Магнитные свойства и локальные состояния ионов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo (стр. 11 )

Известно, что в сплавах Fe-Mo при отжиге в вакууме ~ при температуре 550ºС происходит образование кластеров Мо [[113]] , поэтому для отжига МСР была выбрана температура 450ºС, при которой энергия (kT=58мэВ) достаточна для энергетичеких переходов кластеров, но при которой кластеры не разрушаются. На рис 4.3 представлен Мессбауэровский спектр [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100 после отжига. Рассчитанный спектр складывается также как и для образца в исходном состоянии из 4 распределений секстетов и двух дублетов с изомерными сдвигами -0,25мм/с и -1,2мм/с и с квадрупольными расщеплениями 0,75мм/с и 1,3мм/с соответственно. Из них восстановлена функция p(H) (рис 4.4), на которой выделяются пики, соответствующие значениям <H1> = 202кЭ, <H2> = 250 кЭ, <H3> = 340 кЭ, <H4> = 430 кЭ. В таблице 4.2 представлены параметры данных распределений секстетов (значения квадрупольных расщеплений Qs, изомерных сдвигов Is и относительной интенсивности 2(5) линии R и углы ө между направлением γ-квантов и направлением локального магнитного момента атомов Fe).

Hf, кЭ	Qs. Мм/с	Is, мм/с	R	ө, º
430	2.8	-1.4	4	90
340	0.77	-0.55	0.8	35
250	1.6	-0.4	2	54
202	-0,7	0,6	4	90

Для определения магнитных и спиновых состояний ионов Fe и Со в кластерных образованиях были проведены исследования эпр спектров). ЭПР спектры регистрировались на спектрометре ELEXY S-506 (Brucker) на частоте 9,9ГГЦ с разверткой по полю в диапазоне (0-10000Э). Величина резонансного поля определялась по точке прохождения через ноль сигнала , где E – интенсивность спектра поглощения. Спектры ЭПР для образца [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100 измерялись при комнатной температуре в исходном состоянии образца и после отжига в двух геометриях:

1.Направление внешнего разворачивающего постоянного поля Ho лежит в плоскости образца.

2 Направление внешнего поля Ho лежит перпендикулярно плоскости образца.

Спектры ЭПР образца [Mo(12Å) Fe(14Å) Co(21Å)]*100 измерялись при температурах 110К и 300К в трех геометриях:

1.Направление внешнего поля Ho лежит в плоскости образца параллельно полю напыления.

2.Направление внешнего поля Ho лежит в плоскости образца перпендикулярно полю напыления.

3.Направление внешнего поля Ho лежит перпендикулярно плоскости образца.

Эта методика, в отличии от ФМР позволяет определять величины с большой точностью. Рассмотрим уравнение движения для магнитного момента частицы:

где (ЭПР)

И намагниченности

(ФМР), где

- дипольное поле, - поле анизотропии, -внешнее постоянное поле, -внешнее высокочастотное поле. Таким образом, в уравнении движения для намагниченности -неизвестный параметр, а в случае ЭПР -локальное поле, действующее на магнитный момент частицы совпадает с развертывающим полем и известно с большой точностью.

Известно, что эффективный g-фактор определяется волновой функцией, описывающей поведение частицы с в веществе: и его величина зависит от состояния i-ой частицы. Анизотропия эффективного g-фактора, т. е. его зависимость от направления приложенного магнитного поля Ho обусловлена тем, что спин зачастую не является независимой величиной. Взаимодействия с окружением, например, наличие спин-орбитальной связи, может изменить реакцию на магнитное поле, т. к. изменения, происходящие в орбитальной волновой функции, отражаются также и на спиновые состояния.

В работе [[114]] теоретически показано, что -тензорная величина и имеет орбитальный и спиновый вклады в случае сильного спин-орбитального взаимодействия, при этом орбитальный вклад определяется состоянием d-орбиталей.

На рис. 4.4 и 4.5 представлены первые производные ЭПР-спектра МСР [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(14Å)]*100 до отжига и после отжига при направлении внешнего поля Ho параллельно и перпендикулярно плоскости образца, снятые при комнатной температуре. Соответствующие -факторы даны для различных резонансов. В спектре этого образца в исходном состоянии отмечается наличие 6 резонансов и большие величины (16.3, 11.4, 8.2, 7.64, 7.16, 6.34) при. Ho, лежащем в плоскости образца. В перпендикулярном направлении (рисунок 4.5 до отжига) также отмечается наличие 6 резонансов, только в больших полях >2000Э и соответствующие им величины =(1.7,1.3, 1.22, 1.15, 0.94, 0.86). Наличие шести резонансов связано, по-видимому с тем, что ионы Fe, Co и Мо могут находиться в различных спиновых состояниях в различных окружениях, отличающихся степенью ромбоэдричности E/D. Большие величины >8 свидетельствуют о том, что в образце существует большой вклад в намагниченность за счет орбитальных моментов ионов Fe, Co, Mo и значительная величина спин-орбитальных взаимодействий [[115]].

Как видно из рисунков 4.4 и 4.5 после отжига уменьшается степень анизотропии , а также повышается степень металличности и ЭПР спектр образца, становится похож на ФМР.

На рисунках 4.6, 4.7 представлены первые производные ЭПР-спектра МСР [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 измеренные при температурах 110К и 300К в трех геометриях. На кривых, измеренных при комнатной температуре при направлении отмечаются следующие резонансы: =(9.25; 8.38; 6.73; 4.8) (для Ho в плоскости образца II полю напыления), =(8.77; 7.69; 5.09; 4.78) (для Ho в плоскости образца _I_ полю напыления), =(3,39; 2,64; 2,02) (для Но перпендикулярно плоскости образца). На кривых, измеренных при температуре 110К отмечаются следующие резонансы: =(9.96; 8.6; 6.4) (для Ho в плоскости образца II полю напыления), =(9.74; 8.32; 6.9; 5.7) (для Ho в плоскости образца _I_ полю напыления). Обращает на себя внимание тот факт, что при Но _I_ плоскости образца при температуре 110К отсутствует сигнал ЭСР. Это может быть обусловлено тем, что в данном направлении при данной температуре спины находятся в таком состоянии, что величина поля недостаточна для того, чтобы наблюдать энергетические переходы. Таким образом, можно сделать вывод, что в температурном интервале 110-300К произошел переход с изменением спиновых состояний ионов.

Форма спектра ЭПР данного образца похожа на спектр металлических комплексных соединений, содержащих при степени ромбоэдричности E/D≈0.3, представленных в работе [[116]]. В этой работе наблюдались сигналы ЭПР, соответствующие =9.7 и 4.3. В работах [[117]][[118]][[119]][[120]][[121]] теоретически и экспериментально исследовались ионы в высокоспиновом состоянии (S=5/2) в ромбических полях лигандов в различных материалах (стеклах, координационных соединениях, металлопротеинах). Наблюдались сигналы ЭПР, соответствующие различным значениям . В работе наблюдали значения достигающие 24, данные значения авторы относят к наличию точечнымх дефектов типа , где Х-лиганд.

В работах [[122]],[[123]], исследовали с помощью ЭПР различные комплексы в высокоспиновом состоянии в различных окружениях низкой симметрии. Они наблюдали следующие величины =5,7; 3,9; 2,16.

4.2 Температурные зависимости намагниченности МСР Fe/Co/Mo.

Для того, чтобы уточнить спиновые и зарядовые состояния ионов переходных элементов Fe, Co и Мо в исследуемых образцах были проведены измерения температурной зависимости намагниченности и петель гистерезиса некоторых образцов МСР от температуры жидкого азота (77К) до комнатной (300К). Поскольку исследуемые образцы могут представлять собой комплексные образования переходных элементов Fe, Co и Мо с Kr, в них должно может наблюдаться явление кроссовера [[124]]. На рис 4.8 представлена температурная зависимость намагниченности ZFC-FC (zero field cooling-field cooling) для образца [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(12Å)]*100. Сначала образец размагничивался переменным полем с уменьшающейся амплитудой, затем охлаждался до 70К, далее проводились измерения при увеличении температуры (ZFC) в поле 100Э, а затем проводились измерения при понижении температуры (FC). Такое температурное поведение свидетельствует о наличии антиферромагнитного взаимодействия между слоями, так как на кривых виден максимум намагниченности в районе 170К, что может объяснять небольшую намагниченность насыщения для данного образца равную 1200Гс. Имеющийся температурный гистерезис по намагниченности может быть объяснен не полностью скомпенсированным антиферромагнетизмом, т. е. наличием ферримагнитных взаимодействий. Обращает на себя внимание ход кривых в температурном интервале от 77 до 120 К. Такая зависимость намагниченности от температуры по-видимому обусловлена наличием дальнодействующего диполь-дипольного взаимодействия между кластерными образованиями, которое проявляется в большей степени при низких температурах. На рис 4.9 представлены зависимости дифференциальной восприимчивости от поля при температурах 100К и 300К для данного образца. Из рисунков видно, что при температуре 100К наблюдаются два пика дифференциальной восприимчивости, обусловленные, возможно, квантовым туннелированием между различными спиновыми состояниями соединений [[125],[126],[127],[128]]. Для образцов с более высокими значениями Is0 кривые зависимости намагниченности от температуры имеют несколько другой характер. На рис 4.11 представлена зависимость намагниченности от температуры для образца

Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(23Å)]*100, для которого Isо=1550Гс. Данная зависимость измерялась на предварительно размагниченном образце в поле 5Э. Из рисунка видно, что намагниченность неравномерно растет вплоть до 300К, отмечаются по крайней мере 4 области, где наблюдается неравномерность. Такое поведение может быть обусловлено переходом спинов ионов Fe или Со из низкоспинового (LS) состояния в высокоспиновое состояние (HS)[[129]][[130]]. На рис 4.12 представлена температурная зависимость намагниченности того же образца в поле 50Э. Она имеет совершенно другой характер. Такое изменение хода кривой намагниченности от температуры при различных полях измерений может также говорить о переходе ионов Fe и Co из одного спинового состояния в другое. Для данного образца петли гистерезиса даже при комнатной температуре имеют несколько ступенек, которые могут быть связаны с квантовым туннелированием между различными спиновыми состояниями кластерных образований. На рис 4.13 представлены петли гистерезиса образца [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(23Å)]*100, измеренные в различных температурах. Из рисунка видно, что при уменьшении температуры коэрцитивная сила увеличивается и изменяются поля, при которых происходят скачки намагниченности. Для более точного определения положения этих скачков по петлям гистерезиса были построены зависимости дифференциальной восприимчивости от поля (рис 4.14). Из рисунков видно, что кривые симметричны относительно нулевого поля и при уменьшении температуры поля скачков увеличиваются.

На рисунке 4.15 показана температурная зависимость намагниченности МСР [Fe(10Å)Со(7,8Å)Мо(23Å)]*100 , измеренная _I_ плоскости образца при различных магнитных полях. Обращает на себя внимание тот факт, что при измерениях перпендикулярно плоскости образца переход происходит при более высоких полях. Из рис 4.15 видно, что в поле 50Э происходит небольшой рост намагниченности от температуры, что может быть обусловлено наличием ферримагнитного взаимодействия, а также переходом из низкоспинового в высокоспиновое состояние ионов Fe и Co. В поле 100Э намагниченность падает при увеличении температуры, так как в данном поле преобладает суперферромагнитное взаимодействие, обусловленное дальнодействующим диполь-дипольным взаимодействием между кластерными образованиями. В поле 2000Э также происходит падение намагниченности с ростом температуры. Следует отметить, что кривая зависимости намагниченности от поля в данном направлении (рис. 4.16) носит практически безгистерезисный характер, но присутствует небольшая петля гистерезиса при малых полях, что по-видимому обусловлено существованием (canted AFM) неколлинеарного ферримагнитного взаимодействия межу спинами ионов Fe, Co. Были проведены измерения температурной зависимости намагниченности для образца [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100, имеющего рекордное значение намагниченности насыщения 4800Гс. На рис 4.17 представлена зависимость I(T) ZFC-FC (zero field cooling-field cooling) для образца [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100. Сначала образец размагничивался переменным полем с уменьшающейся амплитудой, затем охлаждался до 77К, далее проводились измерения при увеличении температуры (ZFC) в поле 16Э, а затем проводились измерения при понижении температуры (FC).

Кроме того, были проведены исследования зависимости намагниченности от температуры в поле 500Э (рисунок 4.18). На рисунке 4.17 отмечается рост намагниченности в области температур 70-150К, такое поведение может быть обусловлено переходом из низкоспинового состояния ионов Fe и Co (LS) в высокоспиновое состояние (HS) (по литературным данным [[131],107] переход из состояния в происходит в области 120К), когда образец переходит в ферромагнитное состояние.

Основные результаты и выводы.

1. Методом катодного распыления в разряде с осциллирующими электронами впервые синтезированы на подложке из слюды (мусковит) образцы трехкомпонентных магнитных сверхрешёток на основе Fe/Co/Mo. Были синтезированы следующие образцы:

1. С переменной толщиной слоев Мо [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(xÅ)]x100, x=4.7,6.8,10,12,14,16,18,20,23,26

2. С переменной толщиной слоев Со [Fe(10Å)Co(xÅ)Mo(12Å)]x100, x=4,6,10,12,14,16,18,21,24,27,30,33,36

3. С переменной толщиной слоев Fe [Fe(xÅ)Co(21Å)Mo(12Å)]x100, x=4,6,8,10,12,14,16,18,21,24

4. С переменной толщиной слоев Fe и изменением порядка напыления слоев [Fe(xÅ)Mo(12Å)Co(21Å)]*100, x=12,14,16,18,21

5. С переменной толщиной слоев Fe и изменением первого напыляемого слоя [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(xÅ)]*100, x=4,6,8,10,12,14,16,18,24

2. Проведены исследования основных магнитных характеристик при комнатной температуре всех образцов МСР на основе Fe/Co/Mo. Измерения намагниченности и петель гистерезиса образцов проводились в плоскости образцов (при этом измерения в плоскости проводились дважды: в первом случае направление внешнего магнитного поля было перпендикулярно направлению магнитного поля при напылении («поперек поля напыления»), а в другом – параллельно ему («вдоль поля напыления»)) и перпендикулярно плоскости образцов

3. Для образцов [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(xÅ)]x100; x=(4.7-26) обнаружены немонотонные зависимости осцилляционного характера спонтанной и остаточной намагниченности от толщины слоёв молибдена с периодом порядка 5Å. Эти осцилляции могут быть обусловлены вариациями обменных взаимодействий в соответствии с механизмами РККИ.