Магнитные свойства и локальные состояния ионов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo (стр. 8 )

, где , , - средние величины намагниченностей в слоях Fe, Co и Мо; , , - толщины слоев Fe, Co и Мо. В используемом соотношении для средней величины эффективной намагниченности не учитывается влияние интерфейсов.

Из представленных рисунков видно, что формы петель гистерезиса очень разнообразны, значения спонтанной намагниченности Iso, остаточной намагниченности Ir и коэрцитивной силы Hc меняются в широком диапазоне значений, также петли гистерезиса отличаются величиной прямоугольности. Ir/ Iso.

Отметим, что петли гистерезиса, снятые в плоскости образцов вдоль поля напыления и поперек поля напыления одних и тех же образцов несколько отличаются по величинам основных магнитных параметров. В большинстве случаев намагничивание происходит легче поперек поля напыления, т. е. это направление является легкой осью в плоскости образца.

В области высоких магнитных полей H>Hm (область парапроцесса) при измерении в плоскости образцов отмечается практически линейный рост намагниченности сверхрешеток (в особенности для МСР [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(14Å)]*100) с большой величиной дифференциальной восприимчивости, которая изменяется в пределах от 0,06 Гс/Э для образца [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(10Å)]*100 до 0,16 Гс/Э для [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(12Å)]*100. Для измерений «поперек плоскости образца величины дифференциальной восприимчивости оказываются значительно большими и они изменяются в пределах от 0,13 Гс/Э для образца [Fe(10)Co(7.8)Mo(6.2)]*100 до 0,5 Гс/Э для [Fe(10)Co(7.8)Mo(10)]*100.

Наблюдаемое поведение намагниченности перпендикулярно плоскости образцов МСР: небольшая петля гистерезиса с малой величиной остаточной намагниченности при малых величинах внешнего магнитного поля H и практически линейный ход намагниченности (точнее Бриллюэновский) при больших значениях H, может быть объяснено следующим образом. Известно, что площадь под гистерезисной петлей определяет потери магнитной энергии на перемагничивание образца. Потери на гистерезис тесно связаны с магнитокристаллической анизотропией, так как увеличение величины магнитной анизотропии приводит к затруднению перемагничивания. Существует простая связь между потерей энергии на гистерезисе и константой анизотропии К в том случае, если величина интерфейсной анизотропии (поверхностная анизотропия) превышает анизотропию формы (что обычно выполняется для мультислойных пленок) [[87]]: , где -изменение намагниченности при перемагничивании , – величина коэрцитивной силы, K - энергия магнитной анизотропии. Как было показано Bruno [[88]] энергия магнитной анизотропии определяется спин-орбитальным взаимодействием и анизотропией орбитального магнитного момента , где -константа спин-орбитального взаимодействия, и - орбитальные магнитные моменты перпендикулярно плоскости образца и параллельно плоскости образца. Следовательно или , где n число атомов в единице. При >> имеем: . Таким образом величина коэрцитивной силы зависит от константы спин-орбитального взаимодействия и отношения спинового момента к орбитальному. При больших величинах орбитального момента величина также велика и наоборот. Орбитальные моменты перпендикулярно плоскости формируются за счет орбитального движения электронов в плоскости. Из представленных рисунков видно, что намагничивание перпендикулярно плоскости происходит с трудом, т. е. это означает, что, по-видимому, большую роль в формировании кристаллического поля в плоскости, ориентирующее орбитальные моменты атомов, играет поле лигандов от ионов Kr.

Полевая зависимость намагниченности малых кластерных образований, которые представляют собой однодоменные частицы, аппроксимируется функцией Ланжевена: , где N число кластеров в единице объема, -магнитный момент кластера, T - температура в градусах К, -постоянная Больцмана, H - величина внешнего магнитного поля.

Исследования, проведенные в работе [[89]] с помощью метода циркулярного магнитного дихроизма синхротронного излучения (XMCD) кластерных образований из атомов Co показали, что орбитальные магнитные моменты выстраиваются вдоль поля гораздо слабее чем спиновые магнитные моменты, которые приобретают максимальную ориентацию уже в слабых магнитных полях. Второе заключение к которому пришли авторы: спиновые и орбитальные моменты Co в кластерах слабо связаны и взаимодействуют с внешним магнитным полем раздельно и имеют различные температурные зависимости: , , т. е. скорость убывания спинового момента с температурой в 3 раза больше чем скорость убывания орбитального момента. С учетом этого для орбитальной намагниченности можно написать: , где -орбитальный магнитный момент кластера, - фактор Ланде для кластера. При малых величинах a= (в нашем случае , T=300K, <1) имеем и следовательно . Таким образом, в наших экспериментальных условиях величина орбитальной намагниченности может линейно возрастать с ростом величины внешнего магнитного поля. Отметим, что величина представляет собой проекцию орбитального момента кластера на направление магнитного поля (физически выделенное направление), а поэтому она зависит от величины магнитного поля и в общем случае зависимость от Н будет нелинейной.

Обращает на себя внимание наличие ступенчатых петель гистерезиса для образцов [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(16Å)]*100 и [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(23Å)]*100, причем для последнего образца видны несколько скачков намагниченности.

По кривым намагничивания и петлям гистерезиса исследуемых образцов, снятых при комнатной температуре, были определены величины спонтанной намагниченности Iso, и коэрцитивной силы Hc.. На рисунке 3.18 представлена зависимость спонтанной намагниченности от толщин слоев Mo. Наблюдается немонотонная зависимость спонтанной намагниченности от толщины молибдена осцилляционного типа с периодом 5Å.

Такого типа осцилляционное поведение наблюдалось в работе [[90]] c периодом 10 Å. Уменьшение периода осцилляций в МСР Fe/Co/Mo по сравнению с Fe/Mo может быть связано с увеличением эффективной массы носителей за счет возрастания их s-d гибридизации, а также за счет увеличения интенсивности прямого обмена ионов Со с делокализованными электронами. Сама природа этих осцилляций может быть обусловлена интерференционными эффектами электронных волн, приводящих к формированию «квантовых ям», а также осцилляционным характером интегралов косвенного обменного взаимодействия по типу РККИ между ферромагнитными слоями посредством делокализованных электронов немагнитных слоев.

Исследование обменных взаимодействий между ферромагнитными (ФМ) слоями разделенными немагнитным (НМ) слоем (спейсером) показали, что они носят осцилляционный характер в зависимости от толщины спейсера [[91]][[92]] с коротким периодом (2 монослоя) и с большим периодом (10 монослоев). Такое осциллирующие поведение для мультислоев типа ФМ/НМ/ФМ обычно объясняется взаимодействием типа Рудерман-Киттель-Косуйа-Иосида (РККИ). Впервые эта модель косвенного взаимодействия была применена Рудерманом и Кителем [[93]] для объяснения наличия контактного взаимодействия между спином ядра и электронами проводимости со спином . Они предложили контактный потенциал в форме: для взаимодействия между спином в положении и спином электрона в положении . Затем эта форма потенциала была использована Косуйа и Иосида для описания взаимодействий между локализованными d и f электронами электронами проводимости при внедрении магнитоактивных атомов в немагнитную матрицу. Сущность этого взаимодействия заключается в том, что d-электроны локализованного магнитоактивного атома за счет внутриатомного обменного d-s взаимодействия поляризуют спины s-электронов. Электроны проводимости (s-электроны) магнитоактивного атома и немагнитной матрицы обобществлены и образуют поляризованный электронный газ зоны проводимости, который поляризует d-электроны ближайшего магнитоактивного атома. Таким образом формируется эффективное взаимодействие (косвенное обменное взаимодействие) между двумя магнитоактивными атомами со спинами и , гамильтониан которого выражается соотношением: , где интеграл косвенного обменного взаимодействия в одноэлектронном приближении определяется следующим образом: , где - функция Рудерман-Киттеля, - волновой вектор на уровне Ферми, , при осциллирует с периодом и затухает как для Ферми поверхности сферической формы. В общем случае период осцилляций определяется топографией Ферми поверхности и может приводить к длиннопериодическим осцилляциям обменного взаимодействия в зависимости от расстояния между локализованными спинами. Межслойное обменное взаимодействие типа РККИ для структуры ФМ1/НМ/ФМ2 будет сводиться к следующему: 1. Спиновая поляризация электронов проводимости атомов в слое ФМ1; 2. Последовательное распространение спиновой поляризации через спейсер; 3. Взаимодействие спин поляризованного газа электронов проводимости с атомами в слое ФМ2. Конечно, следует учитывать и спин зависимое рассеяние электронов проводимости в интерфейсах, что будет приводить к изменению межслойного обменного взаимодействия.

Из измерений спонтанной намагниченности Iso можно видеть, что для образцов [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(4,7Å)]*100, Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(12Å)]*100, [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(16Å)]*100 значения Iso превышает величину таковой для массивного железа (Iso(Fe) = 1710Гс).

На рисунке 3.19 представлены зависимости коэрцитивных сил для различных образцов МСР, измеренных в разных геометриях, от толщины слоев молибдена. Из рисунка видно, что осцилляции величины коэрцитивной силы также имеют период порядка 5Å и находятся в фазе с осцилляциями спонтанной намагниченности. Как видно из рисунка величины коэрцитивной силы для некоторых образцов, измеренные перпендикулярно плоскости образца больше таковых, измеренных в плоскости более чем в пять раз. Это свидетельствует о большой величине константы магнитной анизотропии в этом направлении. Обращает также на себя внимание наличие перпендикулярной намагниченности (внешнее поле перпендикулярно плоскости образца) у МСР. Для образца с толщиной Mo 23 Å значение коэрцитивной силы в этом направлении равно 100 Э, что значительно больше величины Hc, измеренной в плоскости образца (10 Э). У некоторых образцов с толщинами t(Mo)=6Å, 14Å и 20Å при измерениях перпендикулярно плоскости образца наблюдается отсутствие петли гистерезиса и суперпарамагнитное поведение.

Из петель гистерезиса, измеренных в плоскости образцов параллельно и перпендикулянрно полю напыления были определены величины эффективной константы анизотропии Keff. методом, предложенным в работе [[94]]. Зависимости величин эффективной константы анизотропии, измеренных в плоскости и перпендикулярно плоскости образцов, от толщины молибдена представлены на рисунках 3.20 и 3.21. Максимальная величина Keff в плоскости оказалась 6,6*105 Эрг/см3 для МСР Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(12Å), что больше 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 1,1*107 Эрг/см3 для той же МСР Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(12Å), При сравнении зависимостей [Keff. an.](tMo) и Hc(tMo) как в плоскости так и перпендикулярно плоскости видно, что они хорошо коррелируют между собой, что может говорить о наличии одноосной анизотропии.

3.3.3 Исследование магнитных свойств МСР Fe(10Å)Co(xÅ)Mo(12Å)]*100 (x=4, 6, 8, 10, 14, 16, 21, 24, 27, 30, 33, 36) и Fe(xÅ)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 (x=4, 8, 10, 14, 18, 21, 24,)

Были получены сверхрешетки Fe/Co/Mo c переменными величинами толщин Fe и Co при постоянной толщине слоев Fe и Мо в первой серии образцов и постоянной толщине слоев Co и Мо во второй серии образцов с целью выяснения их влияния на магнитные свойства МСР. Толщина слоя Mo для этих серий 12Å, так как образец [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(12Å)]*100 из первой серии с переменной толщиной слоев Мо показал наибольшие значения Is и Hc в плоскости образца. Значение Hc, измеренное перпендикулярно плоскости для этого образца также большое.

На рис 3.22-3.30 представлены соответствующие кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Fe/Co/Mo с переменными толщинами слоев Co, измеренные при комнатной температуре.

Рис3.22(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(4Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.22(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(4Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.23(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(6Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.23(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(6Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.24(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(8Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.24(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(8Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.25 Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(10Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.26 Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(14Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.27(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(16Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.27(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(16Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.28(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(18Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.28(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(18Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.29(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.29(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.30(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(24Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.30(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(24Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.31(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(27Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.31(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(27Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.32(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(33Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.32(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(33Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.33(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(36Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.33(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(36Å)Mo(12Å)]*100

Обращает на себя внимание: