Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Структурные и магнитные свойства системы Co-Си: от мультислойных пленок к сплаву 9
1.1. Магнитные свойства тонких пленок 9
1.1.1. Особенности магнитной анизотропии в ультратонких пленках
1.1.2. Температура Кюри и намагниченность ультратонких пленок
1.1.3. Тонкие кобальтовые пленки: морфология и структура 20
1.2. Магнитные мультислойные структуры 25
1.2.1. Косвенное обменное взаимодействие в МСПС 27
1.2.2. Эффект ГМС в МСПС 32
1.3. Сплавы Со-Си 35
1.3.1. Гранулированные сплавы Co-Си 41
1.4. Гранулированные мультислойные пленки Со/Си 42
Глава 2. Используемые методы получения и исследования физических свойств мультислойных пленок Со/Си со сверхтонкими слоями Со 47
2.1. Магнетронное распыление как метод приготовления образцов 47
2.2. Методики, используемые для исследования структуры образцов 49
2.2.1. Метод рентгеновской флуоресценции 49
2.2.2. Исследование структуры пленок методом рентгеновской дифракции 50
2.2.3. Исследование структуры методами просвечивающей микроскопии 51
2.3. Магнитометрические методы 58
2.3.1. Метод ядерного магнитного резонанса 58
2.3.2. Исследование магнитных характеристик при помощи вибрационного магнетометра 59
2.3.3. Исследование магнитных характеристик при помощи СКВИД-магнетометра 59
2.4. Гальваномагнитные измерения 61
Глава 3. Структура мультислойных пленок Со/Си со сверхтонкими слоями Со 67
3.1. Спектры рентгеновской дифракции 67
3.2. Результаты ПЭМ-исследований 69
3.2.1. Планарная геометрия 69
3.2.2. Поперечный срез пленки 76
3.3. Выводы к главе 3 82
Глава 4. Особенности магнитного состояния мультислойных пленок Со/Си со сверхтонкими слоями Со, полученных методом магнетронного распыления 84
4.1. Результаты ЯМР исследований 84
4.2. Результаты магнитометрических исследований 87
4.3. Температурные зависимости магнитосопротивлевия 104
4.4. Выводы к главе 4 111
Заключение 114
Список литературы 115
Условные обозначения и сокращения, используемые в тексте 131
- Особенности магнитной анизотропии в ультратонких пленках
- Методики, используемые для исследования структуры образцов
- Исследование магнитных характеристик при помощи СКВИД-магнетометра
- Температурные зависимости магнитосопротивлевия
Введение к работе
АКТУАЛЬНОСТЬ ТЕМЫ. В последние годы в физике растет объем исследований, связанных с изучением вещества в наноразмерном состоянии, а также с разработкой и активным внедрением в производство т.н. нанотехнологий. Поскольку пленочные технологии предоставляют обширные возможности по получению как сверхтонких, нанометровой толщины пленок, так и комбинированных пленочных гетероструктур с размерами структурных блоков или неоднородностей нанометрового масштаба, интерес к получению наноструктурированных объектов стимулировал небывалое развитие физики тонких пленок как в технологическом и экспериментальном плане, так и в плане фундаментального понимания явлений, наблюдаемых в пленочных наноструктурах.
Наибольший интерес к подобным материалам обусловлен открытием эффекта гигантского магнитосопротивления (ГМС) в металлических пространственно - модулированных системах, таких как мультислойные пленочные структуры (МСПС) и гранулированные пленки. Одной из наиболее интересных в этом отношении систем является система Со/Си. Крайне низкая взаимная растворимость компонентов этой системы позволяет получать хорошо разграниченные слои или другие структуры подобного типа в пленочном исполнении. В то же время искусственно приготовленные пересыщенные твердые растворы, а также сверхтонкие слои или сверхмалые конгломераты атомов одного компонента в матрице или на поверхности другого проявляют ярко выраженные метастабильные свойства. Так, здесь можно наблюдать необычные магнитные свойства, например, состояние спинового стекла, или необычные структуры типа квазикристаллов и т.д. Все это вместе обусловило повышенный интерес к системе Со/Си И, соответственно, огромное количество работ по пленкам Со/Си различного состава в российской и международной научной печати.
Несмотря на известный факт, что Со и Си не образуют устойчивых соединений, так как не смешиваются в термодинамически равновесных условиях, ряд авторов указывают на возможность взаимодиффузии на интерфейсе. Таким образом, интерфейсная область может приближаться по своим свойствам к сплаву, что ухудшает качество МСПС. При использовании технологии молекулярно - лучевой эпитаксии (МЛЭ) получение идеального интерфейса вообще практически невозможно, ширина интерфейса составляет как минимум 2 (по уточненным данным 3) атомарных слоя, или монослоя (МС). Имеются данные о возможности получения гладкого интерфейса в случае напыления пленок с высокими скоростями, но в этом случае встает вопрос о структуре самих слоев и сохранении качества МСПС в процессе роста.
В литературе, посвященной МСПС, имеется ряд работ, связанных с т.н. "гранулированными мультислойными пленками" (ГМП), представляющими собой МСПС, в которых магнитные слои выполнены не сплошными, а состоящими из отдельных гранул, распределенных в немагнитной проводящей матрице (иногда также встречается название квази-гранулированные ГМС
пленки). Подобные материалы имеют ряд преимуществ перед другими ГМС-структурами в плане улучшения низкополевых характеристик, таких как чувствительность (величина эффекта ГМС на единицу величины приложенного поля), отсутствие гистерезиса магнитосопротивления и т.д. Таким образом, очевидны выгоды использования ГМП в качестве чувствительных датчиков слабых магнитных полей. ГМП интересны и с фундаментальной точки зрения, например, при изучении междуслойной связи между подобными, как правило, случайно упорядоченными, гранулированными слоями. Однако задача приготовления ГМП структуры на основе относительно дешевой в производстве системы Со/Си имеет свои трудности, связанные с формированием гранулированных слоев. Одним из возможных путей получения ГМП Со/Си является уменьшение толщины слоя Со, приводящее при достижении определенных толщин к нарушению его сплошности. Однако, как показывает опыт, формирование мультислойной или тонкопленочной системы Со/Си во многом определяется используемой технологией, поэтому для каждой технологии получения необходимо отдельно изучать возможности получения ГМП или МСПС с тонкими слоями.
ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Целью данной работы является изучение процесса формирования магнитных слоев в мультислойных пленках Со/Си со сверхтонкими (~1 МС) слоями Со, полученных при использовании технологии магнетронного распыления. Действительно, конечная структура, а, следовательно, и свойства подобной системы, во многом будут определяться технологическими параметрами, изменяя которые можно получить различные системы, от сплава Co-Си до МСПС и ГМП. Решение данной задачи связано как с фундаментальными проблемами, так и с вопросами дальнейшего совершенствования технологии получения ГМС-материалов. С одной стороны, исследование структуры и магнитных свойств подобных образцов позволит лучше понять процессы формирования магнитных Co-слоев в МСПС Со/Си, в частности, процессы перемешивания атомов Со и Си, возможные при использовании напылительных технологий и являющиеся вредными при производстве МСПС. С другой стороны, даже в случае формирования выраженных слоев Со толщиной ~1 МС данная система будет находиться в метастабильном, термодинамически неравновесном состоянии, и изучение данного материала, являющегося по сути сплавом Co-Си, представляется важным для понимания условий формирования и свойств неравновесных метастабильных растворов.
Для выполнения поставленной задачи необходимо было выполнить следующие этапы работы:
Приготовить МСПС Со/Си со сверхтонкими слоями Со и различными толщинами слоя Си методом магнетронного распыления;
Провести структурную идентификацию полученных образцов с целью выяснения атомного упорядочения магнитных слоев и возможности описания системы как сплава, МСПС или ГМП;
Исследовать магнитные характеристики пленок полученных образцов;
Температура максимума магнитосопротивления, а, следовательно, и Тс сплава, зависящая от его состава, для образцов с dCu>6.2, А меняется в пределах от комнатной и до температуры ниже 77 К. Анализ зависимости Ттах от параметров напыления образцов показывает влияние обоих параметров - dCu и dCo - на температуру максимума MR, т.е. на состав сплава: как увеличение dCu, так и уменьшение dCo ведет к уменьшению Тс, а, значит, к формированию более бедного атомами Со сплава в процессе приготовления образцов. Рис. 9(a) и (б) показывают, как изменяется Ттах при изменении dCu в случае практически постоянной эффективной толщины Co-слоя (5^0=3.1-^3.3 А (б) и при изменении dCo для образцов с эффективной толщиной Cu-слоя в диапазоне ^0 = 16-^19 А (в).
Полученные для исследованных образцов температуры максимумов MR, а, следовательно, и температуры Кюри фазы сплава Co-Си, имеют высокую временную стабильность, что говорит о постоянстве свойств и состава данных сплавов во времени. Измерения температурных зависимостей MR, повторенные через 1 и 2 года после первоначальных экспериментов, показали полное совпадение результатов с первоначальными. В то же время эксперименты с тепловым воздействием дают совершенно противоположный результат - уже кратковре-
1тах> К 260
^„=16-19
2.7
3.2
4.2
3.7
dr.
Рис. 9. а) зависимость Ттах от эффективной толщины слоя меди dCu для (5^0=3.1-^3.3 А; б) зависимость Ттах от dCo для образцов с эффективной толщиной Cu-слоя в диапазоне ^0=16-^19 А.
менный низкотемпературный отжиг пленок при температуре /=100С в течении 15 мин. приводит к значительному снижению величины магнитосопротивления при Ттах (Тс), а отжиг при той же температуре в течение 1 ч. ведет к полному исчезновению эффекта. По-видимому, уже при температурах ~100С начинаются процессы разложения сплава, приводящие к полной сегрегации атомов Со и Си.
1. Прямыми структурными методами, а также на основе анализа данных
магнитных измерений, проведена структурная идентификация конденсатов,
приготовленных методом магнетронного ионно-плазменного распыления
последовательным осаждением малых порций атомов Со и Си на стеклянную
нескольких десятков - числа атомов и представляющих собой низкотемпературную парамагнитную фазу. В этой области толщин dCu наибольшее влияние на морфоструктуру образцов оказывает не d^w а эффективная толщина Co-слоя. Это в наибольшей степени иллюстрирует значительное возрастание доли атомов Со, формирующих парамагнитную фазу при уменьшении dCo до 2.9 А в образце [2.9Co/17.6cu]i2o- Параметры всех фаз определены для всех образцов и представлены в диссертации.
Температурные зависимости магнитосопротивления, измеренные в малых полях Ж500 Э, показали крайне малую величину эффекта MR<3 х 10"4 % для образцов с й?См<6.8 А в температурном диапазоне 7=77-^300 К. Начиная с образца [3.2Co/6.8cu]i2o характер температурных зависимостей меняется: при определенной температуре Ттах магнитосопротивление образца резко увеличивается и на зависимости MR(T) появляется выраженный максимум. Наиболее ярко данная особенность проявляется в магнитных полях наименьшей величины, увеличение Н ведет к уширению максимума и увеличению абсолютного
70 120 170 220 270 UK- 70 120 170 220 270
Рис. 8. Зависимость МЩТ) для различных значений величины поля Н (а) и дляЯ=35 Э (б). Образец [3.2Co/13.9Cu]i2o.
значения величины эффекта. На рис. 8 для иллюстрации приводятся МЩТ) кривые образца [3.2Со/13.9Си]120, имеющего Ттах примерно посередине исследуемого температурного диапазона. Все исследованные образцы имеют отрицательное магнитосопротивление при выбранных условиях эксперимента.
Сравнением результатов измерений МЩТ) зависимостей с результатами магнитных измерений было установлено хорошее совпадения температуры максимума магнитосопротивления, измеренного в малых полях —35^-70 Э с температурой Кюри магнитомягкой фазы (сплава), полученной из анализа температурного хода намагниченности в поле Н=Ю Э: Ттах^Тс. Таким образом, резкое увеличение MR можно объяснить, принимая во внимание флуктуации намагниченности и упорядочивающее действие магнитного поля (расхождение магнитной восприимчивости) в точке магнитного фазового перехода. Кроме того, при этой температуре изменяется температурный коэффициент сопротивления, что так же типично для магнитного фазового перехода.
4) Установить влияние мультислойности (периода модуляции системы) на магнитные свойства.
НАУЧНАЯ НОВИЗНА диссертационной работы заключается в следующем:
Впервые в системе метастабильных сплавов Co-Си получена двойная ГПУ (4Н) структура. Показано, что метастабильные сплавы (твердые растворы) Co-Си имеют тенденцию к самоорганизации (структурному упорядочению) при соответствующих энергетических условиях.
Показано, что в рамках используемой технологии получаемые образцы имеют многофазную структуру. Изучена связь между технологическими параметрами и фазовым составом образцов, определены магнитные и структурные характеристики данных фаз.
В составе образцов обнаружен метастабильный пересыщенный твердый раствор СохСи100.х с х=24^-34 ат.% (одна из фаз). Установлена связь температурных максимумов магнитосопротивления с температурой Кюри данной фазы.
Разработана новая автоматизированная установка для измерения температурных зависимостей магнитосопротивления с высокой чувствительностью в температурном интервале 7=77-^300 К.
ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ РАБОТЫ. Изучены структура и магнитные свойства пленок кобальт-медь, полученных последовательным магнетронным распылением малых порций Со и Си, т.е. в технологических режимах, близких к используемым для получения мультислойных пленочных структур со сверхтонкими слоями Со (квази-гранулированных мультислойных пленок).
Результаты, полученные в работе, могут быть использованы:
для разработки технологии получения гранулированных мультислойных пленочных структур на основе кобальта и меди;
для дальнейшего совершенствования технологии получения материалов с ГМС на основе кобальта и меди;
для развития представлений о сплавообразовании в системе Co-Си и процессах упорядочения метастабильных сплавов Со-Си.
АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Результаты, изложенные в диссертации, представлялись и докладывались на следующих конференциях, симпозиумах, семинарах:
- Региональной научно-практической конференции "Ставеровские чтения",
Красноярск, 1998.
- Московском международном симпозиуме по магнетизму MISM-1999, Москва.
Межрегиональной конференции с международным участием "Ультрадисперсные порошки, наноструктуры, материалы", Красноярск, 1999.
- XVII международной школе-семинаре "Новые магнитные материалы
микроэлектроники", Москва, 2000.
Конференции молодых ученых Красноярского научного центра СО РАН, Красноярск, 2001.
I и II Байкальских международных конференциях "Магнитные материалы", Иркутск, 2001, 2003.
VI двустороннем Российско-Германском симпозиуме "Advanced materials with collective electronic phenomena", Новосибирск, 2002.
Междисциплинарном международном симпозиуме "Фазовые превращения в твердых растворах и сплавах ОМА- 2003", Сочи, 2003.
Всероссийской научно-технической конференции "Ультрадисперсные порошки, наноструктуры, материалы" (третьи Ставеровские чтения), Красноярск, 2003.
IV национальной конференции по применению рентгеновского, синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследования материалов РСНЭ - 2003, Москва, 2003.
- Международной конференции Euro-Asian symposium "Trends in magnetism",
Красноярск, 2004.
В целом работа докладывалась на научных семинарах кафедры технической физики Красноярского государственного университета, лаборатории магнитодинамики Института физики им. Л.В. Киренского СО РАН.
Исследования по теме были выполнены при финансовой поддержке Фонда РФФИ (гранты 99-02-17816, 01-02-06112) и Красноярского краевого фонда науки (совместный грант РФФИ-ККФН 02-02-97704).
ЛИЧНЫЙ ВКЛАД АВТОРА. Разработка и создание установки для автоматизированных измерений низкополевых температурных зависимостей магнитносопротивления MR(T) проводилась при активном участии автора. Автором были проведены все измерения температурных зависимостей MR(T) на данной установке. Автор также принимал непосредственное участие в проведении магнитных измерений на вибрационном и СКВИД-магнетометрах и в структурных исследованиях методами просвечивающей электронной микроскопии. Автором осуществлена математическая обработка результатов магнитных измерений и выполнен расчет структурных параметров системы на основе электронномикроскопических данных, а также анализ всех полученных данных, позволивший установить реальную структуру образцов.
СТРУКТУРА И ОБЪЕМ РАБОТЫ. Диссертация содержит введение, четыре главы, заключение и список литературы. Работа изложена на 130 страницах, включая 43 рисунка и 3 таблицы. Список литературы содержит 203 наименования.
Особенности магнитной анизотропии в ультратонких пленках
В случае достаточно толстых пленок, толщиной несколько сотен ангстрем и более, их магнитное поведение определяется, в основном, внутренней кристаллографической анизотропией, и размагничивающим полем 4пМ$, стремящимся удержать вектор намагниченности в плоскости пленки (анизотропия формы). Поэтому в большинстве поликристаллических пленок и в ряде монокристаллических вектор спонтанной намагниченности ориентирован в плоскости пленки. Однако, в случае, когда энергия магнитокристаллической анизотропии превалирует над размагничивающими полями, вектор эффективной намагниченности может выходить из плоскости пленки и ориентироваться в направлении, соответствующем минимуму энергии. Например, в пленках упорядоченных сплавов CoPt, которые рассматриваются сейчас как один из кандидатов в качестве среды для высокоплотной магнитной записи, формируется кристаллическая структура по типу 1Ц AuCu с осью с, направленной перпендикулярно плоскости пленки. При этом магнитокристаллическая анизотропия (МКА) данной структуры превалирует над эффектами размагничивания и вектор намагниченности ориентируется в направлении оси легчайшего намагничивания (ОЛН), обусловленной внутренней (кристаллографической) анизотропией [15, 16].
В приближении ултьратонкого предела поверхность пленки начинает играть все большую роль, приводя к возникновению так называемой поверхностной анизотропии Es. Причины, приводящие к возникновению поверхностной анизотропии, уже указывались выше: это нарушение симметрии и релаксация кристаллической решетки.
Как видно, поверхностный вклад является толщин но - зависимым (d - толщина пленки). На самом деле, реальная пленка имеет две поверхности - свободную поверхность, являющуюся границей раздела пленки и вакуума (или воздуха), и интерфейс пленка - подложка, причем вклад этих поверхностей в 1С оказывается различным. В случае эпитаксиального роста монокристаллической пленки на подложке с отличающимся параметром решетки (так называемый псевдоморфный рост) пленка имеет слегка (К10 %) искаженную структуру, со значительными напряжениями у интерфейса, релаксирующими в толщу пленки. Подобные напряжения приводят к увеличению энергии магнитной анизотропии (МАЭ) на порядки от исходной величины [17]. Расчеты величины МАЭ для ГЦК и ОЦК никеля показывают, что незначительные тетрагональные искажения решетки - 0.02 А приводят к увеличению К до значений 100 мкэВ/атом [18]. На рис. 1 показаны зависимости константы магнитокристаллической анизотропии Кот обратной толщины пленки Ifd для двух различных приведенных температур t в случае тонких никелевых пленок, выращенных на подложке Cu(OOl). При анализе температурных зависимостей магнитных характеристик часто оказывается удобно пользоваться не абсолютной температурой Г, а приведенной температурой t=T/Tc, где Тс -температура Кюри образца. Из рисунка видно, что при толщинах никелевой пленки менее 7 МС анизотропия формы доминирует, приводя к ориентации ОЛН в плоскости пленки. Для больших толщин, вплоть до 25 МС ори 13 ентация вектора намагниченности определяется внутренней (магнитокристаллической) анизотропией и соответствует перпендикулярной намагниченности пленки. При дальнейшем увеличении толщины начинается релаксация поверхностных эффектов и МАЭ опять уменьшается, становясь меньше анизотропии формы.
СПП при толщинах Со П.5А. При этом пленки Со имели ГПУ структуру с направлением [0001] параллельно нормали. По результатам ФМР измерений установлена толщинная зависимость поля эффективной анизотропии Heff =194.8/ -16.95 кЭ (d — толщина в ангстремах), определяемого как Htff={lKxfMs)-AnMs. Следует отметить, что в данном случае имеется значительное несоответствие между параметрами решетки Со и Аи: г? = {асо аАи)/аАи =13%. Подобное несоответствие приводит либо к однородным напряжениям в пленке, либо снимается через дислокации, возникающие на интерфейсе. Оба указанных механизма, наряду с нарушением симметрии на интерфейсе, являются источником поверхностной толщинно - зависимой анизотропии. Сравнивая вклады энергии упругих напряжений Es и энергии дислокаций Ej и минимизируя полную энергию Е=Ез+Е& можно получить зависящую от t\ критическую толщину dc, ниже которой пленка псевдоморфна [26]. При толщинах d dc более энергетически выгодным является механизм образования дислокаций. При очень больших значениях г\ критическая толщина составляет менее одного атомного слоя, таким образом, пленка никогда не будет псевдоморфной. Для пленок Au/Co/Au d 2k, однако в случае Си/Со интерфейса, для которого tj много меньше (2%), d llA [25]. Кроме того, в пленках Au/Co/Au было обнаружено значительное уширение петли гистерезиса при уменьшении толщины слоя Со, пропорциональное \jd2 и достигающее 8 кЭ при dCo = З.ЗА, что объясняется авторами как влияние флуктуации толщины пленки наряду с 1 Id зависимостью анизотропии [27].
Методики, используемые для исследования структуры образцов
Метод рентгеновской флуоресценции, или рентгеноспектральный флуоресцентный метод основан на анализе спектров вторичного рентгеновского излучения и применяется для контроля состава и толщины пленок. Сравнивая вторичную рентгеновскую интенсивность некоторой аналитической линии одного из элементов, излучаемой пленкой, с интенсивностью этой же линии массивного материала, состоящего из атомов того же элемента, можно определить поверхностную плотность атомов данного элемента в пленке. Если известен хотя бы приблизительный элементный состав образца, методика позволяет определить их содержание количественно (подробнее см, [156]). В данной работе описываемый метод применялся для "калибровки" распылительной установки, т.е. для установления связи параметров распыления с толщинами получаемых образцов и определения таким образом скоростей распыления, а также для контроля конечного состава приготовленных образцов. Методика имеет ошибку определения толщины не более 4% как для Со, так и для Си, что дает для исследованных пленок погрешность определения состава не более 8%.
В настоящее время методы рентгеноструктурного анализа, основанные на дифракции отраженных рентгеновских лучей, являются одними из наиболее часто используемых (наряду с электронографией) при исследовании структуры твердых тел. Наиболее успешно рент-геноструктурный анализ применяется для установления атомной структуры кристаллических тел, т.к. кристаллы обладают строгой периодичностью строения и представляют собой естественную дифракционную решетку для рентгеновского излучения. Направления максимумов отраженного излучения определяются формулой (закон Брэгга-Вульфа) 2dsinO = пЯ, (2.1) где d— межплоскостное расстояние семейства атомных плоскостей, на которых происходит дифракция; в - угол между атомной плоскостью и падающим (отраженным) лучом; и - порядок максимума; Я - длина волны излучения [47]. Однако не всегда максимумы отраженного излучения, соответствующие формуле (2.1), реализуются; в ряде случаев, определяемых расположением атомов в элементарной ячейке (структурный фактор базиса) волны, отраженные от соседних атомных слоев имеют противоположную фазу и "гасят" друг друга, тогда отражение от системы плоскостей (hkl), удовлетворяющее уравнению (2.1), но на самом деле не реализующееся, называется "запрещенным". Например, в случае простой ГЦК решетки запрещенными являются отражения от плоскостей, для которых часть индексов - четные числа, а часть - нечетные.
Подавляющее большинство используемых сейчас автоматизированных установок для рентген оструктурного анализа - дифрактометров - действуют по следующему принципу: монохроматическое излучение падает на неподвижный или поворачивающийся образец, при этом интенсивность отраженного излучения измеряется электронным счетчиком, движущимся вокруг образца. Таким образом измеряется зависимость интенсивности отраженного излучения от угла 1В, Затем по формуле (2.1) можно определить межплоскостное расстояние для плоскостей, на которых произошла дифракция. В случае поликристаллического образца (или порошка) отдельные составляющие образец кристаллики ориентированы произвольным образом, и подобная зависимость будет содержать все разрешенные условием дифракции отражения, что делает возможным определение кристаллической структуры исследуемого вещества на основе рассчитанных межплоскостных расстояний. Для монокристаллического образца дифракция возможно только для плоскостей, которые оказались правильно ориентированны и для которых выполняется условие дифракции, поэтому задача структурной идентификации монокристаллов несколько сложнее в экспериментальном плане и требует вращения образца в 3-х плоскостях. Исследование пленочных образцов, в свою очередь имеет определенные трудности в виду малости количества определяемого вещества и, как следствие, малого отношения полезный сигнал/шум (в случае монокристаллических пленок это верно для атомных плоскостей, непараллельных плоскости пленки).
В данной работе для исследования рентгеновских спектров использовался дифракто-метр ДРОН-4 с длиной волны Л=1.54056 А (Си Ка). Производилось сканирование по углам 2#=4-И00. Никаких специальных мер для увеличения чувствительности слабого сигнала (накопление и т.д.) не применялось. Ввиду малой чувствительности используемой установки для тонких поликристаллических пленок основная часть структурных исследований была проведена с использованием методов просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ).
Общие принципы. С помощью ПЭМ можно наблюдать картины микродифракции и микроструктуру исследуемых образцов. При данном методе исследования пучок электронов высокой энергии пропускается сквозь образец. Следовательно, толщина образца должна быть такой, чтобы он был прозрачен для электронного луча (обычно это несколько сотен А).
Важным отличием методов ПЭМ от методов исследований структуры с использованием рентгеновского излучения является значительно более сильное взаимодействие электронов с веществом, что позволяет исследовать структуру образца локально или с очень малого количества вещества.
Устройство ПЭЛ1. Современный электронный микроскоп состоит из вакуумной системы, высоковольтного источника и колонны, содержащей электронную пушку, конденсорную линзу и диафрагму, держатель образца, объективную линзу и диафрагму, систему формирования изображения, состоящую из промежуточной и проекционной линз с диафрагмами и систему регистрации изображения (рис.13). Электронная пушка служит источником электронов высокой энергии, которые затем собираются и фокусируются в электронный луч конденсорной системой. Через конденсорную систему также осуществляется управление яркостью изображения. После конденсорной системы электроны проходят сквозь образец и объективную линзу, которая является определяющей в плане разрешающей способности прибора. (Все линзы электромагнитные и могут быть источником аберраций). В задней фокальной плоскости объектива располагается объектная диафрагма для отбора электронов, выходящих из образца под определенным углом, определяя тем самым какие электроны будут использованы для формирования изображения. Дальнейшее увеличение происходит в системе промежуточной и проекционной линз. Промежуточная линза также определяет, будет ли формироваться дифракционная картина или изображение микроструктуры образца. Кроме того, в плоскости изображения объектива может быть использована селекторная диафрагма для отбора электронов, прошедших через определенную область образца, если нужно получить дифракцию от избранной области.
Исследование магнитных характеристик при помощи СКВИД-магнетометра
Ядерный магнитный резонанс - резонансное поглощение энергии электромагнитного поля в веществе, обусловленное магнетизмом ядер, представляет собой один из самых тонких методов получения информации о локальном пространственном распределении зарядовой и спиновой плотностей в электронной системе твердого тела. С помощью ЯМР в магнита оупорядоченных кристаллах прежде всего оказывается возможным измерять локальные магнитные поля, создаваемые на ядрах кристалла его электронной системой (сверхтонкие поля, или поля взаимодействия сверхтонкой структуры), поскольку от их величины напрямую зависит частота резонанса [81].
Данная методика оказывается чрезвычайно полезной при исследовании сплавов Со-Си, а так же тонких Со пленок и их интерфейсов, поскольку сверхтонкое поле крайне чувствительно к ближайшему окружению атомов Со. Присутствие в первой координационной сфере атома другого элемента приводит к изменению сверхтонкого поля, характерному именно для этого атома. Так, частота ЯМР-резонанса для объемного ГЦК Со составляет 217 МГц (при 7=4.2 К), замена одного из атомов Со в ближайшем окружении на атом Си приводит к понижению частоты резонанса на 18 МГц [161].
Для исследования ЯМР-спектров образцов использовался лабораторно изготовленный импульсный ЯМР - спектрометр, охватывающий диапазон измерения частот ЯМР-резонанса 150+250 МГц [162]. Измерения проводились при комнатных температурах и контрольные -при температуре жидкого азота 7 =77К
Широко распространенным методом изучения магнитных характеристик исследуемого материала является использование вибрационного магнитометра. При помощи этого метода магнитный момент образца может быть измерен с высокой степенью точности. Возможно проведение температурных измерений. Принцип действия вибрационного магнетометра следующий: образец, закрепленный на специальном штоке, помещается в постоянное магнитное поле. Шток, приводимый в действие электромагнитом, колеблется (вибрирует) с постоянной частотой и амплитудой, при этом образец находится между двумя измерительными катушками. Магнитный момент образца создает в этих катушках добавочное (наведенное) магнитное поле, которое из-за движения образца изменяется с частотой, равной частоте колебаний образца. В результате на измерительных кольцах индуцируется пропорциональная намагниченности образца ЭДС, которая может быть измерена при помощи синхронного детектора, настроенного на частоту колебаний образца. Вся система калибруется при помощи образца с известной намагниченностью. Для определения абсолютного значения намагниченности необходимо знать плотность образца и количество магнитного материала в нем (М=измеренный момент/объем образца).
В данной работе использовался лабораторно изготовленный вибрационный магнетометр с чувствительностью не хуже 5x10" электромагнитных единиц [163]. С помощью него были измерены: петли гистерезиса при КТ и температуре жидкого Не (4К), а так же температурный ход намагниченности в интервале температур от 4К до КТ.
Наиболее чувствительным прибором для измерения магнитных характеристик образца на настоящее время является СКВИД - магнетометр. Основой для высокоточного измерения магнитного момента в данном приборе служит СКВИД - датчик или просто СКВИД (от англ. SQUID - Superconducting QUantum Interference Device - сверхпроводящий квантовый интерференционный прибор), который представляет собой сверхпроводящее кольцо с одним или двумя джозефсоновскими переходами. Из-за квантованности состояний в сверхпроводнике и крайне нелинейного поведения джозефсоновского перехода, с помощью СКВИДа возможно обнаруживать изменения внешнего магнитного поля 10" Тл, причем он может работать и в полях 7 Тл.
В этой работе использовался СКВИД-магнетометр MPMS фирмы Quantum Design [164]. На рис. 16. показано устройство прибора. В MPMS магнитные поля не детектируются напрямую СКВИДом, Вместо этого, образец движется через систему сверхпроводящих измерительных колец, которые сверхпроводящими проволоками соединены с входным кольцом СКВИДа, осуществляющего индукционную связь тока измерительных колец со СКВИДом. Соответствующим образом настроенная, электроника СКВИДа выдает выходное напряжение, строго пропорциональное току на входе СКВИДа.
Измерения производятся следующим образом; образец движется сквозь расположенные в центре магнита измерительные кольца. При этом его магнитный момент индуцирует в них электрический ток. Поскольку измерительные кольца образуют с входным кольцом СКВИДа замкнутую цепь, любое изменение магнитного потока в измерительных кольцах вызывает изменение тока в этой цепи, пропорциональное этому изменению. В целом СКВИД функционирует как высокоточный линейный преобразователь входной ток — выходное напряжение, а вся система в целом позволяет проводить прецизионные измерения магнитного момента образца. Могут использоваться измерительные кольца различной конфигурации, обеспечивающие различную чувствительность и отношение сигнал/шум. Конечный отклик с датчиков при движении образца обрабатывается специальной программой, позволяющий вычислить значения момента и строить зависимости от таких параметров, как Я и Т.
На СКВИД-магнетометре проводились измерения температурного хода намагниченности в слабом поле #=70 Э после охлаждения образца в нулевом поле (ОНП, охлаждение в нулевом поле) и поле, при котором проводились измерения (ОП, охлаждение в поле) в диапазоне температур 5- -300 К, а так же для измерения петель гистерезиса при температуре жидкого Не для ряда образцов.
Температурные зависимости магнитосопротивлевия
Температурные зависимости динамического магнитосопротивления образцов были исследованы так, как это описано в п. 2.4. В случае, когда dcu .S А, ни каких особенностей температурного хода ДМС обнаружено не было; сам эффект ДМС для этих образцов при используемой геометрии эксперимента и в полях #а 500 Э не превышал 3 10" %. Для образцов с большей эффективной толщиной Cu-слоя (начиная с образца [3.2c0/6.8cu]i2o) характер температурных зависимостей ДМС меняется: при определенной температуре Ттах магнито-сопротивление образца резко увеличивается и на зависимости MR(T) появляется выраженный максимум. Наиболее ярко данная особенность проявляется в магнитных полях малой амплитуды, увеличение На ведет к уширению максимума и увеличению абсолютного значения величины эффекта. На рис. 39 для иллюстрации приводятся MR(T) кривые образца [3.2Co/13.9cu]i2o, имеющего Ттах примерно посередине исследуемого температурного диапазона. Все исследованные образцы имеют отрицательное магнитосопротивление при выбранных условиях эксперимента.
Сравнивая результаты измерения MR(T) зависимостей с результатами магнитных измерений, было установлено хорошее совпадения температуры максимума магнитосопротивления, измеренного в малых полях —35- 70 Э с температурой Кюри магнитомягкой фазы (сплава), полученной из анализа температурного хода намагниченности в поле #=70 Э: Тта Тс (см. табл. 3). Таким образом, резкое увеличение ДМС можно объяснить, принимая во внимание флуктуации намагниченности и упорядочивающее действие магнитного поля (расхождение магнитной восприимчивости) в точке магнитного фазового перехода. Для сравнения на ряде образцов были проведены измерения температурного хода магнитосопротивления в постоянном поле Н-2 кЭ стандартным четырехзондовым методом, все они показали удовлетворительное соответствие характеру температурных зависимостей ДМС, полученных при максимальной величине перемагничивающего поля На 5№ Э. На рис. 40 показаны температурные зависимости электросопротивления для того же образца [3.2co/13.9cu]t2o, снятые в отсутствие магнитного поля и в поле Н=2 кЭ (а) и величины MR(T) (б). Кроме того, на зависимости MRH=O(T) виден характерный излом в окрестности Гд , связанный с изменением механизма электросопротивления материала. В этой точке изменяется температурный коэффициент сопротивления (рис. 40(B)), что так же типично для магнитного фазового перехода [81].
Температура максимума магнитосопротивления, а, следовательно, и Тс сплава, зависящая от его состава, для образцов с dc 6.% А меняется в пределах от КТ и до температуры ниже 77 К. Рис. 41(a) показывает изменение Ттах для образцов с различной эффективной толщиной медного слоя dcu- Более тщательный анализ зависимости 7 от параметров образцов показывает влияние обоих параметров - dcu и dc0 - на температуру максимума MR, т.е. на состав сплава: как увеличение dcu, так и уменьшение dc0 ведет к уменьшению Тс, а значит к формированию более бедного атомами Со сплава в процессе приготовления образцов. Рис. 41(6) и (в) показывают, как изменяется Ттах при изменении dcu в случае практически постоянной эффективной толщины Co-слоя 0=3.1 3.3 А (б) и при изменении dco для образцов с эффективной толщиной Cu-слоя в диапазоне /си=16- 19 А (в).
Величина эффекта ДМС для всех образцов в точке максимума (Ттах) и полях до 500 Э не превышает MR=0.25 % и находится в корреляции с содержанием сплава Co-Си в образце. Для сравнения на ряде образцов также были измерены температурные зависимости ДМС в геометрии, когда перемагничивающее поле приложено в плоскости пленки перпендикулярно току, H-jJ. Данные зависимости в значительной степени отличаются от кривых, полученных при первоначальной геометрии эксперимента: наряду с максимумом MR, соответствующим температуре Кюри сплава Co-Cu (7 для случая, когда Я_у и //-уя) возникает второй максимум магнитосопротивления, температура которого Ттах2 имеет сильную зависи мость от величины прикладываемого поля #-. При этом величина эффекта при Ттах2 примерно на порядок выше в сравнении с предыдущей геометрией при тех же значениях поля Н . Рис. 42 иллюстрирует температурные зависимости ДМС для образца [3.6co/19.4cu]i2o. полученные в обеих геометриях эксперимента. Следует отметить, что возникновение второго максимума наблюдается не для всех образцов - так, для образца [З.ІоЛб.ЗсиЗш и
[3.2c /22.3cu]i2(b зависимости MR(T), полученные в двух описанных геометриях практически идентичны, отличаясь лишь по величине эффекта.
По-видимому, подобный характер магнитосопротивления (возникновение второго максимума MR) связан с формированием в образцах доменной структуры при низких температурах. Приложение переменного магнитного поля в плоскости пленки вызывает перемагни-чивание образцов, которое происходит, в частности, за счет процессов движения доменных границ и изменения доменной структуры. Поскольку рассеяние на доменных границах отличается от рассеяния в глубине домена [195-197], они вносят свой вклад в электросопротивление образца. Вследствие этого конфигурация доменной структуры, зависящая от величины приложенного поля (и от температуры), оказывает большое влияние на сопротивление образцов, приводя к возникновению дополнительного вклада в температурные зависимости
Описанный механизм возникновения дополнительного вклада в магнитосопротивление возможен, если в образцах имеются достаточно протяженные ферромагнитные области, в которых формируется доменная структура. Приложение переменного поля в направлении нормали пленочного образца не приводит к движению доменных границ и связанный с ним вклад в магнитосопротивление отсутствует. Данный вклад должен отсутствовать и в том случае, если образец представляет собой набор однодоменных ферромагнитных частяц, перем агничивание которых происходит только за счет вращения вектора намагниченности.
