Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Распыление магнетиков в области магнитного фазового перехода 6
1.1. Аномалии коэффициента распыления никеля в окрестности точки Кюри 6
1.2. Распыление гадолиния вблизи магнитного фазового перехода 19
1.3. Основные идеи флуктуационной теории фазовых переходов 24
Глава 2. Кинетические уравнения, описывающие распыление лантанидов 30
2.1. Определение основных величин 30
2.2. Коэффициент распыления 33
2.3. Система кинетических уравнений для V и Ф.. 36
Глава 3. Влияние критических флуктуации намагниченности на распыление магнетиков 44
3.1. Температурная зависимость радиуса корреляции флуктуации намагниченности 44
3.2. Зависимость коэффициента распыления ототношения радиуса каскада к радиусу корреляции флуктуации намагниченности 50
Глава 4. Расчет потенциалов взаимодействия и сечений рассеяния 54
4.1. Часть потенциальной энергии взаимодействия атомов редкоземельных металлов, независящая от спинов 54
4.2. Изотропная часть обменного взаимодействия ... 57
4.3. Анизотропное косвенное обменное взаимодействие 61
4.4. Сечения рассеяния атом-атом 61
4.5. Потенциалы взаимодействия и сечения рассеяния ион-атом 64
Глава 5. Температурная зависимость коэффициента распыления лантанидов 68
5.1. Моментные уравнения для " 68
5.2. Определение функций и коэффициентов распыления З* и $~ 82
5.3 Температурная зависимость коэффициента распыления лантанидов 90
5.4. Оценка характерного размера каскада по экспериментальной температурной кривой распыления.. 96
Выводы 101
Литература .104
- Аномалии коэффициента распыления никеля в окрестности точки Кюри
- Определение основных величин
- Температурная зависимость радиуса корреляции флуктуации намагниченности
- Изотропная часть обменного взаимодействия
- Моментные уравнения для "
Введение к работе
Изучение вторичной, эмиссии частиц при ионной бомбардировке магнетиков в диапазоне температур, включающем точки магнитных фазовых переходов, является новой областью физики твердого тела. До настоящего времени основное внимание в этой области было сосредоточено на распылении магнетиков группы железа (3 оС -металлы) . Были открыты характерные аномалии температурной зависимости коэффициента распыления вблизи точки магнитного фазового перехода и выявлены основные механизмы, ответственные за эти аномалии.
Другая, более обширная и разнообразная по своим магнитным структурам группа магнетиков, лантанидов (4-J- -металлы), остается практически малоисследованной.
Распространенность лантанидов и их уникальные физико-химические свойства способствовали широкому применению их во многих областях науки и техники, так, например, в микроэлектронике для создания ячеек памяти с термомагнитной записью и записью на цилиндрических магнитных доменах.
Для напыления тонких магнитных пленок используется метод распыления и поэтому знание закономерностей распыления необходимо для анализа и контроля состояния и структуры приповерхностных слоев.
Помимо этого, изучение вторичной эмиссии частиц при распылении лантанидов вблизи магнитных фазовых переходов имеет и чисто научный интерес, так как позволяет глубже понять кинетику процессов в твердом теле в критической области фазовых переходов. Б свя' зи с этим представляется актуальным исследование особенностей распыления лантанидов.
Для определения закономерностей распыления редкоземельных металлов в данной работе ставилась задача рассчитать коэффициент распыления этих элементов в широком диапазоне температур, включающем точки магнитных фазовых переходов. Для расчета были выбраны гадолиний, тербий, диспрозий, обладающие наиболее высокими температурами магнитного фазового перехода, что удобно для постановки эксперимента по распылению. В качестве ионов, бомбардирующих эти элементы, использовался стандартный набор инертных газов: ІШ ,
Аномалии коэффициента распыления никеля в окрестности точки Кюри
До недавнего времени считалось, что коэффициент распыления кристаллических мишеней слабо изменяется в диапазоне температур ниже 0,6 от температуры плавления. Свидетельством тому были эксперименты по распылению монокристаллических и поликристаллических мишеней в этом диапазоне температур ці-б] (рис. 1,2).
Однако в исследованиях по распылению магнетиков были обнаружены особенности коэффициента распьшения в окрестности точки Кюри, Изменение распыления при магнитном фазовом переходе было впервые обнаружено в работе ]_7 J. Здесь исследовалась температурная зависимость коэффициентов распыления (Т ) граней (III) и (НО) монокристалла JN"x . Распыление производилось ионами аргона с энергией 15 кэВ. Из рис. 3,4 видно, что в отличие от зависимости (т для немагнитных материалов (рис. 1,2), кривые 3(т\ для никеля имеют резкое возрастание и излом вблизи температуры магнитного фазового перехода (358С). При переходе от ферромагнитного в парамагнитное состояние коэффициент распьшения увеличивается на 7-8%. При этом вблизи точки Кюри коэффициент обеих граней резко возрастает и для грани (III) 3\ і отношение а для грани (НО) Д СІ 55%.
Определение основных величин
Как известно [50J , при статистическом описании системы взаимодействующих частиц основной величиной является фазовая плотность частиц ("?,p,"t ) $ заданная в шестимерном фазовом объеме координат (? ") и импульсов (]р } в момент времени X. . Через эту функцию выражаются экспериментально наблюдаемые средние величины.
Мы будем вместо набора динамических переменных ( тЗ поль-зоваться эквивалентным набором: У - координаты частицы, . - ее энергия, 2» - единичный вектор направления скорости частицы. Поскольку мы рассматриваем магнетики, включим в число переменных S - единичный вектор ориентации спина атома. Для рассматриваемых редкоземельных элементов: GAДЪ ДЗу спин-- большое число, поэтому можно пренебречь некоммутативностью операторов компонент спина \2Б] и представлять спиновую пере-менную классическим трехмерным вектором 5 . Отметим, что в интересующем нас диапазоне энергий бомбардирующих ионов от сотен эВ до десятков кэВ (существенно нерелятивистском) рассеяние атом-атом происходит без поворота спина. При таких энергиях можно считать процессы рассеяния ион-атом и атом-атом чисто упругими [92 J .
Плотность движущихся атомов в каскаде, инициированном одним падающим ионом [23 ] с энергией в указанном выше диапазоне, много меньше полной плотности атомов мишени. Поэтому будем считать, что столкновения иона и движущегося атома каскада происходят всегда с неподвижным атомом мишени.
Температурная зависимость радиуса корреляции флуктуации намагниченности
Как известно [34,44Д, фазовые переходы второго рода характеризуются так называемым "параметром порядка" - некоторой макроскопической средней величиной, тождественно обращающейся в нуль, начиная с температуры фазового перехода. Для магнетиков параметром порядка является вектор спонтанной намагниченности образца. При приближении температуры образца к критической точке Тс в системе появляются аномально большие флуктуации параметра порядка -критические флуктуации 34,63,64 - с очень большим временем релаксации. Под термином "флуктуация" мы понимаем локальное отклонение значения параметра порядка от его среднего значения, взятого по всему объему образца. Критические флуктуации статистически не независимы. Количественной мерой их статистической зависи -мости является радиус корреляции флуктуации. Применительно к магнетикам, радиус корреляции флуктуации намагниченности, грубо говоря, определяет размер пространственной области, в которой спины скоррелированы - в среднем, ориентированы одинаково.
Нас интересуют длинноволновые флуктуации намагниченности, поскольку именно они определяют фазовый переход. В этом случае можно рассматривать непрерывное поле флуктуации намагниченности, зависящее от координат (и времени) и не учитывать дискретность решетки спинов. Иными словами, нас интересуют флуктуации, характерные размеры пространственного изменения которых значительно превышают параметр решетки.
Изотропная часть обменного взаимодействия
Часть парного потенциала (4.1), независящая от спинов Op (&4) , была построена путем сшивания потенциала Томаса-Шерми-Фирсова на малых расстояниях с потенциалом Борна-Майера, переходящим в потенциал Морзе на расстояниях, близких к межатомному. Такие потенциалы были построены для гадолиния, тербия, диспрозия. В силу сходства электронной структуры,аналитический вид потенциалов для этих лантанидов одинаков (различны только константы) .
Моментные уравнения для "У* и <$к
После того, как получены нулевые моменты функций /Vo » определяются последовательно первые, вторые и т.д. моменты. Так, например, в уравнение для момента "MfvcM входят моменты v.v\ , -о и V-i-о » У е найденные выше. Отметим, что все уравнения для ненулевых моментов х vc)Vfc неоднородны, так что лапла-совы образы их решений не будут содержать о -функций типа (5.3Е).
Схема вычисления моментов сЬ_ аналогична. Здесь вводится безразмерная энергетическая переменная = r , затем полагаем = -v\\$ » после чего применяется преобразование Лапласа по переменной t .
Учитывая, что в формулу для коэффициента распыления входят моменты cj . уу » проинтегрированные по энергии от . до Л.Е 0 и что -Уу I , достаточно ограничиться основной асимптотикой моментов Ф ч » т»е» оставить в решениях только старшие положительные степени отношения /Е.
Были численно рассчитаны проинтегрированные по энергии моменты 3?0;о ; .0 ; фг./0 ; 2&0.d ; 0.г ; ф0.ъ ; и; Срл. ; Ф . для всех комбинаций - инертный газ: _Ы"е , /WJ VV4 » в - лантанид: Qі ,ТЬ ,Т) . Оказалось, что для W\ - 0 отличны от нуля лишь моменты Фо-о и Фі-, 0 , а
Фг о 0. При этом 4=V,o/cb /" ("Ifj "» так чт0 "Р11 бльших энергиях иона Е0 можно момент Ф . о не учитывать.
Это означает, что при больших Е ? распределение движущихся атомов каскада почти изотропно. Испытав большое число столкновений, атом полностью "забывает" в каком направлении он получил первоначальный импульс. Характерно, что в выражение для Фо;0не входят параметры сечения ион-атом. Эти величины появляются в моментах 3 0.,( и ( . .
