Магнитные свойства и локальные состояния ионов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo (стр. 7 )

В случае кластеров в величину спин-орбитального взаимодействия i-го электрона данного атома должно быть включено взаимодействие спина с орбитальным моментом других атомов , так как спин-орбитальное взаимодействие дальнодействующее, т. е. , где -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с атомом m. Следовательно, для кластеров величина будет определяться следующим выражением , где -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с атомом m кластера будет зависеть от величины кристаллического поля в месте расположения i-го электрона.

Эффективным методом определения спиновых и орбитальных моментов атомов свободных и осажденных на подложку кластеров является съемка спектров поглощения магнитного циркулярного дихроизма анизотропного излучения переходов 2p-3d в и кластерах.[63],[[76]],[[77]]. Кластеры металлических атомов являются как бы мостиками между атомарным и массивным состояниями вещества. Спиновый магнитный момент иона железа в свободном состоянии может достигать 4,9, а для 5,92 , спиновый магнитный момент свободного иона 3,88 [[78]]. Значения эффективных магнитных моментов для этих ионов могут еще увеличиваться за счет размораживания орбитальных моментов. В массивном железе магнитные моменты атомов по экспериментальным данным [[79]] следующие: .

Такая малая величина объясняется с точки зрения делокализованных электронов, когда в массивном материале атомные орбитали гибридизируются и образуют энергетические полосы различной ширины для электронов . Это и приводит к таким значениям магнитного момента атома Fe в массивном материале. В ОЦК решетке массивного Fe орбитальный момент и практически заморожен кристаллическим полем.

В массивном кобальте экспериментальные исследования дают [64]: . Отметим, что в массивном состоянии больше в 1,44 раза.

Молибден в массивном состоянии является ярко выраженным парамагнетиком и принадлежит к металлам группы палладия (4d-металл). Атомы молибдена имеют в основном состоянии следующую электронную конфигурацию: , т. е. с шестью неспаренными валентными электронами с наполовину заполненной 4d электронной оболочкой. Для свободных ионов магнитный момент в соответствии с правилами Хунда может составлять: . Рассмотрим также экспериментальные значения константы спин-орбитального взаимодействия во внутри-атомном приближении [[80]] для различных ионных состояний атомов железа, кобальта и молибдена, представленных в таблице 3.1

Ион 3d, 4d	(константа спин-орбитального взаимодействия), meV
	50
	34.7
	65.4
	86.2
	99.2
	118.2

Из таблицы видно, что величины константы спин-орбитального взаимодействия оказываются большими для ионов , , , по сравнению с . Отметим, что значения для связанных ионов будут отличаться от величин для свободных ионов вследствие влияния на спины кристаллического поля подложки, кроме того спин-орбитальное взаимодействие не проявляется в системах с заполненными оболочками (S=0). Таким образом ионы Со и Мо в образцах МСР могут приводить к формированию в них больших величин констант магнитной анизотропии.

Рассмотрим данные теоретических расчетов и экспериментов по циркулярному дихроизму синхротронного излучения по определению спиновых и орбитальных магнитных моментов свободных и осажденных на подложку кластеров из атомов железа, кобальта и молибдена: (n, m <100).

В кластерах с малым количеством атомов (n<10) все или большая их часть находятся на поверхности и имеют меньшее количество ближайших соседей, чем в массивном материале. Кроме этого ширина d-зоны поверхностных атомов становится более узкой по сравнению с таковой для массивного образца. Это приводит к большой величине спинового момента и вследствие спин-орбитального взаимодействия к большей величине орбитального момента . Кроме того атомы на поверхности обладают низкой симметрией, что приводит к уменьшению величины кристаллического поля, приводящего к «замораживанию» орбитального момента. Это также приводит к росту величины атома кластера. Известно также, что для атомов поверхности плотность состояний на уровне Ферми больше, чем в массивном материале. Это приводит к увеличению величин и [[81]]. Из этих общих рассуждений следует, что величины и в свободных металлических кластерах (n<100) должны быть увеличенными по сравнению с таковыми в массивных образцах.

При осаждении кластеров на поверхность подложки происходит гибридизация орбиталей атомов кластера и подложки. Также вследствие различия электроотрицательности атомов кластеров и подложки может происходить зарядовый перенос от атомов кластеров к атомам подложки или наоборот. Поэтому в кластерах будет изменяться плотность состояний на уровне Ферми и энергетическая ширина для спинов вверх и спинов вниз. Вследствие этого будут изменяться величины и связанных кластеров на подложке по сравнению с таковыми для свободных кластеров. В работе [65] теоретически с помощью теории функционала плотности показано, что магнитные моменты свободных кластеров железа (n<100) зависят от формы поверхности кластеров: для икосоэдрических , для гранецентрированных , для объемоцентрированных . Эти результаты хорошо согласуются с экспериментальными результатами при T=120К. [[82]]

Спиновый и орбитальный магнитные моменты свободных кластерных ионов были определены методом спектроскопии магнитного циркулярного дихроизма синхротронного излучения при температуре T=15-20К и в магнитном поле 50кЭ. Спиновый и орбитальный магнитные моменты немонотонно изменяются с количеством атомов в кластере : , . Максимальная величина спинового момента на атом достигает для , а максимальная величина орбитального момента достигает для .

Следовательно, мы видим, что орбитальный магнитный момент в свободных кластерах разморожен, а спиновый магнитный момент достигает величины спинового магнитного момента для свободного иона .

Спиновый и орбитальный магнитные моменты атомов Со в свободных кластерах : , где -магнитный момент кластера, были экспериментально определены методом магнитного циркулярного дихроизма синхротронного излучения (МЦДСИ) в работе [[83]]. Измерения проводились при T=20К и H=70кЭ. Было обнаружено, что величина немонотонно зависит от числа атомов в кластере и изменяется в пределах , значения изменяются в меньшей степени в пределах . Отмечается, что величина для кластеров Со осажденных на подложке из Pt(111) изменяется в пределах , что превышает значение для массивного образца в (2-4) раза.

В работе [[84]] теоретически и экспериментально методом МЦДСИ было показано, что величина отношения / для 20 монослоев Со, осажденных на подложку Cu(100) превышает таковую величину для массивного Со. Кроме того, было обнаружено, что для монослоя Со на Cu(100) и , что в 2 раза превышает массивного Со.

В работе [[85]] с помощью метода потенциала плотности состояний было исследовано магнитное поведение кластеров и изучена роль атомов Со на увеличение магнитного момента атомов Fe в этих кластерах. Было показано, что при этом существенную роль играет зарядовый перенос электронов. Когда атомы Fe теряют электроны и передают соседним атомам Со происходит рост так, что при переносе заряда q=0.03IeI приводит к росту спинового магнитного момента на 0,6. Для кластеров магнитный момент атомов Fe достигает величины , а магнитный момент атомов Со . Для кластеров соответственно был получен результат: , . Это является результатом регибридизации атомных орбиталей электронов атомов, образующих кластер при переносе зарядов электронов от одного атома к другому и изменения плотности состояний на уровне Ферми для спинов вверх и вниз атомов Fe и Со.

Свободные кластеры молибдена были исследованы теоретически на основе метода функционала плотности состояний в работе [[86]]. Было показано, что линейные и планарные кластеры молибдена имеют большую тенденцию к формированию димеров с ковалентными связями между атомами Мо. Поэтому линейные и планарные кластеры Mo проявляют в значительной мере свойства неметалличности. Более того, кластеры (n-четные числа) имеют большие величины энергии связи на атом по сравнению с кластерами с нечетным числом атомов. При этом линейные кластеры с нечетным числом атомов обладают довольно большим магнитным моментом: для -, для -, для -, а для линейных кластеров с четным числом атомов .

Для планарных кластеров изомеры с четным числом n также более стабильны и не обладают магнитным моментом, т. к. у них нет неспаренных электронов. Кластеры молибдена с нечетным количеством атомов в стабильном состоянии обладают двумя неспареннымим электронами и магнитными моментами не равными нулю. Так для -, для - и для разных изомеров.

В трехмерных кластерах изомеры с разной морфологией структуры также могут иметь различные величины магнитных моментов на атом. Так для - и для разных изомеров. Наиболее стабильным является кластер , изомеры которого могут иметь магнитные моменты на атом от до . Отметим, что для кластера , т. е. с увеличением числа атомов в кластерах Мо величины магнитных моментов на атом в них резко уменьшаются.

3.3.2 Исследование основных магнитных свойств МСР [Fe(10Å)Co(7.8 Å)Mo(x Å)]*100 (x=4. 7, 6.2, 10, 12, 14, 16, 18, 20, 23, 26)

Магнитные сверхрешетки на основе Fe/Co/Mo представляют собой впервые синтезированные тонкие пленки, состоящие из компонент переходных металлов 3d/3d/4d. На рисунках 3.10-3.17 представлены наиболее характерные кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Fe/Co/Mo с переменной толщиной слоев Mo, измеренные при комнатной температуре.

Рис3.10(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(4,7Å)]*100	Рис3.10(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(4,7Å)]*100
Рис3.11(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(6,4Å)]*100	Рис3.10(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(4,7Å)]*100
Рис3.12(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(10Å)]*100	Рис3.12(б петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(10Å)]*100
Рис3.13(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.13(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.14(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(14Å)]*100	Рис3.14(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(14Å)]*100
Рис3.15(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(16Å)]*100	Рис3.15(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(16Å)]*100
Рис3.16(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10A)Co(7,8A)Mo(20A)]*100	Рис3.16(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(20Å)]*100
Рис3.17(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10A)Co(7,8A)Mo(23A)]*100	Рис3.17(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(23Å)]*100

Магнитное поведение исследуемых образцов МСР Fe/Co/Mo будет определяться прежде всего откликом на магнитное поле Н магнитных моментов Fe и Со (магнитоактивных 3d атомов) в соответствующих слоях, а также поляризацией атомов Мо за счет гибридизации 4s электронов Fe и Со с 4d электронами Mo. Существенное влияние на намагниченность образцов будет оказывать магнитное поведение ионов Fe, Co, Mo в интерфейсах Fe/Co, Co/Mo, Mo/Fe. Поэтому на рисунках по вертикальной оси y представлены средние эффективные величины намагниченности, нормированные на содержание «магнитоактивных» ионов Fe и Со в соответствии с соотношением: