Магнитные свойства и локальные состояния ионов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo (стр. 6 )

2.  наличие различных неэквивалентных локальных положений магнитных моментов ионов Fe по величинам сверхтонких магнитных полей на ядрах 57Fe.

3.  наличие локальных положений ионов Fe с различной симметрией окружения отличной от кубической по существованию квадрупольных взаимодействий.

4.  направления локальных магнитных моментов ионов Fe по относительной интенсивности линий секстетов в Мессбауэровском спектре.

§2.7 Метод магнитно-силовой микроскопии.

Исследования структуры и магнитного состояния поверхности сверхрешеток проводились при комнатной температуре методом статической магнитно-силовой микроскопии (С МСМ) на сканирующем зондовом микроскопе Solver-PRO компании NT-MDT в центре коллективного пользования физического факультета МГУ. Простейшая схема работы микроскопа приведена на рисунке 2.12.

Для получения изображения структуры поверхности образца образец помещается на пьезоэлектрическое сканирующее устройство, которое перемещает образец под зондом для выбора нужного места сканирования. Для контроля расстояния между зондом и образцом организована система обратной связи: формируется разностный сигнал, пропорциональный величине ΔP = P – Po (где P – параметр взаимодействия зонда с поверхностью образца, Po - величина, задаваемая оператором), который усиливается до нужной величины и подается на датчик положения зонда. Датчик отрабатывает данный разностный сигнал, приближая зонд к поверхности или отодвигая его до тех пор, пока разностный сигнал не станет равным нулю. Таким образом, можно поддерживать расстояние зонд-образец с высокой точностью. В современных зондовых микроскопах точность удержания расстояния зонд-поверхность достигает величины ~ 0.01 Å. Вся эта информация поступает в компьютерную систему и должным образом обрабатывается до получения изображения.

В МСМ для отделения «магнитного» изображения от изображения рельефа поверхности используется двухпроходная методика. На первом проходе определяется рельеф поверхности по контактному или прерывисто-контактному ("пролуконтактному") методам, на втором проходе кантилевер приподнимается над поверхностью на расстояние zo и осуществляется повторное сканирование в соответствии с запомненным рельефом каждой линии сканирования. В результате на втором проходе расстояние между сканируемой поверхностью и закрепленным концом кантилевера поддерживается постоянным, что обеспечивает чувствительность кантилевера к изменениям магнитной силы. Необходимо, чтобы при этом расстояние зонд-поверхность zo на втором проходе было достаточным, чтобы пренебречь силами Ван-дер-Ваальса по сравнению с дальнодействующими магнитными силами. В соответствии с этим методом изображение рельефа и магнитная картина могут быть получены одновременно.

В МСМ исследование микрорельефа поверхности и ее локальных свойств проводится с помощью специальным образом приготовленных зондов в виде игл с магнитным покрытием. Рабочая часть таких зондов (острие) имеет размеры порядка десяти нанометров. Характерное расстояние между зондом и поверхностью образцов в зондовых микроскопах по порядку величин составляет 0,1нм–10 нм. В основе работы зондовых микроскопов лежат различные типы взаимодействия зонда с поверхностью.

Глава 3.

Экспериментальные результаты и их обсуждение.

§3.1. Исследование поверхности образцов.

Важную роль в формировании морфологии слоев МСР играет структура поверхности подложки. В настоящей работе в качестве подложки использовалась слюда, так как измерения намагниченности одних и тех же образцов, напыленных на оптически полированное стекло, на ситал и на слюду, показали, что величина Iso(на слюде)> Iso(на стекле)> Iso(на ситале).

Были проведены исследования поверхностной структуры МСР. На рисунке 3.1 представлены результаты исследований образца [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 с помощью металлографического микроскопа MИM-7 с разрешением 2500Å. На рисунке отчетливо выделяются образования различных размеров и форм, также видны квазиодномерные нити. Возможно, они сформировались за счет того, что на поверхности слюды присутствует большое количество структурных неоднородностей: выступов и террас. Были проведены более детальные исследования структуры поверхности того же образца с помощью сканирующего зондового микроскопа Solver PRO НТ-МДТ (ЦКП Физический факультет) (рисунок 3.2). Из рисунка видно, что поверхность представляет собой островковую структуру, островки расположены более или менее упорядоченно и имеют эллиптическую форму (вытянуты вдоль направления поля напыления). Характерные размеры мелких островков примерно 400*1200 Å, также есть крупные образования 6000*4000 Å

Были проведены исследования поверхности других образцов МСР с помощью сканирующего зондового микроскопа (Solver PRO HT-MDT, кантилевер NSG01/Co). На рис 3.3(а, б,в) представлен участок поверхности образцоа [Mo(12Å)Co(21Å)Fe(16Å)]*100, снятый контактным методом в режиме атомного силового микроскопа. Из рисунка видно, что островки имеют эллиптическую форму (вытянуты вдоль направления поля напыления). Характерные размеры: в направлении, перпендикулярном магнитному полю напыления, d(H_|_) ~ 400-800 Å, в направлении магнитного поля напыления d(H|| ) ~ Å, высота островковых образований h(z)~ (20÷100)Å.

На рис. 3.4(а, б,в) представлен участок поверхности образца [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(23Å)]100, снятый контактным методом в режиме атомного силового микроскопа. Из рисунка видно, что островки упорядоченно расположены и также имеют эллиптическую форму (вытянуты вдоль направления поля напыления). Характерные размеры: в направлении, перпендикулярном магнитному полю напыления, d( H_|_) ~ 500-700 Å, в направлении магнитного поля напыления d( H || ) ~ Å, высота островковых образований h(z) ~ (20÷70)Å.

Также была изучена поверхность образца [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100, спонтанная намагниченность которого достигает 4800Гс. Структура поверхности отличается от таковой для остальных исследованных образцов. На рис 3.5 изображен участок поверхности образца [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100, на котором видны редко расположенные крупные вытянутые образования с размерами d(H_|_) ~ Å, в направлении магнитного поля напыления d(H|| ) ~ Å, высота островковых образований h(z) ~ (100÷150)Å. Данные образования расположены на поверхности, состоящей из густорасположенных более мелких островков сферической формы с размерами d ~ 400-800 Å. Кроме того из рис. 3.6 видно, что островки выстраиваются в упорядоченные ряды.

в)	в)
Рис.3.5 изображение участка поверхности образца [Fe (18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 а) трехмерное изображение б) двумерное изображение 2*2мкм в) распределение по размерам кластерных образований вдоль линии, обозначенной на б)	Рис.3.6 изображение участка поверхности образца [Fe (18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 а) трехмерное изображение б) двумерное изображение 2*2мкм в) распределение по размерам кластерных образований вдоль линии, обозначенной на б)

§3.2.Рентгенографические исследования структуры осаждаемых слоев в МСР Fe/Co/Mo.

Структурные исследования толстых пленок железа, кобальта и молибдена на подложке из стекла проводились на рентгеновском компьютеризированном дифрактометре ДРОН-ЗМ с графитовым монохроматором на рассеянном излучении. Использовалась рентгеновская трубка с медным анодом Cu (Kα) c λ=1,542 Å. Съёмка дифрактограмм производилась при комнатной температуре методом «по точкам». Регистрация импульсов в «точке» осуществлялась в течении 30 секунд, сканирование по углу (2θ) через каждые 0,25ْ .

Исследовались следующие образцы:

1. Пленка из чистого железа толщиной ~9000 Å на стекле.

2. Пленка из чистого кобальта толщиной ~11.600Å на стекле.

3. Пленка из чистого молибдена толщиной ~7000 Å на стекле.

Все плёнки напылялись в одинаковых условиях методом катодного распыления с осциллирующими электронами, на рис 3.7; 3.8; 3.9; представлены соответствующие дифрактограммы. Отметим следующие особенности:

а) все линии уширены

б) все исследованные плёнки поликристаллические.

Плёнка их чистого железа представляет собой ОЦК структуру с постоянной решётки а(Fe)=3,02 Å, что значительно превосходит а для массивного чистого железа(а=2,865 Å) , ∆а=0,155 Å. Идентификация рефлексов плёнок из чистого Co и Мо показала, что обе плёнки обладают ГЦК структурой с постоянными решёток а(Со)=4,24 Å, а(Мо)=4,21 Å.

Были определены размеры областей когерентного рассеяния рентгеновского излучения (кристаллитов) L в Å, используя методику, приведённую в статье [[73]]. Для кубических кристаллов при отсутствии микронапряжений или их малости величина L определяется следующим соотношением:

L= λ/(β*cosθ), где λ– длина волны рентгеновского излучения, β – ширина рефлекса в единицах 2θ (в радианах), θ – дифракционный угол.

Для пленки из чистого железа L110=40 Å, L200=50Å

Для пленки из чистого кобальта L111=80 Å, L200=40 Å, L220=80Å

Для пленки из чистого молибдена L111=90 Å, L200=80 Å, L220=60Å

Осаждаемые плёнки из данных металлов при данных условиях напыления состоят из нанокристаллов, которые имеют некоторые изменения в определённых направлениях: 40Å<L(hkl)<90Å.

Рентгенографические исследования образцов МСР, напыленных на слюду, проводились на излучении Cu (Kα) c λ=1,542 Å на дифрактометре «STOE STADI P» в центре коллективного пользования физического факультета МГУ. Все образцы МСР на подложке из слюды оказались рентгено-аморфными, поскольку проведенные рентгенографические исследования не выявили наличие когерентных рефлексов. На дифрактограммах МСР, отмечаются лишь сильные рефлексы от плоскостей слюды в области углов 2 θ (37ْ, 46ْ, 56ْ, 67ْ).

§3.3. Изучение основных магнитных свойств сверхрешёток

Основные магнитные характеристики (спонтанная намагниченность Iso, остаточная намагниченность Ir, коэрцитивная сила Hc, эффективная константа анизотропии Keff) исследуемых образцов сверхрешёток были получены путём обработки соответствующих кривых намагничивания и петель гистерезиса. Измерения проводились на автоматическом вибрационном магнетометре, позволяющем проводить измерения намагниченности с точностью до 2·10–7 e. m.u. (Гс*см3) в магнитных полях до ±15кЭ. Величина магнитного поля во время измерений изменялась по специально подобранной функциональной зависимости от времени, так, чтобы густота экспериментальных точек была больше в слабых магнитных полях.

Калибровка вибрационного магнетометра по величине спонтанной намагниченности проводилась по измерениям спонтанной намагниченности тонкой отожжённой фольги Ni (чистота 99,9%) того же самого диаметра (d=7mm), что и исследуемые образцы и в тех же самых условиях, в каких измерялись образцы Fe/Co/Mo (геометрия, держатели образцов, температура).

Измерения намагниченности и петель гистерезиса образцов проводились в следующих условиях:

А) Направление внешнего магнитного поля в зазоре электромагнита находится в плоскости образцов (в дальнейшем будем называть это измерениями «в плоскости образца»). 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»)

Б) Направление внешнего поля перпендикулярно плоскости образца (в дальнейшем будем называть это измерениями «перпендикулярно плоскости образца»).

Измерения кривых намагничивания и петель гистерезиса проводились в основном при комнатной температуре. Однако для некоторых образцов МСР Fe/Co/Mo проводились измерения температурных зависимостей намагниченности в диапазоне температур от 78К до 300К.

Некоторые измерения кривых намагничивания и петель гистерезиса при различных температурах, а также измерения температурных зависимостей намагниченности проводились на вибрационном магнитометре Lakeshore с максимальной чувствительностью Гс*см3 на кафедре магнетизма физического факультета МГУ.

3.3.1 Магнитные моменты атомов в кластерах ..

Для практического применения кластеров в качестве функциональных элементов спиновой электроники зачастую необходимо, чтобы они обладали повышенными значениями спонтанной намагниченности и константы магнитной анизотропии. Эти величины главным образом определяются значениями локальных характеристик i-го атома (i=1….n) кластера: его локальным моментом и локальной симметрией, определяющей величину спин-орбитального взаимодействия этого атома и, следовательно, ее локальную магнитную анизотропию . При этом магнитный момент кластера равен , где направления локальных магнитных моментов в кластере могут быть неколлинеарными.

Таким образом, следует рассмотреть поведение локальных магнитных атомов железа, кобальта и молибдена в соответствующих кластерах (свободных и осажденных на подложку) с малым количеством атомов (n<10).

Известно, что локальный магнитный момент атома формируется из спинового и орбитального моментов, т. е. . Величина атома переходных 3d, 4d, 5d элементов находится как ожидаемая величина его полного момента импульса (в случае (L, S) связи: , где - орбитальный момент атома, - спиновый момент атома) следующим образом [[74]]:

А) в модели локализованных электронов

Где -гиромагнитное отношение для электрона, -проекция на ось z (физически выделенное направление), -проекция на ось z (физически выделенное направление).

Б) в модели коллективизированных электронов

Где -плотность состояний на уровне Ферми для спинов вверх, -плотность состояний на уровне Ферми для спинов вниз.

Орбитальный момент атома, а следовательно и его орбитальный магнитный момент в отсутствие внешнего магнитного поля возникает за счет орбитального движения электронов и спин-орбитального взаимодействия, энергия которого в одноэлектронном приближении записывается в виде , где -спиновый момент электрона, -орбитальный момент электрона, -константа спин-орбитального взаимодействия электрона со спином S, зависящая от расстояния до ядра r и напряженности электрического поля в точке расположения электрона ().

Для многоэлектронных атомов энергия спин-орбитального взаимодействия будет определяться не только взаимодействием спинового момента i-го электрона и его орбитального момента , но также взаимодействием с орбитальным моментом i-го электрона относительно j-го электрона [[75]]. В этом случае энергия спин-орбитального взаимодействия атома определяется как , где -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с ядром атома, -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с j-м.