также использовать АЭХ, как самый надежный метод в изучении переходов электронов из слоя в слой в неоднородных по составу пленочных структурах.
Установка и методика измерения холловского напряжения и электросопротивления в двух слойных ферромагнитных пленках
Для исследования нормального эффекта Холла в двухслойных пленках использован ранее известный статический метод измерения эдс Холла на постоянном токе, который дает достаточно надежные результаты. Принципиальная схема установки приведена на рис.5. Измерение эдс Холла проводились потенциометри-ческим методом с помощью моста Р-ЗОб, позволяющего снимать разность потенциалов с точностью 10" вольта. В качестве индикатора использован гальванометр (Гг ) М 25/3 с постоянной по напряжению 0,33. 10 в/мм. Для создания первичного тока через пленку была применена батарея сухих элементов большой емкости (Bj). Величина тока контролировалась многопредельным миллиамперметром М 1107. Плотность тока во всех вариантах измерений слоистых пленок оставалась постоянной и равнялась 2А/мм . В цепь первичного тока был включен одинарно-двойной мост Р-329, с помощью которого измерялось магнитосопротивле-ние исследуемых пленок. В момент измерения сопротивления миллиамперметр отключался ключом К. С помощью переключателя К изменялось направление тока в образце.
При измерении эдс Холла и перпендикулярного магнитосоп-ротивления пленки в держателе помещались в поле электромагнита (ЭМ). Максимальное поле в зазоре 9 мм составляло 26 кГс. Питание электромагнита осуществлялось через трехфазный выпрямитель от силовой сети переменного тока. С помощью трех автотрансформаторов, включенных в цепь перед выпрямителем, менялась величина тока в электромагните, которая контролировалась многопредельным амперметром типа М 104. Градуировка электромагнита производилась в полях до 20 кГс прибором ИМИ-3, а в слабых полях веберметром. Коммутация тока в электромагните осуществлялась переключателем Kg. Для измерения плоского эффекта Холла и магнитосопротивления пленки помещались в поле колец Гельмгольца (КГ). Одна пара колец запитывалась от универсального источника стабилизированного напряжения УИП-І. С помощью реостатов К, и і\г изменялась величина тока в кольцах, которая фиксировалась амперметром (Aj) типа М 104. Максимальное поле составляло 500 эрстед. Питание второй пары колец, направление магнитного поля которых перпендикулярно полю первой пары колец, осуществлялось переменным током стандартной частоты 50 Гц. Величина тока задавалась вариатором РНО-220/6. При измерении сопротивления пленок мостом Р-329 в
-качестве индикатора нуля использован гальванометр ) М 196/2 с постоянной С =3,9 10 А/дел. Переключателем Kg первичный ток подавался либо к держателю в электромагните, либо в кольца Гельмгольца, в зависимости от того, куда помещалась кассета с исследуемой пленкой. G этого же держателя снималась исследуемая разность потенциалов, которая при статических измерениях ключом Kg подавалась на низкоомный потенциометр постоянного тока Р-306. При осциллографировании петель гистерезиса плоского эффекта Холла эдс, снимаемая с пленки с помощью переключателя К подавалась на вход У осциллографа СІ-І9 с двумя одинаковыми блоками усиления ЕПУ-І. Развертка петли по горизонтали осуществлялась переменным напряжением, снимаемым с безиндуктивного сопротивления /?а . Монтаж схемы произведен экранированным проводом с последующим заземлением. Это исключало влияние различного рода наводок со стороны внешних полей.
Статистический метод измерения эдс Холла в пленочных объектах требует тщательного термостатирования исследуемых образцов. Для этой цели пленка помещалась в специальную кассету, сделанную из органического стекла. Она имела вид рамки, закрытой с одной стороны. Пленка жестко закреплялась в рамке, а затем помещалась на столик, пазы в котором соответствовали ее размерам. Такая устойчивая система позволяла припаять к пленке симметрично подводящие провода, создать надежные контакты и уменьшала вероятность разбить стеклянную подложку.
Эффект Холла в двухслойных ферромагнитных пленках
Необходимо указать.на одну особенность, которая делает исследования АЭХ в таких слоистых системах интересными. Как известно из связи АЭХ со структурой поверхности Ферми в никеле и кобальте ["89 ] , знаки спиновой поляризации их CL- электронов проводимости совпадают и имеют отрицательное значение. В то же время знаки коэффициентов АЭХ в этих металлах противоположны. В никеле отрицательное значение спиновой поляризации ЭП определяет знак $ , чего нельзя утверждать для ферромагнитного кобальта. Особенности структуры его поверхности Ферми позволяют объяснить причину, почему знак Rs положителен. Из опытных данных и на основании теории f89] для кобальта с ГЦК решеткой, а именно в такой модификации находится кобальт в пленочном состоянии [I4l] , известно, что его фазовый объем, охватываемый дырочными частями, преобладает над фазовым объемом, охватываемым электронными частями, поверхности Ферми. Спины этих электронов и,дырок" направлены противоположно спонтанной намагниченности. Следовательно,преобладающими носителями тока Холла в кобальте являются электроны и "дырки" с отрицательной поляризацией спинов. Поскольку объем в пространстве импульсов, ограниченный поверхностью Ферми, точно пропорционален количеству ЭП в единице объема, то в кобальте концентрация "дырок" выше, чем концентрации электронов. Оба типа токоносителей вносят противоположные по1 знаку вклады в значение коэффициента АЭХ. Из-за высокой концентрации "дырок" Rs в кобальте принимает положительное значение. В никеле, как это было показано в предыдущем параграфе, соотношения между фазовыми объемами, охватываемыми дырочными и электронными частями поверхности Ферми с отрицательной поляризацией спинов, обратное. По этой причине его коэффициент s имеет отрицательное значение и тем самым показывает, что доля участия его поляризованных электронов в токе Холла выше, чем в кобальте.
Прежде чем перейти к рассмотрению результатов исследований АЭХ в CO-A/L , вначале определим типы электронов, участвующих в электронном обмене со стороны каждого слоя. Для этого сравним времена релаксации CL - электронов обеих За. - подполос в никеле и кобальте. Расчет, проведенный по данным работы [I37J , показал, что время релаксации электронов 3 CL - подполосы у обоих металлов на порядок меньше, чем Зся - подполос. t(tli) 0,05 10 сек., йіщ = 0,26 ДГ14 сек., f(Co)= 0906- КГ14 сек., ІССо) »66» Ю" сек. Следовательно, подвижность 3d -электронов очень мала и по этой причине наиболее вероятными участниками электронного обмена в двухслойных пленках будут 4S - и 3 с{ - электроны. В Co/C в контактной области должен происходить обмен ЭП с одинаковым знаком и различной степенью поляризации спинов.
Теперь предпримем попытку логически определить, какие ожидаются изменения в гальваномагнитных параметрах тонкого слоя кобальта (толщина порядка длины свободного пробега ЭП), вызванные электронными переходами, при нанесении его на толстый слой никеля/ (толщина в несколько раз превышает длину свободного пробега ЭП). Для этого воспользуемся схемой, приведенной на рис.11 из параграфа I. Из схемы видно, что уровень Ферми у кобальта проходит ниже максимума кривой Зс -плотности состояний и характеризуется положительным значением квантового магнитного числа /Ті . У никеля (П имеет отрицательное значение. Согласно теории [illj знаки числа ІУІ и коэффициента R$ в ферромагнитных металлах совпадают. В двойной пленке do-НІ переходы 3ct .. электронов из слоя никеля в слой кобальта должны сопровождаться их рассеянием в 3 СІ _ свободные состояния, которые разрешены и в соответствий со схемой наиболее вероятны, т.к.,во-первых, уровень Ферми у кобальта лежит ниже, чем у никеля, во-вторых, ширина полосы проводимости в кобальте содержит все состояния, разрешенные в никеле. Электронный обмен снизит плотность -свободных состояний в пленке кобальта и, таким образом, уменьшит количество токоносителей дырочного типа. Заполнение За - полосы в слое кобальта изменит соотношение между величинами фазовых объемов, охватываемых электронными и дырочными частями поверхности Ферми. Это сместит уровень Ферми в положение, соответствующее отрицательному значению.числа /71 . Знак Rs слоя кобальта также должен поменяться на отрицательный. Вместе с этим, заполнение 3 oL - подполосы снизит величину его магнитного момента. Экспериментально, выше перечисленные изменения в электронной структуре слоя кобальта, должны отразиться на положении и ходе кривой зависимости Єх(&) , снятой с Со-УС
