Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Структура и магнитные свойства аморфных ферримагнитных пленок сплавов РЗМ-ПМ 19
1.1. Химический состав и структура 21
1.2. Магнитная структура 26
1.3. Численный расчет и экспериментальное исследование процессов перемагничивания 34
1.3.1. Особенности основного состояния одноосного ферримагнетика вблизи температуры компенсации 35
1.3.2. Модель бинарной структуры 42
1.3.3. Толщинная зависимость магнитных свойств пленок РЗМ-ПМ 53
1.4. Природа перпендикулярной анизотропии в пленках РЗМ-ПМ 59
1.5. Эффекты старения в пленках РЗМ-ПМ 73
Выводыкглаве 1 81
Глава 2. Эффекты взаимодействия лазерного излучения с пленками РЗМ-ПМ 84
2.1. Процессы структурообразования и термомагнитная запись в двумерных магнитных системах 85
2.2. Новый механизм термомагнитной записи в аморфных пленках РЗМ-ПМ 96
2.2.1. Термомагнитная запись в точке Кюри 97
2.2.2. Термомагнитная запись короткими импульсами лазерного излучения 101
2.2.3. Термоупругие напряжения в магнитных пленках при оптической записи 105
2.3. Термомагнитная запись аналоговой информации 115
Выводы к главе 2 125
Глава 3. Применение аморфных пленок РЗМ-ПМ в устройствах оптической обработки информации 127
3.1. Диски для магнитооптической памяти 127
3.2. Регистрация оптических излучений и магнитная фотография 129
3.3. Регистрация локальных магнитных неоднородностей в носителях информации 139
Выводы к главе 3 143
Глава 4. Структура и свойства нанокристаллических пленок За-металлов 145
4.1. Технология получения нанокристаллических пленок 146
4.2. Нанокристаллические пленки железа 151
4.2.1. Химический состав и структура 151
4.2.2. Магнитные свойства 156
4.2.3. Фазовые превращения в нанокристаллических пленках Fe-N 160
4.3. Нанокристаллические пленки кобальта 166
4.3.1. Химический состав и структура 166
4.3.2. Магнитные свойства 169
4.3.3. Электрические свойства 174
4.4. Пленки никеля, полученные методом импульсно-плазменного напыления 182
4.4.1. Структура и свойства пленок Ni 182
4.4.2. Структура и свойства пленок Ni, осажденных в атмосфере азота 188
Выводы к главе 4 193
Глава 5. Физико-технологические аспекты создания нанокристаллических пленочных материалов для практических применений 196
5.1. Магнитомягкие свойства нанокристаллических пленок 3<1-металлов 196
5.1.1. Корреляция структура - коэрцитивность в нанокристаллических магнитных материалах 197
5.1.2. Магнитный гистерезис в наногранулированных системах с суперпарамагнитными частицами 202
5.1.3. Магнитные свойства высокорезистивных наногранулированных пленок 207
5.2. Пленочные носители для устройств памяти со сверхплотной магнитной записью 221
5.2.1. Переход от магнитооптической памяти к продольной магнитной записи 222
5.2.2. Требования к магнитным носителям с плотностью записи > 1010бит/см2 227
5.2.3. Формирование упорядоченной структуры в наногранулированных магнитных пленках 231
Выводы к главе 5 234
Основные результаты и выводы 236
Литература 240
- Численный расчет и экспериментальное исследование процессов перемагничивания
- Природа перпендикулярной анизотропии в пленках РЗМ-ПМ
- Термоупругие напряжения в магнитных пленках при оптической записи
- Регистрация локальных магнитных неоднородностей в носителях информации
Введение к работе
Актуальность
Вторая половина прошлого столетия ознаменовалась появлением новых областей техники, сыгравших существенную роль в модернизации образовательного, научного и индустриального уровней общества. Появление микроэлектроники, информатики и информационных технологий стало возможно благодаря выдающимся достижениям в разработке новых твердотельных материалов с необычными физическими свойствами.
Можно выделить два направления получения новых свойств у твердотельных материалов: понижение размерности образцов и переход к неупорядоченным структурам.
Двумерные образцы (тонкие пленки) обнаруживают специфические свойства, зависящие от их геометрических размеров. Эти размерные эффекты появляются в том случае, когда какая-либо характерная длина в данном физическом явлении (например, длина свободного пробега электрона, радиус обменного взаимодействия и т.д.) становится сравнимой с толщиной образца. Существование размерных эффектов в тонких пленках открывает широкие возможности экспериментального изучения вещества в пленочном состоянии, позволяет определить микроскопические константы твердого тела, которые трудно или невозможно находить в массивных образцах.
Особое место в физике пленок занимают пленки магнитоупорядоченных веществ [1,2]. Это связанно с тем, что, они позволяют поставить и решить ряд фундаментальных проблем для «двумерного» случая в физике магнетизма, а во-вторых, с тем, что они проявляют интересные физические свойства. Особую значимость приобретают исследования свойств магнитных пленок, направленные на их использование в микроэлектронике и СВЧ-технике. Изучением физических свойств магнитопленочных материалов с моно- и поликристаллической структурой исследователи занимались до начала 70-х годов.
5 За это время был обнаружен и интерпретирован целый ряд необычных эффектов в магнитных пленках, которые нашли широкое применение в технике [3]. На повестку дня стал вопрос о создании магнитопленочных материалов с новыми свойствами.
Аморфные ферромагнетики
В современной физике конденсированного состояния имеется определенный класс объектов, которые называются неупорядоченной системой [4]. В твердом теле неупорядоченность есть следствие неравновесности его структуры, но при этом время существования этой структуры чрезвычайно велико. При определенных условиях в кристаллической области параметров твердого тела может возникнуть новое состояние системы - аморфное. Это долгоживущее слобонеравновесное состояние характеризуется смешанными свойствами. С одной стороны, плотность вещества и ее флуктуации близки к тем, что наблюдается в кристаллическом состоянии, а с другой стороны, корреляционные характеристики близки к жидкой фазе (наличие ближнего и отсутствие дальнего структурного порядка).
К настоящему времени предложен ряд структурных моделей аморфных материалов, которые можно разделить на две большие группы [5]: первая группа моделей основывается на квазижидкостном описании структуры с помощью непрерывной сети хаотически расположенных плотноупакованных атомов; вторая группа - основывается на описании структуры кристаллов (кластеров), содержащих высокую плотность дефектов различного типа (в частности, межзеренных границ). Для описания структурно неупорядоченной системы в рамках квазижидкостной модели может служить случайная упаковка шаров в модели Бернала. На базе такой модели были рассчитаны функции радиального распределения, полученные с помощью новых приближенных уравнений Орнштейна-Цернике при плотности кристаллического состояния. Получено расщепление второго максимума в радиальной функции на два пика и предложено считать это расщепление структурным признаком аморфного состояния [6].
Основная идея «кластерной» модели состоит в том, что небольшое число атомов может иметь более низкую энергию в силу упорядоченности в расположении этих атомов. Кластеры рассматриваются как группировки или конфигурации атомов с повышенной упорядоченностью в их взаимном расположении и с более сильными внутренними связями по сравнению с внешними. При этом кластер не имеет поверхности раздела, а переход от одной локальной группировки к другой совершается непрерывно через более разу-порядоченные области. Отличие кластеров от нанокристаллитов заключается в отсутствии у первых трансляционных элементов симметрии. Критический размер кристалла, при котором он еще сохраняет все присущие данному типу кристалла элементы симметрии, и следует считать нижним пределом размера нанокристаллита. Например, для a-Fe этот критический размер ~ 0,5 нм, для Ni ~ 0,6 нм [7]. Очевидно, эти размеры определяют переход от нанокристал-лической к аморфной структуре в рамках кластерной модели.
Закономерности, присущие неупорядоченным системам (в т.ч. аморфным): пространственная однородность в среднем и отсутствие корреляций между локальными случайными параметрами. Эти параметры будучи случайными в конечной системе, стремятся в макроскопическом пределе к определенным неслучайным значениям. Поэтому, несмотря на отсутствие у аморфных сплавов Зс1-металлов дальнего порядка в расположении атомов, в них наблюдается магнитное упорядочение. Первоначально дальний магнитный порядок в атомно-неупорядоченной среде приписывается существованию в структуре неких нанокристаллических областей. Это было связанно с тем, что ферромагнетизм не мыслится без кристаллической решетки. Однако в 60-х годах А.И. Губанов теоретически обосновал возможность существования аморфных ферромагнетиков [8], что в дальнейшем было экспериментально подтверждено. Тем не менее многие особенности свойств аморфных магнитных материалов все еще не получили достаточно полного объяснения. В то же время расширение круга областей практического применения
7 аморфных ферромагнетиков делает задачу изучения природы ферромагнетизма неупорядоченных систем очень актуальной.
Из большого класса аморфных магнитных материалов, находящихся в центре внимания исследователей, остановимся на аморфных пленках сплавов редкоземельных (тербиевая группа) и переходных металлов (РЗМ-ПМ). Эти сплавы сочетают в себе высокие магнитные характеристики 4і*-металлов (большой магнитный момент) и Зё-металлов (высокая температура Кюри). Однако в кристаллическом состоянии эти металлы образуют лишь небольшое количество стехиометрических составов, которые являются гомогенными фазами. В то же время в случае аморфных сплавов взаимная растворимость 3d- и 4і*-металлов имеет широкие концентрационные пределы, что позволяет получать материалы с различными физическими свойствами. Также как и в кристаллических интерметаллических соединениях, в аморфных сплавах переходных и редкоземельных (тербиевая группа) элементов формируется ферримагнитное упорядочение.
Аморфное состояние сплавов РЗМ-ПМ имеет ряд преимуществ по сравнению с другими аморфными системами [9]: различие в радиусах атомов редкоземельных и переходных металлов способствует образованию аморфной фазы и не требует включения в состав стеклообразующей компоненты; высокая термостабильность - кристаллизация происходит при Т > 500 К; легко реализуется в пленочных образцах без криогенных температур подложки.
Магнитная структура. В то время как магнитная структура аморфных ферромагнетиков относительно проста, в аморфных ферримагнетиках она может быть очень сложной вследствие преобладающей роли отрицательного обменного взаимодействия между РЗМ и ПМ атомами, а также вследствие высокой локальной магнитной анизотропии со случайным распределением осей. На основе экспериментальных результатов по исследованию магнитной структуры аморфных сплавов РЗМ-ПМ методом упругого рассеивания нейтронов были сделаны следующие выводы [10]: магнитные моменты атомов
8
РЗМ ориентируются главным образом параллельно друг другу; магнитные
моменты подрешеток РЗМ и ПМ ориентируются антипараллельно; в зависи
мости от величины средней локальной анизотропии со случайным распреде
лением осей и средней обменной энергией могут возникнуть различные слу-
9 чайные неколлинеарные магнитные структуры.
Намагниченность. Разупорядочение атомной структуры определяет особенности поведения намагниченности в аморфных пленках РЗМ-ПМ. Величина магнитного момента на формульную единицу, которая определяется из измерений низкотемпературной намагниченности в экстраполяции Т —* О К,
оказывается меньше для аморфного состояния по сравнению с соответст
вующим кристаллическим [11]. Полученный результат интерпретируется, с
одной стороны, увеличением магнитного момента переходного металла в
аморфном состоянии. Этот эффект связан с тем, что аморфное состояние ха
рактеризуется низкой плотностью и большими расстояниями между РЗМ
атомами, вследствие чего уменьшен перенос заряда от РЗМ к ПМ атомам, по
сравнению с кристаллическим аналогом. С другой стороны, нарушение па
раллельной ориентации магнитных моментов РЗМ атомов приводит к
уменьшению эффективной намагниченности РЗМ подрешетки и понижению
намагниченности сплава.
Ферримагнитное упорядочение в пленках РЗМ-ПМ предполагает существование точки магнитной компенсации на концентрационной зависимости намагниченности насыщения при Т = const. Наличие такой точки было экспериментально обнаружено. Компенсационный состав зависит от вида эле-
ментов, входящих в сплав: при Т = 300 К самое большое содержание РЗМ-
элемента (28 ат. %) в пленках НоСо и самое низкое (22 ат. %) - в TbFe.
Точка Кюри. Температуры Кюри в аморфных и кристаллических ферри-магнетиках, как правило, сильно отличаются. Такое отличие обусловлено влиянием следующих факторов:
1. Переход s-элементов РЗМ атомов в Зё-зону переходного металла в аморфном состоянии менее существенный, что приводит к увеличе-
9 нию магнитного момента переходного металла и точки Кюри в аморфном сплаве.
Обменные интегралы и среднее число ближайших соседей в аморфном состоянии существенно отличаются от соответствующих значений для кристаллического состояния вследствие различий химического и позиционного ближних порядков.
Несопряжение спинов, локальная магнитная анизотропия и структурные флуктуации обменных интегралов приводят к снижению точки Кюри.
Если предположить, что основное различие точки Кюри сплавов РЗМ-Со и РЗМ-Fe связанно с разным влиянием перераспределения заряда (фактор 1), а другие факторы (2 и 3) играют приблизительно одинаковую роль в этих сплавах, то должны выполняться следующие соотношения: Тса> Тск, для сплавов РЗМ-Со и Тса< Тск, для сплавов РЗМ-Fe.
Этот вывод подтверждают экспериментальные результаты: в аморфных сплавах ТЬСо2 Тса > 600 К (Тск > 240 К), а в сплавах TbFe Тса > 390 К (Тск > 704 К) [11]. В аморфных сплавах РЗМ-Со перераспределение заряда не играет существенной роли и не может скомпенсировать влияние других факторов, поэтому в них наблюдается уменьшение температуры Кюри по сравнению с кристаллическим состоянием.
Магнитная анизотропия. В 1973 г. в аморфных пленках сплавов Cd-Co и Cd-Fe была обнаружена большая магнитная анизотропия [12]. Это открытие послужило дополнительным стимулом к изучению свойств аморфных сплавов РЗМ-ПМ, т.к. значительно расширило область практических приложений этих материалов [13, 14].
Для объяснения природы магнитной анизотропии аморфных ферримаг-нетиков был предложен ряд механизмов:
1. Магнитная анизотропия обусловлена анизотропией в расположении пар атомов переходных металлов.
Анизотропия, вызванная механическими напряжениями (магнито-упругая анизотропия).
«Столбчатая» структура, которая возникает за счет эффектов самоэкранирования во время осаждения пленки.
Направление легкого намагничивания может быть параллельным и перпендикулярным плоскости пленок. Для реализации второго варианта необхо-димо, выполнение условия Ki > 27iMs (энергия перпендикулярной анизотропии должна быть больше энергии анизотропии формы образца). Как показали эксперименты, в широкой концентрационной области аморфных сплавов РЗМ-ПМ это условие выполняется. При этом нужно учитывать тот факт, что соотношение вкладов перечисленных выше механизмов формирования магнитной анизотропии определяется составом и технологическими условиями получения пленок.
Магнитооптические свойства. Интерес к магнитооптическим свойствам (эффекты Керра и Фарадея) в аморфных пленках РЗМ-ПМ в значительной степени определяется тем фактором, что они имеют большое значение для практического использования этих материалов [15]. Концентрационные зависимости для пленок с содержанием от 15 до 40 ат. % РЗМ показывают уменьшение угла вращения Керра (Qk) и Фарадея (QF) с увеличением концентрации РЗМ-элемента. В связи с этим встает вопрос о вкладе той и другой подрешетки в формирование магнитооптических эффектов.
Сравнение спектров угла вращения Qk для аморфных пленок сплавов РЗМ-ПМ и пленок переходных металлов показывает, что они имеют одинаковый характер для видимой части спектра. Этот результат подтверждает предположение об основном вкладе ПМ-подрешетки в МО-эффекты для интервала X = 400 -г- 700 нм. Таким образом, величина Qk и QF вблизи точки магнитной компенсации в аморфных пленках РЗМ-ПМ остается большой, несмотря на то, что МЭф в окрестности точки компенсации близка к нулю.
Практическое использование аморфных пленок РЗМ-ПМ. В 1958 г. была высказана идея термомагнитной записи информации [16]. При использова-
ний для записи лазерного луча (минимальный размер сфокусированного пучка определяется дифракционным пределом и составляет пятно диаметром ~ 1 мкм) может быть получена плотность записи ~ 10 бит/см , что на несколько порядков превышало плотность записи устройств памяти, существующих на тот период. Но с реализацией этого метода записи возникли проблемы, которые определялись тем, что к магнитным материалам предъявлялись противоречивые требования. Такую высокую плотность записи могли обеспечить только пленочные материалы с намагниченностью, расположенной по нормали плоскости пленки [17], т.е. должно быть выполнено условие Kjl > 2nMs. Для выполнения этого условия требовались материалы с малой величиной Ms. С другой стороны, для увеличения сигнала считывания требовалось большое Ms, т.к. Uc ~ Ms.
Только в середине 70-х годов появились материалы, в которых это противоречие было устранено. Этими материалами стали аморфные пленки сплавов РЗМ-ПМ [17, 18]. Использование сплавов РЗМ-ПМ, близких к точке магнитной компенсации, обеспечивало малую величину эффективной намагниченности. В то же время использование магнитооптических эффектов для считывания информации гарантировало большой сигнал, т.к. намагниченность Зё-подрешетки определяет в основном величину этих эффектов. Задача создания магнитооптических запоминающих устройств на базе пленок РЗМ-ПМ потребовала, с одной стороны, более детального изучения особенностей физических свойств этих материалов (процессы перемагничивания в окрестности точки магнитной компенсации, природа перпендикулярной анизотропии, механизмы старения этих материалов и т.д.), а, с другой стороны, исследования эффектов взаимодействия лазерного излучения с пленками РЗМ-ПМ с целью оптимизации параметров записи. Эти вопросы стали предметом наших исследований в течение 1980 — 1995 гг.
Магнитные нанокристаллические материалы
В 60-е годы прошлого столетия на стыке физики металлов и коллоидной химии возникло новое направление исследований - физика ультрадисперсных сред. Это направление связанно с изучением особого класса материалов, представляющих собой микроскопические ансамбли малых частиц, размеры которых лежат в области от 1 до 100 нм. Наибольший интерес получили исследования металлических ультрадисперсных сред [19], основные физические свойства которых, существенно отличаются от свойств объемных ана-
логов. Особенности свойств ансамбля малых частиц определяются как инди
видуальными параметрами частиц, так и эффектами взаимодействия между
ними. Особые структуры и свойства малых атомных агрегаций представляют
значительный научный и прикладной интерес, т.к. являются промежуточны
ми между строением и свойствами изолированных атомов и твердым телом.
При этом, чем меньше размер частиц, тем больше специфических свойств
они проявляют. Поэтому неудивительно, что в обзоре [20], опубликованном
через 10 лет после работы [19], к малым частицам относятся уже структур
ные образования с размером < 10 нм. Эти частицы принято называть нанок-
ристаллитами, а ансамбли таких частиц - нанокристаллическими материала
ми [21].
Физические свойства нанокристаллитов определяются, с одной стороны, влиянием размерных эффектов, когда размеры частиц становятся соизмеримы или меньше, чем характерный корреляционный масштаб того или иного
физического явления, а с другой стороны, увеличением доли поверхностных
атомов в структуре частицы.
Если говорить о магнитных наночастицах, то новые свойства у них появляются в диапазоне размеров D = 20 -*- 40 нм. Частицы Зё-металлов и их сплавов при этих масштабах переходят в однодоменное состояние, что при-водит к смене механизма перемагничивания и увеличению коэрцитивной силы. Однако более значительные изменения свойств у этих наночастиц на-
13 блюдается при D < 10 нм, когда доля поверхностных атомов увеличивается до 10 -ь 50 %. В этом случае для понижения свободной энергии частицы происходит перестройка ее структуры: образование фаз с меньшей поверхностной энергией, т.е. с более плотной упаковкой атомов (ОЦК —* ГЦК), или уменьшение среднего межатомного расстояния. Перестройка структуры частиц сопровождается изменением ее физических свойств [19, 20, 22].
В то же время высокая химическая активность поверхностных атомов приводит к тому, что на поверхности частицы образуется оболочка из оксидов, карбидов и других соединений За-металлов, т.е. наночастица перестает быть гомогенным образованием. Взаимодействие «ядра» частицы с «оболочкой» также изменяет магнитные свойства этого наноблока: понижается эффективная намагниченность, увеличивается константа магнитной анизотропии и т.д. [23, 24].
Когда из таких наноблоков получают конденсированные среды, на свойства таких материалов дополнительно к индивидуальным особенностям наночастиц влияют также эффекты взаимодействия между ними, что приводит к значительной модификации и даже принципиальному изменению свойств известных материалов при переходе в нанокристаллическое состояние [25, 26]. Специалисты видят широкое практическое применение этих на-нокомпозитов для создания магнитомягких и магнитожестких, материалов, а также сред-носителей для устройств магнитной памяти нового поколения [27].
Практически все типы наноматериалов, за исключением супрамолеку-лярных [28], из-за структурных особенностей являются неравновесными. В самом общем виде удаление от равновесия и соответственно избыточная свободная энергия Гиббса могут быть связаны характерным для наноматериалов обилием поверхностей раздела, наличием неравновесных фаз, остаточных напряжений и повышенным содержанием дефектов кристаллического строения.
Вполне очевидно, что при термических воздействиях неизбежны рекри-сталлизационные, релаксационные процессы, а также явления распада и фазовых превращений. Все это должно сказываться на физико-химических свойствах, определяя важность изучения эффектов старения этих материалов. Эта задача, также как и исследование природы размерных эффектов, являются важнейшими и сравнительно малоизученными проблемами нанокристал-лических материалов.
Таким образом можно утверждать, что на сегодняшний день многие свойства нанокристаллических материалов еще не нашли должной интерпретации. В то же время большая практическая значимость этих композитов является существенной мотивацией для увеличения внимания со стороны специалистов к изучению свойств этих материалов. В качестве примера повышенного интереса к этой области физики твердого тела может служить тот факт, что в США в структуре Национального совета по науке и технике, который возглавляет лично президент страны, в середине 90-х годов создан подкомитет - Межотраслевая группа по науке, нанотехнике и нанотехноло-гии. С 1997 по 2002 год финансирование исследований в этой области выросло в 6 раз и в 2002 году составило ~ 600 млн. долларов [29].
Здесь уместно привести цитату из выступления в сенате США лауреата Нобелевской премии Ричарда Смоли: «Еще 10-^-20 лет тому назад большая нанотехнологическая программа была бы преждевременной. Еще не было требуемого инструментария, а также необходимого понимания и умонастроения. Сейчас же мы имеем поток новых результатов и приставка «нано» слышится на всех научных и технических конференциях по всему миру. Слово «нано» стало подобно зуммеру. Без национальной нанотехнологической инициативы США уже к 2010 году окажутся в положении, когда будет уже поздно предпринимать усилия по сохранению своего ведущего положения, и им придется уступить во всех сторонах экономики обширные рынки нанотехнологической продукции» [30].
15 Свойства нанокристаллических магнитопленочных материалов стали объектом наших исследований с 1992 года.
Цели и задачи исследования.
Цель работы: разработка физико-технологических основ создания магнитопленочных материалов с заданными свойствами. Установление и интерпретация связи между различными видами структурной неупорядоченности и магнитными свойствами пленочных конденсатов.
Объект исследования: аморфные ферримагнитные пленки сплавов РЗМ-ПМ и нанокристаллические пленки 3d - металлов.
Для достижения поставленной цели необходимо было решить следующие задачи:
Разработать технологию получения аморфных пленок сплавов РЗМ-ПМ в условиях сверхвысокого вакуума (10" torr) с контролем ряда магнитных параметров «in situ» и нанокристаллических пленок 3d - металлов с размером структурных блоков < 5 нм.
Провести комплексное исследование корреляции структура-свойства пленочных образцов в исходном состоянии и после термоотжига.
Изучить эффекты взаимодействия лазерного излучения с аморфными пленками сплавов РЗМ-ПМ.
Рассмотреть возможности практического использования обнаруженных новых эффектов для создания устройств современной микро- и оптоэлек-троники и вычислительной техники.
Научная новизна полученных в диссертации результатов состоит в том, что:
Разработана вакуумная технология нанесения магнитопленочных конден
сатов, создающая основу для получения структурно- и магнитонеравно-
весных образцов с необходимой степенью топологической и химической
неупорядоченностью.
Проведено качественное и количественное описание влияния неоднород-
ностей химического и фазового состава на магнитные и электрические
свойства неравновесных пленочных конденсатов.
Предложена модель формирования перпендикулярной магнитной анизо-
щ тропии в аморфных ферримагнитных пленках, основным источником ко
торой являются высокоанизотропные кристаллоподобные кластеры, фор
мирующиеся в области подложки.
Теоретически и экспериментально исследованы особенности термомаг
нитной записи информации в аморфных ферримагнитных пленках при
л воздействии коротких импульсов лазерного излучения (т < 10 не).
Разработаны физические принципы и созданы магнитопленочные материалы для записи аналоговой информации.
Проведено комплексное исследование магнитных и электрических свойств нанокристаллических пленок 3d — металлов с размером наноча-стиц (D < 10 не). Изучены особенности перестройки структуры и физических свойств этих материалов в результате термической релаксации.
Проведено экспериментальное исследование влияния эффектов магнитного взаимодействия между суперпарамагнитными частицами на физиче-
ские свойства пленочных нанокомпозитов.
Практическая ценность полученных в диссертации результатов определяется тем, что:
Предложен новый механизм термомагнитной записи информации в аморфных пленках РЗМ-ПМ, энергетическая чувствительность которого на порядок выше порога чувствительности обычного метода записи в точке Кюри.
На базе разработанного термомагнитного метода записи аналоговой информации создан прибор для визуального наблюдения и фотометрирова-ния структуры оптических излучений и визуализации магнитных полей рассеяния магнитных головок, лент, дисков.
Показана возможность создания высокорезистивных магнитомягких материалов для устройств СВЧ-электроники на базе нанокристаллических пленок 3d - металлов.
Предложено использовать наногранулированные материалы с упорядоченным расположением магнитных наночастиц для создания магнитопле-ночного носителя со сверхплотной записью информации 10 бит/см .
На основе проведенных исследований были выполнены научно-исследовательские и опытно-конструкторские работы по заданию ГКНТ при СМ СССР и ряда министерств. Были разработаны и переданы в производство магнитопленочные датчики слабых магнитных полей, технология получения макетов магнитооптических дисков, магнитооптический визуализатор полей рассеяния на магнитных носителях и магнитных головках.
Апробация полученных результатов. Результаты, изложенные в диссертации, докладывались на Международном коллоквиуме «Magnetic Films and Surfaces» (Регенсбург, 1975; Дюссельдорф, 1994); на международных конференциях «International Symp. on Magnetism» (Warsaw, 1994; Москва, 1999); на международной конференции «Magn.multilayers and low dimens. magn.» (Ekaterinburg, Russia, 1994); на международной конференции NANO-2 (Herald of Russian Acad. Tech. Sci. 1994); на Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Донецк, 1977; Харьков, 1979; Пермь, 1981); на Всероссийских конференциях - школа-семинар «Новые магнитные материалы микроэлектроники» (Москва - МГУ, 1994; 1996; 1998; 2000; 2002; 2004); на Втором всероссийском семинаре «Моделирование неравновесных систем-99» (Красноярск, 1999); на Первом междисциплинарном семинаре «Фракталы и прикладная синергетика» (Москва - РФФИ, 1999); на XVI Российской конференции по электронной микроскопии (Черноголовка, 1996); на Республиканских конференциях «Автоматизация и механизация процессов производства и управления» (Каунас - КПИ, 1979, 1980); на Всесоюзной школе-
18 семинаре «Новые магнитные материалы для микроэлектроники» (Орджоникидзе, 1976); на Региональных конференциях с международным участием «Ультрадисперсные порошки, материалы и наноструктуры» (Красноярск, 1996; Красноярск, 1999); на Зональных семинарах по физике магнитных пленок (Иркутск, 1975, 1980, 1982); на Краевых конференциях НТО им. А.С. Попова (Красноярск, 1975, 1978, 1981, 1982); на 2-м Краевом совещании-семинаре «Аморфный магнетизм» (Красноярск, 1980); на Международной научно-практической конференции САКС (Красноярск, 2001; 2003); на международной конференции «International Baikal scientific conference (Magnetic materials)» (Иркутск, 2001; 2003); на международном научном семинаре «Инновационные технологии - 2001» (Красноярск, 2001).
Публикации. Основное содержание диссертации изложено в 44 опубликованных работах; технические разработки оформлены в виде 6 авторских свидетельств на изобретения.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, списка цитируемой литературы, включающей 207 названий, и изложена на 252 страницах машинописного текста, в том числе 108 рисунков и 14 таблиц.
Численный расчет и экспериментальное исследование процессов перемагничивания
При изучении процессов перемагничивания пленок РЗМ-ПМ получен ряд результатов, не нашедших должной интерпретации на основе существующих теоретических разработок [58] . Дело в том, что целый ряд причин могут существенно влиять на эти процессы и определять критические поля перемагничивания. В то же время информация о перемагничивании таких пленок представляет не только физический интерес, но является необходимой для их практических применений. Среди причин, определяющих особенности перемагничивания пленок РЗМ- ПМ, отметим следующие: во-первых, поля перемагничивания, соответствующие критическим полям «Н - Г» фазовой диаграммы, определяются параметрами материала: внутри - и межподрешеточными обменными взаимодействиями, анизотропией, намагниченностями подрешеток, направлением внешнего поля по отношению к оси легкого намагничивания; во-вторых, несовершенством технологии (влияние подложки и селективного окисления РЗМ элементов в сплаве делают пленку неоднородной по толщине и площади). Неоднородность состава и магнитных параметров системы сильно усложняют процесс перемагничивания. Интерпретация экспериментальных данных усложняется отсутствием «Н - Т» фазовых диаграмм для одноосного ферримагнетика, намагничиваемого под произвольным углом к ОЛН, а также отсутствием систематических исследований влияния неоднородности параметров по толщине пленки на процессы перемагничивания. Хорошо известно, что ферримагнетики во внешнем магнитном поле в зависимости от величины и направления этого поля могут находиться в различных основных состояниях или фазах. Характер переходов из одной фазы в другую и диаграммы фазовых переходов наиболее подробно изучены для изотропных [46-48] и анизотропных ферримагнетиков, в последнем случае, когда внешнее магнитное поле направлено параллельно или перпендикуляр но ОЛН [11, 49-50]. Нами было проведено исследование равновесных положений намагниченностей подрешеток одноосного ферримагнетика в окрестности температуры магнитной компенсации при произвольной ориентации магнитного поля [51].
Для исследования равновесных положений намагниченности подрешеток одноосного ферримагнетика в окрестности температуры магнитной компенсации при произвольной ориентации магнитного поля применен метод описания, рассмотренный в работах [47-50]. Таким образом, энергию одноосного ферримагнетика, находящегося во внешнем магнитном поле Н, запишем в следующем виде: где %i, %2, 8 0 - постоянные внутри- и межподрешеточного обменного взаимодействия; М- и М2 - магнитные моменты подрешеток; рь 32 - константы одноосной анизотропии. Для системы (1.1) векторы Мі и М2 лежат в плоскости, проходящей через векторы Н и ГЇ. Обозначим через і и 62 углы, которые образуют Щ и М2 с осью легкого намагничивания ri. Тогда (1.1) примет вид : (H,v{/) — полярные координаты вектора Н. Для типичных значений поля анизотропии Нк » Р;М; и наиболее интересной области магнитных полей Н » V K ( 5М5 - поле межподрешеточ-ного обмена) выполняются сильные неравенства : Положим Mi=Mo(l+m) и М2 = Мо(1-т). Вблизи температуры компенсации так что Mi М2 при Т Тк и Mi М2 при Т Тк. В области (1.3) слабой зависимостью m от Н пренебрегаем. При исследовании основного состояния ферримагнетика в наклонном поле воспользуемся методом, который применялся при рассмотрении антиферромагнетиков [53]. Введем 0 = (02 + 0i)/2 и 0 = (02-0i)/2. При выполнении условий (1.3), (1.4) и равновесные значения (р определяются из уравнения : а равновесные состояния 0 находятся из анализа на экстремум потенциала Здесь h = IT t = J -m,H0=VHi?5",HE = 5Mo, HK = pMo, P = Pi+P2. н0 VHK Будем предполагать, что p 0. После поворота системы координат на угол а ( 9 —» 0-а ) представим выражение (1.7) в виде : Потенциал (1.8) формально совпадает с потенциалом легкоосного ферромагнетика, исследованного в [52]. Согласно [52] система уравнений сіФ/сШ = 0ис12Ф/сїЄ2 = 0 определяет замкнутую кривую (астроиду) : которая на фазовой плоскости b(h,\/,t) - c(h,i/,t) ограничивает область существования метастабильных состояний. Внутри этой области уравнение ёФ/сЮ = 0 имеет два решения 9(1), 9(2). Одно из решений определяет абсолютный минимум потенциала (1.8), а второе отвечает метастабильному состоянию. Из уравнения (1.9) получаем : Формула (1.10) определяет в явном виде температуру границы области метастабильных состояний как функцию Н при произвольных ориентациях магнитного поля. В пределе \/ = 0(Йп)и\/ = л/2( HXn ) из (1.10) следуют известные результаты: На рис. 1.12 изображена зависимость t(h) при различных углах ц/.
Видно, что с ростом \/ ширина "узкого горла" растет. При всех \/ размер области метастабильных состояний тем больше, чем больше величина h-l. "Узкое горло" имеет место при h=l, и его ширина равна : Для t trP(\/) ферримагнетик находится в угловой фазе с двумя устойчивыми конфигурациями спинов 9(1), Ф(1) и Є(2), ф(2) при всех значениях поля h, ориентированного под углом \/ к легкой оси. Если же t trp(vj/), то, как видно из рис. 1.12, существует диапазон магнитных полей, в котором наблюдается лишь одно устойчивое состояние. В области метастабильных состояний равенство Е(0(1),ф(1)) = Е(0(2),ф(2)) задает линию фазовых переходов 1-го рода, которая в наклонном поле может быть найдена численным способом. Равновесные положения намагниченностей подрешеток ферримагнетика Перейдем к рассмотрению равновесного положения намагниченностей подрешеток ферримагнетика в окрестности Тк при произвольном направлении магнитного поля. При численном расчете будем исходить из выражения (1.2) для энергии системы. Уравнения равновесия dE/30i=O и ЭЕ/Э02=О запишутся:
Природа перпендикулярной анизотропии в пленках РЗМ-ПМ
Интерес к аморфным пленочным сплавам редкоземельных и переходных металлов вызван особенностями свойств пленок РЗМ - ПМ в аморфном состоянии. Появление большой перпендикулярной магнитной анизотропии (ПМА) в так называемом структурно-разупорядоченном материале является камнем преткновения многих исследователей, работающих с пленками РЗМ — ПМ. Сильная зависимость величины ПМА от технологических факторов получения и обработки образцов затрудняют однозначную интерпретацию природы ПМА. Из обсуждаемых моделей формирования ПМА в пленках РЗМ — ПМ остановимся на следующих. В работе [67,68] предложена модель ПМА для пленок Gd - Со, Но -Со, которая исходит из: 1) столбчатой структуры образцов и 2) упорядочения пар атомов Со на границах этих столбиков. В этой модели предполагается сильное влияние окислительных процессов, в результате которых освобождаются атомы кобальта. В работе [69] на основе теоретических и экспериментальных исследований делается вывод о существовании другой причины формирования ПМА магнитострикции. Однако эксперименты по получению пленок РЗМ - ПМ в условиях сверхвысокого вакуума (СВВ) и по исследованию влияния температуры подложки на величину ПМА показали, что эти модели не могут объяснить все особенности формирования перпендикулярной анизотропии в этих материалах. Авторы [70,71] склонны считать, что основной причиной, приводящей к высоким значениям ПМА в пленках РЗМ — ПМ, является локальная анизотропия ближнего атомного порядка. Структурная модель, обеспечивающая эту концепцию - высокоанизотропные кристаллоподобные кластеры со структурой типа СаСи5. При отсутствии какой-либо текстуры говорить об анизотропии, как о макроскопической характеристике пленки не имеет смысла. Ранее считалось, что аморфная пленка - агрегат из случайно-упакованных атомов - жестких сфер. В настоящее время такое представление считается правомерным только как нулевое приближение. По-видимому, более реальная структурная модель - модель полумягких и мягких сфер, позволяющая учитывать химические связи между атомами [72,73]. Так как известная модель парного атомного упорядочения в аморфных пленках, лежащая в основе одного из предлагаемых механизмов появления ПМА, основывается до сих пор на модели жестких сфер, то на эту модель следует смотреть шире. Скорее всего, модель парного атомного упорядочения является частным случаем более общей модели - ближайшего атомного порядка, являющегося результатом действия химических связей.
Первые попытки уйти от фактически не обоснованной, но очень популярной структурной модели аморфного сплава — модели жестких сфер, была сделана на основе экспериментов с использованием методов высокоразрешающей электронной микроскопии. В работе впервые наблюдались кристаллоподобные кластеры, ориентированные так, что организовывалась текстура в пленках Gd—Со с ПМА. Столбчатой структуры обнаружено не было. Позднее в аморфных пленках Dy—Со [35] с ПМА также были обнаружены ориентированные кристаллоподобные кластеры. В данной работе нами делается попытка понять причину формирования ПМА путем установления корреляции между структурой пленки и ее анизотропией [74,75]. В ряде работ высказывались соображения о существенной роли кислорода в формировании ПМА в пленках РЗМ—ПМ. В связи с этим возникла необходимость установить степень влияния кислорода на физические свойства пленок. В данной работе нами получены зависимости ряда магнитных и магнитооптических параметров от величины парциального давления кислорода (Р02) в процессе получения пленок. Пленки получались в вакууме 10 9- 10 5 torr. На рис. 1.27 а— в представлены зависимости Нс, К±, 6ь для пленок двух составов (21 и 27 ат.% Dy) от парциального давления кислорода. Из рисунка видно, что поведение свойств в основном не зависит от состава. Коэрцитивная сила почти монотонно падает с увеличением парциального давления кислорода. Более сложным образом ведет себя перпендикулярная магнитная анизотропия, которая с изменением Р02 от 10"9 до 10"6 Torr уменьшается сначала незначительно, затем резко. Такое поведение, несомненно связано с процессами окисления. Исследование структуры пленок Dy — Со в зависимости от давления остаточных газов в камере для напыления показали, что по мере увеличения давления кислорода от 10"9 до 10"5 torr изменяется структура пленок. Об этом свидетельствуют электронно-дифракционные картины.
Термоупругие напряжения в магнитных пленках при оптической записи
Влияние на процесс оптической записи температуры нагрева магнитной пленки за время воздействия лазерного излучения достаточно хорошо изучено как теоретически, так и экспериментально [83,86]. Пленки, используемые для магнитооптической записи, содержащие редкоземельные металлы — тербий или диспрозий, как правило, обладают большой величиной термоупругой связи, что делает их чувствительными к механическим напряжениям и деформациям, неизбежно возникающим при термонагреве лазерным лучом. В работах [85,92] предложен механизм, объясняющий влияние упругих напряжений на процесс магнитной записи, а также приведены данные о качественном эксперименте магнитной записи давлением. В данном параграфе ставилась задача экспериментально измерить деформации, возникающие в магнитной пленке в процессе термозаписи, и на основе измеренных величин оценить реальный вклад термоупругих напряжений в величину энергии записи. Известно [95,96], что воздействие коротких импульсов лазерного излучения на твердое тело или жидкость вызывает в них генерацию акустических волн. В случае термомагнитной записи, когда используются относительно низкие интенсивности лазерного излучения, не приводящие к изменению агрегатного состояния вещества, реализуется термоупругий механизм возбуждения акустических волн. Тонкая магнитная пленка, находящаяся на поверхности оптически прозрачной подложки, частично поглощает энергию излучения. В результате электрон-фононного взаимодействия происходит разогрев электронной плазмы. Характерное время разогрева электронов, т. е. приобретение ими дополнительной кинетической энергии, составляет 10"12 с. Последующие процессы генерации акустических фононов и волн деформации обусловлены передачей поглощенной электронами энергии колебаниям кристаллической решетки, а также тепловой диффузией в подложку. Волна деформации, возникшая в приповерхностном слое подложки, распространяется в ней, достигает противоположной поверхности и вызывает ее смещение. Это смещение измерялось сконструированной для этих целей установкой, использующей интерференционные методы и позволяющей измерять смещения в абсолютных единицах [97,98]. Установка для лазерного возбуждения и регистрации акустических волн. Функционально установку можно разделить на две части — возбуждающую и приемную.
Назначение возбуждающей части — облучение поверх ности магнитооптической пленки импульсами света для реализации термомагнитной записи, сопровождаемой возбуждением акустических волн. В возбуждающую часть, изображенную на рис. 2.13, входит оптический квантовый генератор 2 марки ОГМ-20, работающий в режиме одиночных импульсов длительностью 30 не, с длиной волны излучения X = 695 нм. Генератор снабжен оптическим прицелом 1, собранным на базе гелий-неонового лазера ЛГ-207 Б, луч которого вводится в оптический тракт поворотным зеркалом 4. Часть энергии возбуждающего импульса, отраженная светоделительнои пластинкой 5, попадает на фотоприемник 6, предназначенный для запуска развертки запоминающего осциллографа З (С8-12). Светоделительная пластинка 8 отражает часть излучения ОГМ-20 на блок измерения энергии лазерного импульса 7(ИКТ- 1М). Основная часть энергии лазерного импульса попадает на плоскопараллельную стеклянную пластину 10, на левую (по рисунку) плоскость которой нанесена магнитооптическая пленка, а на правую — оптически непрозрачный зеркальный слой меди. В приемную часть входит интерферометр Майкельсона со светоделительнои пластинкой 13, одним из зеркал которого является отражающая поверхность образца 10. Второе опорное зеркало 12 укреплено на пьезокерамических пластинках 11. Интерферометр имеет систему автоподстройки положения опорного зеркала, состоящую из светоделительнои пластинки 16, фотоприемника 15 и усилителя автоподстройки 19. В качестве источника зондирующего излучения 20 использован гелий-неоновый лазер Л ГН-207Б мощностью 1 мВт. Акустическая волна, возникающая при облучении импульсами света, приводит к смещению поверхности образца 10, вызывая разбаланс плеч интерферометра и изменение интенсивности света на его выходе. Лучи света с выхода интерферометра, после отражения от светоделительнои пластинки 17 и зеркала 14, попадают на фотоприемник 18. Разностный сигнал с фотоприемника через усилитель 21 и фильтр 9 попадает на вход запоминающего осциллографа 3. Образцы и экспериментальная методика. Для проведения акустических измерений был специально изготовлен образец на толстом стекле. На стеклянную плоскопараллельную подложку толщиной 6 мм с высоким классом обработки поверхности осаждена методом термического испарения магнитооптическая пленка с процентным весовым составом 48 %Dy — 52%Fe толщиной 50 нм. Сверху на пленку нанесено покрытие SiO толщиной 150 нм. На противоположную поверхность подложки термическим испарением нанесен слой меди толщиной 1 мкм.
Регистрация локальных магнитных неоднородностей в носителях информации
Известно, что качество магнитных носителей информации, широко используемых в специальной и бытовой аппаратуре, в значительной степени определяется наличием в них различного вида магнитных и немагнитных неоднородностей. В связи с этим стоит задача изучения магнитных параметров участков I мкм и выявления корреляции этих параметров с техническими характеристиками носителей. Одним из наиболее распространенных методов изучения магнитных свойств лент, дисков и др. является индукционный. Однако данный метод не может обеспечить необходимую локализацию исследуемого объема материала, и измеряемые параметры являются усредненными. Требуемую локализацию могут обеспечивать в настоящее время магнитооптические методы с использованием эффектов Керра или Фарадея. Однако прямое использование этих методов для изучения магнитных свойств современных носителей затруднено из-за плохой поверхности этих материа лов. Достаточно полную информацию о магнитном состоянии локальных участков носителей можно получить, изучая поля рассеяния на их поверхности. Для этой цели в настоящее время стали применять тонкие магнитные пленки (ТМП), в которых под действием полей рассеяния, создаваемых средой-носителем, формируется соответствующая доменная структура. Изучение полученной доменной структуры осуществляется магнитооптическими методами. В связи с этим пленочные материалы, используемые в качестве преобразователя магнитных полей рассеяния в видимое изображение, должны отвечать следующим требованиям: 1. высокое линейное разрешение ( 10 лин/мм); 2. высокая чувствительность в процессе преобразования; 3. хорошие магнитооптические параметры; 4. возможность преобразования записанных в носителях сигналов аналогового вида. Наиболее широкое распространение в 80-х годах получили ТМП с перпендикулярной анизотропией [ИЗ] и изотропные пленки с намагниченностью, лежащей в плоскости ТМП [114]. Тем не менее, наличие исходной доменной структуры в первом случае и недостаточно высокое линейное разрешение во втором ограничивают возможности широкого применения этих пленок. Нами проведены исследования по визуализации полей рассеяния магнитных лент и дисков, размагниченных специальным образом [115]. В результате этого локальное распределение остаточной намагниченности определяется в основном имеющимися в носителях различного вида неоднород-ностями и является характеристикой исследуемого материала. Для визуализации полученной картины распределения полей рассеяния использовался метод контактного термокопирования с использованием ТМП системы Tb-Fe с перпендикулярной анизотропией.
Принцип термокопирования заключается в следующем. Пленка Tb-Fe с произвольным исходным магнитным состоянием приводится в контакт с магнитным носителем (рис. 3.8). При этом из-за большой величины Нс пленка Tb-Fe никаких изменений в ее магнитном состоянии не произойдет (рис. 3.8 а). С помощью теплового импульса пленка нагревается до Тс (т.е. переводится в парамагнитное состояние). При охлаждении, когда Tb-Fe переходит в ферромагнитное состояние, а его Нс еще близко к нулю, магнитные моменты в пленке за счет полей рассеяния h устанавливаются в соответствии с распределением h (L), где L — произвольная координата на поверхности носителя. При дальнейшем понижении температуры сформированная таким образом в ТМП картина распределения магнитных полей рассеяния (соответствующая доменная структура) «замораживается» и сохраняется после отделения ТМП от носителя (рис. 3.8 б). С помощью магнитооптического эффекта Фарадея полученная копия визуализируется или фотометрируется. Большое линейное разрешение пленок Tb-Fe (не хуже 5-10 лин/мм) в сочетании с высоким магнитооптическим контрастом (отношение сигнал/шум 30 дБ для доменов 1 мкм) позволили получать качественные копии полей рассеяния на рабочей поверхности носителей в размагниченном состоянии. Исследования проводились на магнитных лентах для вычислительных машин типа BASF (ФРГ), ORWO (ГДР) и В 4502-12 (отечественная). На рис. 3.9 приведены копии записанной на указанных лентах дискретной информации с периодом 40 и 20 мин. На рис. 3.10 приведены копии полей рассеяния с тех же лент в размагниченном состоянии. Сравнивая копии рис. 3.9 и рис. 3.10, видно, что в то время как копия тестовой записи на всех типах лент имеют идентичный вид, копии размагниченного состояния существенно отличаются друг от друга. Например, ленты ORWO в размагниченном состоянии имеют более крупную, чем BASF и В 4502-12 доменную структуру с малой дисперсией по размерам. Ленты же В 4502-12 имеют большую дисперсию по размерам доменов с ярко выраженной магнитной текстурой. Исходя из приведенных данных можно сказать, что изучение полей рассеяния на носителях в размагниченном состоянии дает более полную информацию о имеющихся в них неоднородностях. Для получения количественных оценок влияния неоднородностей на технические характеристики носителей требуется разработка методов корреляционного анализа. Также были проведены эксперименты по регистрации полей рассеяния на магнитных головках бытовых магнитофонов и дисковых накопителей
