Магнитные свойства и локальные состояния ионов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo (стр. 10 )

Отметим, что если γ напыляемого компонента меньше γ предыдущего напыленного компонента, то пленка напыляемого компонента растет слой за слоем (буква р в таблице), в противном случае происходит островковый рост (буква н в таблице).

Все это влияет как на форму петель гистерезиса, так и на величины , и . Как видно из рисунков для образцов из серии Fe/Co/Mo значения намагниченности значительно выше, чем для образцов из серии Fe/Mo/Co. Увеличение значения Iso может быть связано с преобладанием островкового роста и образованием более мелких кластеров, магнитный момент на атом которых выше, чем в больших кластерах [[104]]

Рис3.49(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(12Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100	Рис3.49(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(12Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100
Рис3.50(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(14Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100	Рис3.50(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(14Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100
Рис3.51(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(16Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100	Рис3.51(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(16Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100
Рис3.52(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(18Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100	Рис3.52(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(18Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100
Рис3.53(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(21Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100	Рис3.53(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(21Å)Mo(12Å)Co(21Å)]*100

Так же как и в предыдущих сериях петли гистерезиса для МСР [Fe(xÅ)Mo(12Å)Co(21Å)]*100 (x=12,14,16,18,21) очень разнообразны. Кроме того, также наблюдается практически линейный рост намагниченности в больших полях (больше технического насыщения) как в плоскости образцов, так и перпендикулярно плоскости образцов.

По кривым намагничивания и петлям гистерезиса исследуемых образцов, снятых при комнатной температуре, были определены величины спонтанной намагниченности Iso в плоскости образцов и коэрцитивной силы. На рис.3.54 представлена зависимость спонтанной намагниченности в плоскости образцов для МСР Fe/Co/Mo и Fe/Mo/Co c переменной толщиной слоев Fe. Из рисунка видно, что для МСР Fe/Mo/Co значения намагниченности меньше чем для МСР Fe/Co/Mo, хотя состав образцов одинаков. Это может быть связано с тем, что в отличие от МСР Fe/Co/Mo в МСР Fe/Mo/Co преобладает послойный рост пленки, который может препятствовать кластеризации. Также в зависимости от последовательности напыляемых слоев может меняться размер и форма кластеров.

3.3.5 Исследование магнитных свойств МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(xÅ)]*100 (x=4,6,10,12,14,16,18,24)

Как уже отмечалось, первый напыляемый слой играет большую роль в дальнейшем формировании МСР. С целью выяснения влияния первого напыляемого слоя были получены МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(xÅ)]*100 (x=4,6,8,10,12,14,16,18,24)). На рис 3.57-3.62 представлены соответствующие кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Mo/Co/Fe с переменными толщинами слоев Fe

Рис3.57(а) Кривые намагничивания МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(6Å)]*100	Рис3.57(б) Петли гистерезиса МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(6Å)]*100
Рис3.58(а) Кривые намагничивания МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(10Å)]*100	Рис3.58(б) Петли гистерезиса МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(10Å)]*100
Рис3.59(а) Кривые намагничивания МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(12Å)]*100	Рис3.59(б) Петли гистерезиса МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(12Å)]*100
Рис3.60(а) Кривые намагничивания МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100	Рис3.60(б) Петли гистерезиса МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100
Рис3.61(а) Кривые намагничивания МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(16Å)]*100	Рис3.61(б) Петли гистерезиса МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(16Å)]*100
Рис3.62(а) Кривые намагничивания МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(18Å)]*100	Рис3.62(б) Петли гистерезиса МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(18Å)]*100

Рассмотрение петель гистерезиса показывает, что также как и для предыдущих серий образцов процессы намагничивания в магнитных полях H> (где -поле технического насыщения) в плоскости образцов и перпендикулярно плоскости образцов происходят совершенно различно и величины намагниченности при одних и тех же полях оказываются резко отличающимися. Для многих образцов также различаются и величины коэрцитивной силы.

При этом наблюдаются петли гистерезиса разнообразной формы:

а) вытянутые с малой величиной , но большой величиной .

б) перетянутые (когда ширина петель в центральной области гистерезиса оказывается меньше, чем на концах петель гистерезиса в области «клювиков».

в) с большой и малой величиной прямоугольности =(05-0,95)

Обращает также на себя внимание то обстоятельство, что в области внешних магнитных полей H> (область парапроцесса) наблюдается практически линейный рост намагниченности в плоскости МСР с большими величинами дифференциальной восприимчивости: При измерениях перпендикулярно плоскости образцов величины дифференциальной восприимчивости оказываются значительно большими, также отмечается безгистерезисный характер кривых, измеренных в данном направлении. Только для одного образца из этой серии, обладающего наибольшими значениями намагниченности насыщения и эффективной константы анизотропии, коэрцитивная сила в перпендикулярном направлении равна 152Э.

По кривым намагничивания и петлям гистерезиса исследуемых образцов, снятых при комнатной температуре, были определены величины спонтанной намагниченности Iso в плоскости образцов и коэрцитивной силы. На рис.3.63 представлена зависимость спонтанной намагниченности в плдоскости образца от толщины слоев Fe. На кривой Iso(t) наблюдается немонотонная зависимость спонтанной намагниченности осцилляционного типа с периодом 5Å, которая может быть обусловлена интерференционными эффектами делокализованных электронов в спейсере. Из рисунка 3.63 можно видеть, что значения спонтанной намагниченности для данной серии ниже чем для предыдущих. Только для образцов с толщиной железа равной 6Å и 14Å наблюдаются высокие значения спонтанной намагниченности, превышающие таковую для массивного железа (Iso(Fe) = 1710Гс при комнатной температуре).

На рис 3.64 представлена зависимость Hc от толщины слоев Fe. Обращают на себя внимание небольшие значения Hc в плоскости образцов у МСР из данной серии с переменной толщиной слоев Fe не превышающие 23Э.

Из петель гистерезиса, измеренных в плоскости образцов параллельно и перпендикулянрно полю напыления были определены величины эффективной константы анизотропии Keff. На рис 3.65 представлена зависимость Keff в плоскости oт толщины слоев Fe. Из рисунка видно, что зависимость носит немонотонный характер и коррелирует с зависимостью Hc в плоскости, что говорит об одноосном характере анизотропии. Максимальная величина Keff в плоскости оказалась 4*105 Эрг/см3 для МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100, что меньше, чем Keff для массивного железа (Keff(Fe) = 4.8*105 Эрг/см3). Keff, рассчитанная для направления перпендикулярно плоскости образца оказалась на два порядка больше, максимальное значение Keff в в этом направлении оказалось 1,4*107 Эрг/см3 для МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100.

§3.4. Магнитные состояния инов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo.

3.4.1 Исследование спектров Мессбауэра иЭПР для МСР

Магнитные состояния ионов Fe исследовались с помощью мессбауэровской спектроскопии и спектроскопии ЭПР. Зарядовое состояние ионов Fe определялось с помощью эффекта Мессбауэра, а спиновое состояние с помощью исследования спектров ЯГР и ЭПР.

Спектры ЯГР на ядрах 57Fe в МСР Fe/Co/Mo измерялись на мессбауэровском спектрометре в геометрии на поглощение резонансных γ-квантов при комнатной температуре в отсутствие внешнего магнитного поля. Источником являлся 57Со(Rh) с активностью ~20µKu. Образец был наподвижен, а источник двигался с постоянным ускорением. Регистрация γ-квантов осуществлялась пропорциональным счетчиком.

Одновременно с этим проводились измерения основных статических магнитных характеристик тех же самых образцов на вибрационном магнитометре при комнатной температуре.

Исследования спектров ЯГР и основных магнитных параметров МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100 проводились в исходном состоянии (после напыления) и после отжига при 450ºС в течение 1 часа в вакууме мм. рт. столба.

Исходный образец находился в рентгено-аморфном состоянии, так как на дифрактограмме обнаруживалось широкое гало в области 2θ=46º на излучении Cu (Kα). На рис.4.1 представлен ЯГР спектр на ядрах 57Fe МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100 в исходном состоянии

Подложка из слюды (мусковит) содержала небольшое количество атомов изотопа 57Fe. Поэтому восстановление функции p(H) производилось по разностному спектру = (спектр образца на слюде) – (спектр слюды). Образец не обогащался изотопом 57Fe, поэтому набиралось большое число отсчетов в каналах временного многоканального анализатора ЯГР спектрометра ( имп./кан.). Статистика набиралась в течение 35 суток.

Обращает внимание прежде всего малая величина эффекта %. Мессбауэровский спектр представляет собой суперпозицию слаборазрешенных широких линий поглощения, обусловленных наличием неэквивалентных положений ядер 57Fe с распределением сверхтонких магнитных полей, квадрупольных расщеплений и изомерных сдвигов. Экспериментальный спектр складывается из 4 распределений секстетов и двух дублетов с изомерными сдвигами -0,25мм/с и -1,34мм/с и с квадрупольными расщеплениями 0,75мм/с и 1,6мм/с соответственно. Восстановленная функция распределения сверхтонких магнитных полей на ядрах Fe57 p(H) представлена на рисунке 4.2, соответствующие значения <H1> = 192 кЭ, <H2> = 270 кЭ, <H3> = 345 кЭ, <H4> = 420 кЭ. В таблице 4.1 представлены параметры данных распределений секстетов (значения квадрупольных расщеплений Qs, изомерных сдвигов Is и относительной интенсивности 2(5) линии R).

Hf, кЭ	Qs, мм/с	δ, мм/с	R	ө, º
420	2.69	-1.57	4	90
345	0.77	-0.43	0.8	35
270	1.2	-0.3	2	54
192	-0.22	0.23	3	68

Дублеты в мессбауэровском спектре исходного образца обусловлены некубическим окружением ионов Fe. Исходя из теоретических и экспериментальных исследований сверхтонких магнитных полей на ядрах Fe57 в кластерах Fen, приведенных в работах [[105],[106],[107],[108],[109]], наиболее вероятные значения сверхтонких полей на кривой p(H) можно идентифицировать следующим образом: H1(192 кЭ) обусловлен ядрами Fe57, находящимися в различных состояниях димеров Fe2 (58%), H2(270кЭ) и H3(345кЭ) могут быть обусловлены ядрами Fe57 в соединениях FenKrm (n=2,3). Связи в такого рода соединениях могут быть Ван-дер Ваальсовы либо ковалентные за счет того, что Kr более электроотрицательный элемент в сравнении с Fe. В работе [[110]] теоретически и экспериментально было показано, что ионизированный димер Fe2+ намного более стабилен чем нейтральный димер Fe2. Величина сверхтонкого поля H4(420 кЭ) может говорить о наличии ионов в высокоспиновом состоянии [[111]].

Также был рассчитан угол ө между направлением γ-квантов и направлением локального магнитного момента атомов Fe. Так как относительная интенсивность 2(5) линии , отсюда для угла ө получается выражение . Как видно из таблицы, большинство углов больше 45º, а сверхтонкому полю 420кЭ соответствует угол 90º, т. е. локальные магнитные моменты ионов Fe дают больший вклад в плоскости образца, чем в направлении перпендикулярно плоскости образца.

Энергия сверхтонкого взаимодействия определяется как свойствами самого ядра, так и электромагнитными взаимодействиями, обусловленными окружающими ядро зарядами. Данную энергию можно разложить в ряд

Где E0 и Е2 –электрические монопольное и квадрупольное взаимодействия, М1 – магнитное дипольное взаимодействие. Изомерный сдвиг обусловлен зависимостью монопольного вклада в энергию кулоновского взаимодействия между ядром и электроном от среднеквадратичного радиуса () распределения ядерного заряда и, следовательно, изменением электронной плотности на ядре мессбауэровского атома в поглотителе. Это изменение в первую очередь может быть вызвано изменением зарядового состояния ядра, например (…). Эти состояния отличаются количеством 3d-электронов и, несмотря на то, что сами 3d - электроны не вносят заметного вклада в плотность заряда на ядре, но добавление 3d электрона вызывает размывание волновой функции 3s электронов, уменьшая плотность их заряда на ядре, что увеличивает изомерный сдвиг. [[112]]

При получении МСР в разряде с осциллирующими электронами в атмосфере Kr могут образовываться следующие типы кластерных образований: . В случае ковалентных связей нужно учитывать не только 3d, валентные s p орбитали, а также степень делокализации электронов в лигандах. В отличии от 3d орбиталей заполнение 4s орбиталей увеличивает плотность электронного заряда на ядре, и соответственно уменьшается изомерный сдвиг. Для изотопа Fe57 была выведена эмпирическая зависимость изомерного сдвига от числа валентных 3d и 4s электронов: [100], где изомерный сдвиг для иона с учетом только электронного остова. Таким образом, отрицательные значения изомерных сдвигов могут быть обусловлены ионами Fe3+ и Fe2+ при наличии ковалентных связей Fe с более электроотрицательным Kr.