Магнитные свойства и локальные состояния ионов Fe в магнитных сверхрешетках на основе Fe/Co/Mo (стр. 9 )

1. Разнообразие форм петель гистерезиса указанных образцов (перетянутые, вытянутые с малой величиной Iso и Ir, с большой и малой величиной прямоугольности)

2. В большинстве случаев намагничивание происходит легче поперек поля напыления, т. е. это направление является легкой осью в плоскости образца. Также есть образцы, где ось легкого намагничивания направлена вдоль поля напыления, например для [Fe(10 Å)Co(27 Å)Mo(12Å)]*100 и [Fe(10 Å)Co(33 Å)Mo(12Å)]*100

3. В области высоких магнитных полей H>Hm (область парапроцесса) отмечается практически линейный рост намагниченности сверхрешеток с большой величиной дифференциальной восприимчивости

4. Для измерений «поперек плоскости образца» величины дифференциальной восприимчивости для данной серии очень отличаются: есть образцы с практически нулевой дифференциальной восприимчивостью в области высоких полей, например образцы [Fe(10Å)Co(24Å)Mo(12Å)]*100 для [Fe(10Å)Co(30Å)Mo(12Å)]*100, также много образцов показывающих практически линейный рост намагниченности во всем интервале полей измерений с большой величиной дифференциальной восприимчивости, достигающей 0,3 Гс/Э для [Fe(10Å)Co(18Å)Mo(12Å)]*100.

По кривым намагничивания и петлям гистерезиса исследуемых образцов, снятых при комнатной температуре, были определены величины спонтанной намагниченности Iso, эффективной константы анизотропии и коэрцитивной силы. На рис.3.34 наблюдается немонотонная зависимость спонтанной намагниченности от толщины слоев Со осцилляционного типа с периодом 7Å, которая может быть обусловлена интерференционными эффектами делокализованных электронов в спейсере. Barnas в работе [[95]] представил численные вычисления межслоевого обменного взаимодействия для модели свободных электронов. В результате он предсказал осцилляционный характер обменного взаимодействия как функцию от толщины ферромагнитного слоя. В работе [[96]] было показано, что осцилляционный характер обменного взаимодействия в основном является следствием множественных отражений электронных волн в ферромагнитных слоях. Была рассмотрена система, состоящая из двух ферромагнитных слоев толщиной L, разделенных парамагнитным слоем толщиной D. Подробные численные вычисления приведены в работе [[97]]. На границе парамагнетик-ферромагнетик электрон (представленный блоховской волной с моментом ) испытывает изменение потенциала. Таким образом часть волны отражается обратно в парамагнетик с моментом и интерферирует с падающей волной, в результате чего в парамагнетике образуется стоячая волна и соответственно электронная плотность будет осциллировать с периодом, определяемым вектором рассеяния q=-. Изменение в электронной плотности получается путем суммирования по всем электронным состояниям ниже уровня Ферми. Поскольку потенциал в ферромагнетике зависит от спина, предполагается, что амплитуда отраженной волны также зависит от спина, таким образом в парамагнетике возникает зарядовая и спиновая поляризация. Наличие двух ферромагнитных слоев будет приводить к многократным отражениям и интерференции в спейсере. Такая интерференция наблюдалась экспериментально с помощью фотоэмиссии в работе [[98]]. Энергия, связанная с этими интерференциями выражает взаимодействие между двумя ферромагнитными пленками. Bruno была получена следующая формула для гейзенберговского обменного интеграла

Здесь -амплитуда отраженной волны для спина вниз. Из формулы видно, что обменное взаимодействие осциллирует как функция L c периодом определяемым -волновым вектором Ферми для спинов вниз в ферромагнетике.

Таким образом, обменные взаимодействия осциллирующего типа, наблюдаемые во многих многослойных структурах, могут быть объяснены интерференционными эффектами электронных волн, чатично отраженных от каждого интерфейса с коэффициентами отражения, зависящими от спина. В связи с этим магнитные свойства, связанные с плотностью состояний будут осциллировать как функция от толщины как немагнитных, так и магнитных слоев. Полное или частичное ограничение движения электронов в каком-нибудь направлении в твердых телах ведет к квантованию состояний. На каждом интерфейсе между различными материалами движущийся электрон испытывает резкий скачок потенциала. Это эквивалентно изменению коэффициента отражения для электронной волны, что обуславливает частичное отражение и частичное прохождение через интерфейс. В многослойных структурах отраженные и прошедшие волны будут интерферировать при определенных условиях.

Также из рисунка 3.34 можно видеть, что для образцов [Fe(10Å)Co(x)Mo(12Å)]*100 при x=4,6,12,16,18,24,30,33 значения Iso превышают величину таковой для массивного железа (Iso(Fe) = 1710Гс).

На рисунке 3.35 представлена зависимость коэрцитивной силы от толщины слоев Co. Обращает на себя внимание наличие перпендикулярной намагниченности (вешнее поле перпендикулярно плоскости образца) у МСР. Для образцов с толщиной Co 27Å и 36 Å величина коэрцитивной силы в этом направлении равна 70Э и 77Э соответственно, что значительно больше величин Hc, измеренных в плоскости образца. Отмечается также немонотонное изменение Hc с толщиной слоев Со, причем зависимости коэрцитивной силы в плоскости и перпендикулярно плоскости не коррелируют между собой. Следует отметить, что амплитуда осцилляций Hc (_I_) увеличивается при увеличении количества Со. Также следует отметить, что для образцов с t(Co) = 10, 12, 24, 33 отсутствует петля гистерезиса в перпендикулярном направлении, т. е. наблюдается суперпарамагнитное поведение в этом направлении.

Из петель гистерезиса, измеренных в плоскости образцов параллельно и перпендикулянрно полю напыления были определены величины эффективной константы анизотропии Keff. На рис 3.36 представлена зависимость Keff от толщины слоев Сo измеренная в плоскости. Из рисунка видно, что зависимость носит немонотонный характер и не коррелирует с зависимостью Hc, что говорит о неодноосном характере анизотропии. Максимальная величина Keff в плоскости оказалась 6,7*105 Эрг/см3 для МСР [Fe(10Å)Co(24Å)Mo(12Å)]*100, 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 4*107 Эрг/см3 для МСР [Fe(10Å)Co(18Å)Mo(12Å)]*100. Это свидетельствует о том, что для этого направления существует большая величина спин-орбитального взаимодействия в кластерных образованиях образца.

Рассмотрим магнитное поведение МСР Fe/Co/Mo с переменной толщиной слоев Fe. На рис 3.37-3.44 представлены соответствующие кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Fe/Co/Mo с переменными толщинами слоев Fe.

Рис3.37(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(4Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.37(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(4Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.38(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(8Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.38(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(8Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.39(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(12Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.39(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(12Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.40(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.40(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.41(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(16Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.41(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(16Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.42(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.42(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.43(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(21Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.43(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(21Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.44(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(24Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.44(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(24Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100

Прежде всего поведение кривых намагничивания для образцов этой серии свидетельствует о том, что в них также существует наведенная анизотропия в плоскости образца. Для всех образцов, кроме [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 и Fe(16Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 направлением легкой оси является направление перпендикулярное магнитному полю при напылении, т. к. в этом направлении намагничивание происходит легче. В указанных же образцах с t(Fe)=14Å и 16Å ось легкого намагничивания направлена вдоль поля напыления.

Рассмотрение петель гистерезиса показывает, что 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. Это по-видимому связано с тем, что величины константы магнитной анизотропии, а следовательно и величины энергии спин-орбитального взаимодействия в плоскости образцов и перпендикулярно плоскости образцов оказываются различными.

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 (до 0,048 для tFe=21 Å): При измерениях перпендикулярно плоскости образцов величины дифференциальной восприимчивости оказываются значительно большими (до 0,28 для tFe=18 Å).

Следует отметить также, что величины намагниченности, измеренные перпендикулярно плоскости образцов при H>значительно меньше таковых в плоскости образцов при одних и тех же величинах внешних магнитных полей. Величина намагниченности обусловлена спиновыми и орбитальными моментами атомов компонент, и, поскольку, существует анизотропия орбитальных моментов, намагниченность в плоскости и перпендикулярно плоскости образца может отличаться. [[99]],[[100]].

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.3.45-3.47 Представлены соответствующие функциональные зависимости этих величин от толщин слоев Fe. На кривых Iso(t) наблюдются немонотонные зависимости спонтанной намагниченности осцилляционного типа с периодом 5Å, которые могут быть обусловлены интерференционными эффектами делокализованных электронов в спейсере. Из рисунка 3.45 можно видеть, что практически для всех МСР образцов [Fe(xÅ)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 значения спонтанной намагниченности в плоскости превышают величину таковой для массивного железа (Iso(Fe) = 1710Гс при комнатной температуре). Следует отметить, что величины спонтанной намагниченности Iso с увеличением толщины слоев Fe возрастают, сохраняя осцилляционную зависимость и для образцов с t(Fe)=18Å и t(Fe)=21Å достигают величин ~4600 Гс. На рис 3.46 и 3.47 представлены зависимости Hc от толщины слоев Fe, измеренные в плоскости и перпендикулярно плости образцов.

Обращают на себя внимание большие значения Hc у многих образцов МСР из серии с переменной толщиной слоев Со при измерении перпендикулярно плоскости образца, достигающие 370Э для образца [Fe(18)Co(21)Mo(12)]*100, что на порядок больше значений Hc, измеренных в плоскости образца. Из петель гистерезиса, измеренных в плоскости образцов параллельно и перпендикулярно полю напыления были определены величины эффективной константы анизотропии Keff. На рис 3.48 представлена зависимость Keff в плоскости oт толщины слоев Fe. Из рисунка видно, что зависимость носит немонотонный характер и не коррелирует с зависимостью Hc в плоскости, что говорит о неодноосном характере анизотропии. Максимальная величина Keff в плоскости оказалась 15*105 Эрг/см3 для МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100, 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 7,3*107 Эрг/см3 для МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100.

Во всех трех сериях образцов МСР Fe/Co/Mo получены образцы с большой величиной Iso, достигающей для МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*Гс (для массивного железа (Iso(Fe) = 1710Гс при комнатной температуре). Такие большие величины спонтанной намагниченности для МСР могут быть объяснены тем, что:

1.  В методике напыления пленок при катодном разряде с осциллирующими электронами при небольших напряжениях на катоде с него летят кластеры с небольшим количеством атомов, для которых μ больше, чем для массивного железа (2,2 μб).

2.  Спиновые магнитные моменты атомов Fe в поверхностных слоях интерфейсов оказывается большим, чем в массивном железе, вследствие уменьшения плотности состояний на уровне Ef-N(Ef) для спинов, направленных вниз за счет уменьшения координационного числа для атомов поверхности, и они могут достигать 2,99 μб.[[101]].

3.  В поверхностных слоях интерфейсов и кластеров происходит «размораживание» орбитальных магнитных моментов и растет их вклад в суммарный магнитный момент атомов Fe:

4.  А также существованием ферромагнитного порядка в кластерах Mo [[102]] с малым количеством атомов.

3.3.4 Исследование магнитных свойств МСР [Fe(xÅ)Mo(12Å)Co(21Å)]*100 (x=12,14,16,18,21).

С целью выяснения влияния порядка напыления с катодов были получены МСР [Fe(xÅ)Mo(12Å)Co(21Å)]*100 (x=12,14,16,18,21), которые отличаются от ранее исследованных МСР порядком напыления с катодов. На рис 3.49-3.53 представлены соответствующие кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Fe/Mo/Co с переменными толщинами слоев Fe. Формы петель гистерезиса и величины магнитных характеристик для образцов с одинаковым составом, но с разным порядком напыления отличаются. Это связано с тем, что на процессы намагничивания МСР большое влияние оказывает поверхностная анизотропия образующихся интерфейсов при напылении. Рассмотрим чередование образующихся слоев для двух изучаемых систем I – Fe/Co/Mo;II – Fe/Mo/Co, представленных в таблице 2.

Таблица 2

№	Система	Последовательность слоев
I	Fe/Co/Mo	FeCo	CoMo	MoFe
II	Fe/Mo/Co	FeMo	MoCo	CoFe

Рассмотрим также величины свободных энергий Гиббса для слюды (мусковит) и напыляемых компонент: [[103]].