Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Свойства сплавов РЗМ-ПМ и однонаправленная анизотропия пленочных планарных структур .
1.1. Структура и намагниченность аморфных сплавов РЗМ-ПМ 8
1.2. Перпендикулярная магнитная анизотропия аморфных сплавов РЗМ-ПМ 14
1.3. Концентрационные неоднородности аморфных сплавов РЗМ-ПМ 16
1.4. Однонаправленная анизотропия слоистых структур 19
1.4.1. Механизм образования однонаправленной анизотропии 20
1.4.2. Материалы с однонаправленной анизотропией 23
1.4.3. Тонкие пленки с однонаправленной анизотропией 23
1.4.4. Перемагничивание пленок с однонаправленной анизотропией 25
1.4.5. Применение материалов с однонаправленной анизотропией 28
Глава II. Установка, получение пленок DyCo и (P3M-IlM)/NiFe .
2.1. Установка вакуумного получения пленок 30
2.2. Аморфные пленки DyCo, магнитные свойства, однородность 32
2.3. Перемагничивание аморфных пленок DyxCoi x в положительной области температур 36
2.3.1. Перемагничивание аморфных пленок DyxCoi x параллельно ОЛН...37
2.3.2. Перемагничивание аморфных пленок DyxCoi.x перпендикулярно ОЛН 39
2.4. Электронная микроскопия и магнитный контраст аморфных пленок DyxCoi.x 40
2.5. Кривые перемагничивания аморфных пленок DyxCoi x в области низких температур 44
2.6. Ферримагнитный резонанс и ориентационные переходы в аморфных пленках DyxCoi x 46
ГЛАВА III. Однонаправленная анизотропия в пленочных планарных структурах (P3M-nM)/NiFe .
3.1. Получение пленочных планарных структур (P3M-lTM)/NiFe 51
3.2. Угловые зависимости и квазистатическое перемагничивание пленочных планарных структур DyCo/NiFe 54
3.3. Квазистатические исследования магнитных свойств пленочных планарных структур (P3M-IIM)/NiFe 59
3.4. Температурные исследования магнитных свойств пленочных планарных структур (P3M-ilM)/NiFe 61
3.5. Термодинамические предпосылки нанофазного расслоения аморфных пленок DyCo 64
3.6. Образование однонаправленной анизотропии в пленочных планарных структурах DyCo/NiFe 67
Глава IV. Динамические магнитные свойства пленочных планарных структур DyxCoi x/NiFe и NiFe/DyxCoi x/NiFe .
4.1. ФМР и СВР двухслойных пленочных планарных структур Dyo,2Co0>8/Nio,8Feo,2 и Dyo,25Co0i75/Nio,8Feo,2 71
4.2. ФМР и СВР трехслойных пленочных планарных структур Nio,8 Feo,2/DyxCoi.x/Nio,8Feo,2 79
4.3. Исследование магнитных неоднородностей аморфного слоя DyCo 84
Приложение
- Перпендикулярная магнитная анизотропия аморфных сплавов РЗМ-ПМ
- Аморфные пленки DyCo, магнитные свойства, однородность
- Угловые зависимости и квазистатическое перемагничивание пленочных планарных структур DyCo/NiFe
- ФМР и СВР трехслойных пленочных планарных структур Nio,8 Feo,2/DyxCoi.x/Nio,8Feo,2
Введение к работе
Аморфные пленочные сплавы редкоземельный металл - переходной металл (РЗМ-ПМ), характеризующиеся 3d-4f электронным обменным взаимодействием, обладают рядом уникальных свойств и считаются новым классом магнитоупорядоченных веществ[ 1,2,3].Особый интерес исследователей вызывают пленочные аморфные сплавы (ферримагнетики) на основе Fe и Со, содержащие от 20 до 30 ат % РЗМ, например, TbFe и DyCo (магнитожесткие пленочные сплавы). Характерным для этих сплавов является довольно широкий интервал составов, в котором они могут быть получены как твердые растворы, что обусловлено спецификой структуры аморфного состояния. Следовательно, в таких сплавах изменением состава можно в широких пределах менять их физические свойства. Это представляет значительный научный интерес, т.к. дает возможность исследовать фундаментальные вопросы о природе магнетизма неупорядоченных систем. Так как такие пленочные сплавы в широком диапазоне концентраций редкоземельных компонентов (Gd,Tb,Dy) и температур являются магнитожесткими, то открываются широкие возможности для их практического применения. В них наблюдаются большие коэрцитивные силы (Нс) [4], огромные локальные магнитные анизотропии, в пленках этих сплавов может быть сформирована перпендикулярная магнитная анизотропии (ПМА) [5,6] и, вообще, большое многообразие магнитных и фазовых структур [7]. Структура этих сплавов характеризуется наличием микроскопических областей, размеры которых измеряются нанометрами, поэтому в них возможно получение промежуточных состояний, граничащих с кристаллическими (так называемые наноструктурные состояния), что позволяет, в принципе, иметь материалы, в которых процессы намагничивания осуществляются в этих микроскопических областях независимо от окружающей матрицы и многое другое. Все выше изложенное диктует необходимость интенсивного изучения этих материалов, как с физической стороны, так и с точки зрения практического использования как
6 материалов для чрезвычайно плотной магнитооптической записи информации [8], в которых носителями памяти являются наноразмерные (10-15 нм) магнитные области. В свою очередь, вопросы практического применения данных материалов выдвигают на первый план задачу наиболее полного и всестороннего изучения их магнитных свойств, в частности, связанных с природой аморфного состояния этих материалов, а именно: особенности их магнитной структуры, анизотропии и т.д. Очевидно, что указанные особенности пленочных сплавов TbxFei_x и DyxCoi.x связаны с особенностями структуры этих сплавов. Поэтому особую ценность приобретает информация о магнитной структуре данных пленочных сплавов, получаемая, хотя бы на качественном уровне, набором косвенных методов.
В пленочных планарно-композитных системах, содержащих разные магнитные слои, магнитное состояние одного слоя может существенно влиять на магнитное состояние другого. К примеру, прямое обменное взаимодействие между намагниченностями слоев (положительная связь), характеризуемых различной анизотропией, приведет к тому, что магнитная система обоих слоев будет вести себя как единое целое. С технологической точки зрения возможно, например, получать комбинации слоев с известными магнитными свойствами и известной магнитной структурой и слоев с неизвестной магнитной структурой, которая выступает в качестве объекта изучения, например, известный ферромагнетик - неизвестный ферримагнетик. Обменная связь между ферромагнитными и ферримагнитными слоями приводит к возникновению в таких пленочных системах целого ряда новых физических эффектов, например, к однонаправленной анизотропии, проявляющей себя в смещении петли гистерезиса вдоль оси магнитных полей Н [9]. Как оказалось, к таким системам можно отнести и двухслойные пленочные системы TbFe/NiFe и DyCo/NiFe [9,10], в которых свойства магнитного слоя NiFe очень хорошо известны, следовательно, по модификации этих известных свойств, обусловленных обменным взаимодействием со слоем TbFe или DyCo, проявляющей себя в
7 возникновении однонаправленной анизотропии в слое NiFe, можно судить и об особенностях магнитных свойств либо особенностях структуры аморфного магнитожесткого слоя.
Перпендикулярная магнитная анизотропия аморфных сплавов РЗМ-ПМ
Аморфные пленки DyCo, магнитные свойства, однородность
Результаты большого количества экспериментальных работ дают основание полагать, что возникновение перпендикулярной магнитной анизотропии (ПМА) в пленках РЗМ-ПМ в значительной степени обусловлено спецификой технологии получения данных пленочных сплавов и сильно зависят от технологических параметров [3] Из анализа концентрационных зависимостей пара-метров ПМА следует, что самые большие значения Ku КГ Эрг/см имеют пленки TbFe и DyCo [5,6]. По соотношению между Ки и Ms можно судить о положении вектора эффективной намагниченности относительно плоскости пленки. Концентрационная зависимость Kj_ = К„ - 27cMs2 позволяет определять интервал составов, для которых существует ПМА (K_L 0),(СМ. рис.3). На формирование ПМА в пленках, полученных разными технологическими методами, существенное влияние оказывают: 1. Напряжение смещения (UB) при катодном напылении, которое вызывает анизотропное перераспределение РЗМ - атомов и ПМ - атомов [16 ,19,20]. 2. ПМА проявляет также зависимость от давления Аг в камере распыления, причем довольно противоположную для РЗМ-Fe и РЗМ-Со [20,21]. 3. На величину ПМА довольно значительное влияние оказывает присутствие в камере остаточных газов (кислорода, углерода, водорода или азота), причем самое сильное влияние оказывает кислород [16,22]
Различие в поведении ПМА для пленок РЗМ-Fe и РЗМ-Со можно объяснить следующим образом. Диффузия примесных газов в пленках РЗМ-Со, которая происходит вдоль столбчатой структуры по областям пониженной плотности, приводит к дезактивации РЗМ - атомов из-за их высокой химической активности. В результате возникает парное упорядочение не-скомпенсированных спинов Со перпендикулярно плоскости пленок. Это анизотропное парное упорядочение, в отличие от обусловленного перераспылением, создает дипольную анизотропию с легкой осью параллельной оси связи и увеличивает Kj_. В пленках РЗМ-Fe образованию подобного упорядочения препятствует стремление Fe к кристаллизации, а увеличение концентрации ПМ приводит к росту Ms и все это уменьшает Kj_. К упорядочению и как следствие к изменению K_L может приводить и большая магнитострикция в аморфных пленках РЗМ-ПМ. В случае магнитного упорядочения при приложении напряжений возникает механострикция -дополнительная магнитострикционная деформация, которая добавляется к обычной. В этом случае происходит изменение модуля Юнга [23]. Под действием, например, давлений можно изменять анизотропию и магнитную структуру аморфных материалов. В работе [24] осуществлена запись информации на аморфной магнитной пленке с помощью обыкновенного карандаша (Р 10 кг/см ). Несмотря на различие природы вкладов технологических или структурных параметров в ПМА, можно выделить несколько основных возможных источников возникновения ПМА: где К„ - константа анизотропии парного упорядочения, Ко - константа анизотропии, связанная с внутренними напряжениями, КсМ - константа анизотропии, связанная со столбчатой микроструктурой. Считается, что в пленках, обогащенных ПМ-элементом доминирующей является ПМ - подрешетка, а в пленках, обогащенных РЗМ-элементом - РЗМ-подрешетка. Компенсационный состав при комнатной температуре зависит от вида элементов, входящих в состав пленок. В пленках РЗМ-ПМ в области магнитной компенсации наблюдаются как обычные, так и довольно сложные петли перемагничивания, полученные магнитооптическим способом [25-27], индукционным [28-30], различные доменные структуры [31-32], кривые ФМР [33-35].
Исследование физических свойств сплавов компенсационного состава представляет значительную сложность. В то же время отсутствуют результаты системного изучения компенсационных составов из-за сложности интерпретации получаемых результатов. Таким образом, на наш взгляд, для исследований область магнитной компенсации наиболее интересна. 1. Исследования методом Оже-спектроскопии концентрационных профилей по толщине в незащищенных пленках, представленные в работах [36-37], показали, что данные профили имеют довольно сложную зависимость. Пленки содержат большое количество легких элементов (кислород, углерод). Анализ показывает, что количество внедренных легких элементов и глубина их проникновения очень сильно зависит от концентрации РЗМ. При исследовании магнитных свойств пленок нам больший интерес представляет информация о том, в каком соотношении в сплаве распределяются РЗМ и ПМ элементы. Высокая окислительная способность РЗМ элементов по сравнению с ПМ элементами позволяет предположить, что основным геттером в этих сплавах будет именно РЗМ. Причем окисляется как приподложечный слой, так и поверхностный слой пленки. Окисленный слой в этом случае выключается из магнитоак-тивного состояния, что приводит к увеличению эффективной намагниченности в этих слоях. Анизотропия формы задает в них плоскостную составляющую намагниченности, при сохранении в основном массиве пленки состояния перпендикулярной анизотропии.
Об этом свидетельствует, например, инверсия магнитооптической петли гистерезиса пленок DyCo послекомпенсационного состава [19,38], Причем здесь доля окисленных атомов Dy в зависимости от концентрации хорошо согласуется с данными, приведенными в [20,22]. Наличие окисления и связанного с ним концентрационного градиента приводит к изменению химического состава, а также к различию фазовых областей пленки. Изменения фазового состава, особенно в области магнитной компенсации, даже незначительные, могут приводить к очень сильным изменениям магнитной структуры и суммарной намагниченности этих пленок. Здесь одновременно могут присутствовать как ферримагнитные фазы так и фазы окислов редкоземельного элемента (например, GdCo5, Gd2Co7, DyCo3, DyCo5, Gd203, Dy203). Учитывая, что окислы РЗМ немагнитны либо слабо магнитны при комнатной температуре, исследователи имеют дело со сплавом P3MJ z)nMi.x(z)[25]. 2. Концентрационные неоднородности и связанные с ними температурные аномалии, особенно в области магнитной компенсации, приводят и к различным фазовым неоднородностям, что в свою очередь будет приводить к многочисленным аномалиям магнитных свойств получаемых пленок. При наличии композиционных неоднородностей могут образовываться как минимум одна компенсационная плоскость (КП) и компенсационные стенки (КС), которые будут значительным образом изменять доменную структуру пленок, что будет препятствовать перемагничиванию пленок однородным вращением. Оказалось, что эти компенсационные плоскости и стенки могут быть как горизонтального или вертикального, так и наклонного типа. В этом
Угловые зависимости и квазистатическое перемагничивание пленочных планарных структур DyCo/NiFe
Для исследований нами [68] было отобрано пять образцов, отличающихся толщиной NiFe. Основные магнитные параметры приведены в таблице 3, где Нс и Нк - коэрцитивная сила и поле одноосной анизотропии контрольной пленки NiFe, Ро - угол, при котором процесс перемагничивания становится безгистерезисным, В = Нсм/Нк (Нк - поле анизотропии структуры) . На рис.21 приведены угловые зависимости формы петель гистерезиса для контрольной пленки NiFe и пленочной структуры DyCo/NiFe. Оси ОЛН NiFe и однонаправленной анизотропии структуры DyCo/NiFe совпадают. Видно, что с увеличением Р раскрытие петли гистерезиса уменьшается и при ±15 Р ± я/2 процесс перемагничивания становится безгистерезисным. Величина смещения петли гистерезиса также уменьшается до нуля при увеличении Р от О до ± 7i/2, однако эта зависимость носит нелинейный характер. В диапазоне углов 0 р ±45 величина Нсм остается примерно постоянной, хотя форма кривой перемагничивания при этом претерпевает значительные изменения. На рис.22 приведены угловые зависимости Нс и Нсм. Видно, что в отличие от пленочных структур NiFe-NiFeMn, экспериментально полученные зависимости Нс =(Р) и Нсм = f(P) для пленочных структур DyCo/NiFe хорошо совпадают с соответствующими зависимостями, рассчитанными по теории Примечание. Нс и Нк - коэрцитивная сила и поле одноосной анизотропии контрольной пленки, ро - угол, при котором процесс перемагничивания становится безгистерезисным. петли гистерезиса приведена на рис.22,а. Обменное взаимодействие между двумя магнитными слоями приводит к пространственному распределению намагниченности в ближайших друг к другу приповерхностных слоях ( 5-8 нм). Вид этого распределения задается степенью магнитожесткости слоев и степенью закрепления их спинов на границе раздела. При определенных параметрах магнитомягкой пленки NiFe (d d или величины В Вкр) кривые перемагничивания вдоль ОЛН носят безгистерезисный характер. Для пермаллоевых пленок (Ms = 800 Гс) dKp 90 нм [69], а Вкр =3-4 [69,70] В нашем случае даже для пленок с d = 40 нм и 70 нм, у которых В = 7 и 4 соответственно, петли гистерезиса вдоль ОЛН остаются раскрытыми (см. таблицу 3). Из этого можно предположить, что обменное закрепление спинов в граничном слое не жесткое.
Известно, что при ортогональном расположении спинов в слоях (JMiM2=JMiM2cos(MiAM2)) обменное взаимодействие отсутствует. Тогда из экспериментального факта наличия Нсм можно предположить, что в пленочной структуре NiFe/DyCo на границе раздела возникает переходная область, в которой эффективная намагниченность магнитожесткого слоя имеет плоскостную составляющую. Только наличие плоскостной составляющей намагниченности DyCo приводит в этом случае к возникновению однонаправленной анизотропии в слое NiFe. При наложении внешнего магнитного поля в плоскости планарной структуры будет образовываться неоднородное распределение намагниченности. Если величина одноосной анизотропии слоя NiFe много меньше плоскостной анизотропии переходной области магнитожесткого слоя DyCo, то спины NiFe будут в основном распределены однородно и в граничном магнитном слое может возникнуть спиральная магнитная структура. Действие намагниченности слоя DyCo на намагниченность слоя NiFe удобно охарактеризовать удельной поверхностной энергией взаимодействия Es. При этом в NiFe возникает усредненная по толщине однонаправленная анизотропия, величина которой обратно пропорциональ ная толщине слоя NiFe [67]. Если ось одноосной анизотропии NiFe совпадает с осью однонаправленной анизотропией, то расчет петель гистерезиса проводится по теории когерентного вращения [45]. При воздействии внешнего магнитного поля Н, приложенного в плоскости пленки под углом р к ОЛН, вектор намагниченности Ms магнитомягкого слоя повернется от ОЛН на угол а. Энергию единичного объема ферромагнитной пленки можно записать в виде: (ф = P - a ) - угол между H и Ms, Ек - константа одноосной анизотропии) Воспользуемся известным методом расчета для петли гистерезиса в направлении приложенного поля и получим параметрическое уравнение: Это уравнение описывает петлю гистерезиса за исключением р = 0 и Р = 180. На рис.22,а,б приведены рассчитанные по указанной формуле зависимости относительных значений Нс (кривые 1 и 2) и Нсм (кривые 3 и 4) как f (р) для В = 2 и р0 = f (В). Видно, что расчет хорошо согласуется с экспериментом. Можно утверждать, что при перемагничивании ферри-ферромагнитной пленочной структуры под углом к ОЛН превалируют процессы вращения магнитного момента. Рис.22. Угловая зависимость относительных значений Нс и Нсм пленочной планарной структуры DyCo/NiFe с однонаправленной анизотропией для пленки с dNiFe= 150 нм (а) и зависимость угла схлопывания петли гистерезиса от В (б). Согласно имеющимся на сегодняшний день данным о магнитной структуре ферримагнитного сплава РЗМ-ПМ, в исследуемых нами двухслойных пленочных планарных структурах (P3M-ITM)/NiFe ориентации векторов эффективных намагниченностей индивидуальных слоев взаимно-ортогональны [71].
Следовательно, эффективные намагниченности этих слоев обменно не связаны, тогда наблюдаемые особенности кривых перемагничивания слоя NiFe в рамках известных представлений не достаточно хорошо интерпретируются Были получены пленочные планарные образцы, в которых слой ферри-магнетика формировался как до - так и послекомпенсационного состава. Статические магнитные параметры кривых перемагничивания, а также и их температурные зависимости измерялись на петлескопе в полях до 250 Э на частоте 50 Гц. Измерения вращательных механических моментов таких двухслойных структур проводились на крутильном магнитометре при комнатной температуре в полях до 12 кЭ. В указанных методиках в процессе измерений перемагничивающее поле прикладывалось в плоскости образца, а ферримаг-нитный слой РЗМ-ПМ всегда находился в насыщенном состоянии (при комнатной температуре).
На крутильном магнитометре были измерены зависимости механических моментов L от угла ф для двухслойной системы DyCo/NiFe с однонаправленной анизотропией и пленок NiFe с одноосной анизотропией. Аналогичные зависимости были получены и для систем с ферримагнетиком TbFe. о Из измерений зависимости L(cp) в диапазоне углов от 0 до 360 можно вычислить константы одноосной и однонаправленной анизотропии Ки и Ко соответственно. Воспользуемся простым методом расчета величин Ки И Ко. Для константы одноосной анизотропии получим выражение
ФМР и СВР трехслойных пленочных планарных структур Nio,8 Feo,2/DyxCoi.x/Nio,8Feo,2
Методом спин-волнового резонанса исследован спектр стоячих спиновых волн в трехслойных пленках Nio,8Feo,2/DyxCoi.x/Ni0,gFe0,2 с промежуточным слоем из аморфного сплава DyCo в области компенсационных составов. Аморфные сплавы РЗ-ПМ (РЗ - Dy, Gd, Tb; ПМ - Fe,Co) , получаемые в широкой области концентраций в виде твердых растворов, являются ярчайшим представителем класса аморфных ферримагнетиков. Полная намагниченность этих сплавов задается суммой антипараллельных намагниченностеи подрешеток РЗ и ПМ. Поэтому в этих материалах существует как температура компенсации (ТКО!ИП), так и компенсационный состав (хкомп), определяемые условием обращения в нуль суммарной намагниченности. Обычно эти материалы, изготовленные в виде пленок с составами, близкими к компенсационным, применяются как среды для термомагнитной записи с ультравысокой плотностью [81,82]. В этих пленках в точках Тком„ (либо хКОмп) коэрцитивная сила имеет резкий максимум. Достаточно уйти на несколько градусов от Ткомп (либо на 2-3 ат.% от хко„п), чтобы коэрцитивная сила уменьшилась в несколько раз. Особенности магнитной и атомной структуры этих сплавов интенсивно изучались [83]. Однако, до сих пор имеются слабоизученные свойства, например, динамические. Так, исследования этих пленок методом ферромагнитного резонанса (ФМР) показывают, что при приближении состава пленок к хкомп (либо при приближении температуры к Ткомп) ширина линии ФМР увеличивается, и в области компенсации суммарной намагниченности поглощение СВЧ электромагнитных волн не наблюдается (заметим, что такое поведение параметров ФМР является общим для ферримагнитных материалов [62]). В ходе экспериментальных исследований установлено, что в такой трехслойной композиционной планарной системе однородным переменным магнитным полем возбуждаются стоячие спиновые волны. Этот результат указывает на обменное взаимодействие между ферри- и ферромагнитными слоями. Во вторых, анализ зависимости эффективной спин-волновой жесткости такой системы от толщины ферримагнитного слоя позволил сделать косвенное (но достоверное) заключение об особенности реальной магнитной и химической структуры пленок сплава DyCo компенсационного состава.
В нашем случае компенсационным составом при комнатной температуре является состав Dyo Coojg. Были изготовлены две серии пленочных планарных структур: Nio,8Feo,2/Dyo,2Coo,8/Nio,8Feo,2 и Nio.gFeo /Dyo Cooje/Nio.gFet» Выбранные составы ферримагнитного слоя находятся по разные стороны от хКОМп, однако характеризуются близкими величинами суммарной намагниченности насыщения Ms 80 Гс, коэрцитивной силы Нс 4-5 кЭ и величинами перпендикулярной магнитной анизотропии Ki«3-10 Эрг/см. Спектры спин-волнового резонанса (СВР) пленочных планарных структур NiFe/DyxCoi_x/NiFe, однослойных пленок NiFe, а также пленок DyCo изучались на стандартном спектрометре x-band с частотой накачки резонатора f=9,2 ГГц при комнатной температуре [88]. Пленки помещались в пучность переменного магнитного поля проходного резонатора и намагничивались в двух геометриях (перпендикулярно либо параллельно) относительно поверхности. Резонансные поля пиков СВР (для ферромагнитных пленок) в первой геометрии, как известно, удовлетворяют уравнению (4.2) при кМ, а во второй геометрии уравнению: (4.5) Здесь (й=2кі - частота; у - гиромагнитное отношение, 1эфф=2А/М - спин-волновая жесткость, связанная с константой обменного взаимодействия А, М -намагниченность, к„ - волновой вектор п - й моды спектра СВР, определяемый соотношением kn = п (п = 1,2,3..., d - толщина пленки). Для наших целей важно, что эффективная обменная жесткость Тэфф, вычисляемая по формуле (4.3) не зависит от геометрии эксперимента СВР и (при условии регистрации пиков СВР как для случая, к М так и для случая кім) должна характеризоваться одной и той же величиной. Действительно, на реперных однослойных пленках Ni0,8Fe0,2 толщиной 300 нм регистрировались спектры СВР в обеих геометриях эксперимента: к М- 14 пиков СВР, включая поверхностный, кім- 5 пиков СВР (см. рис.32). Рассчитанные по формуле (4.3) величины Цэфф с хорошей точностью оказались одинаковыми: г]эфф « 2.5-10" Эсм (отметим, что эта величина согласуется с имеющимися литературными данными [78]). На реперных пленках Dy0,2Co0,8, Dy0,22Co0,78, Dy0,24Co0,76 СВЧ - поглощение не наблюдалось. На рис.33 приведены спектры поглощения исследуемых трехслойных пленок NiFe/DyxCoi.x/NiFe. Кривая на рис.33,а описывает спектр СВР планарной системы Nio,8Feo,2/Dyo,2Coo,8/Nio,8Feo,2 в геометрии кМ, кривая на рис.33,6 - спектр СВЧ поглощения системы Ni0,8Feo,2/Dyo,24Coo,76/Nio,8Feos2 в этой же геометрии. Видно существенное различие представленных спектров: на планарной системе с промежуточным слоем DyCo докомпенсационного состава возбуждаются спин-волновые моды, в то время как на планарной системе с промежуточным слоем DyCo послекомпенсационного состава спектр представляет собой суперпозицию двух кривых ФМР от ферромагнитных слоев NiFe. Причиной столь значительных отличий выступает обменное взаимодействие между слоями, а также ориентация намагниченности подрешетки Со в слое DyCo относительно внешнего магнитного поля. Н.кЭ Н. кЭ Рис.33. Спектры СВР планарной структуры NiFe/DyxCoi_x/NiFe до- и послекомпенсационного состава в двух геометриях эксперимента.
Действительно, в трехслойной системе с промежуточным слоем докомпенсационного состава, в геометрии нашего эксперимента вектора намагниченности насыщения слоев NiFe, суммарной намагниченности DyCo, а также подрешетки Со параллельны внешнему магнитному полю Н. Благодаря обменному взаимодействию магнитных моментов переходных металлов, магнитные моменты Со будут вовлечены в формирование когерентных стоячих спиновых волн СВЧ полями. В этом случае при изменении Н последовательно возбуждаются стоячие волны с разными п (см. рис.33,а). В то же время конфигурация векторов намагниченностей в трехслойной системе с промежуточным слоем DyCo послекомпенсационного состава другая. Здесь вектора намагниченности подрешетки Со в DyCo и намагниченности насыщения слоев NiFe в насыщающих полях Н антипараллельны. И, вследствие того же обменного взаимодействия, мы наблюдаем дублетную линию ФМР в этой трехслойной системе (рис.33,6). Неожиданным результатом стало наблюдение спектра поглощения СВР-типа в геометрии кім (внешнее поле параллельно плоскости пленок) как на планарных системах с докомпенсационным промежуточным слоем DyCo, так и на планарных системах с послекомпенсационным промежуточным слоем DyCo (см. рис.33,в и рис.33,г соответственно). Дело в том, что внешнее поле Н ( 1 кЭ) в этой геометрии существенно меньше коэрцитивной силы ферримагнитного слоя DyCo (Нс« 4-5кЭ). Следовательно, менять ориентацию суммарной намагниченности в слое DyCo (как и ориентацию намагниченностей подрешеток) это поле не может. Ясность внесло исследование изменений параметров спектров СВР в изучаемых планарных системах при изменении толщины промежуточного слоя DyCo от 10 нм до 80 нм. На рис.34 представлены величины эффективной обменной жесткости Т],фф в зависимости от толщины слоя DyCo, вычисленные по формуле (4.3) из экспериментальных спектров СВР, описываемых: выражением (4.2) для планарной системы Nio,8Feo,2/Dyo,2Coo,8/Nio,8Feo,2 в геометрии кМ (кривая 1); выражением (4.5) для системы Ni0,8Feo,2/Dyo,2Co0,8/Nio,8Feo,2 и системы Ni0,8Feo,2/Dyo,24Coo,76/Ni0 8Feo,2 в геометрии кім (кривая 2 и 3 соответственно). Здесь же на оси ординат отложена величина обменной жесткости ц реперной пленки NiFe. (Вопросы формирования эффективной обменной жесткости Т]эфф трехслойной системы из парциальных обменных жесткостей 1]; индивидуальных слоев в данной работе мы не рассматриваем). Видно, что величины обменной жесткости Т]эфф, характеризующие систему Ni0,8Fe0)2/Dyo,2Coo,8/Nio,8Feo,2, зависят от геометрии эксперимента СВР: отношение величин Тэфф (кМ) к величинам ц ф (кім) достигает двух и более раз (см. кривые 1,2), что существенно превышает ошибку эксперимента при вычислении этой величины (-10%).
В то же время видно, что величины Т,фф, измеренные на системе Nio.sFecu/Dyo Cooje/Nio.sFeo в геометрии кім (кривая 3), близки к величинам г\эфф системы с промежуточным слоем Dyo,2Coo,8, определенным в геометрии кМ. Если исходить из принципа, что величина обменной жесткости ферромагнитной пленки не должна зависеть от геометрии СВР, то мы приходим к выводу, что величины Тэфф на кривых 1,3 (рис.34) характеризуют один и тот же магнитный материал, а величины Тэфф на кривой 2 (рис.34) - другой магнитный материал. На наш взгляд, полученные нами результаты отражают основное свойство аморфного состояния - естественную (флуктуационную) неоднородность структуры аморфных сплавов. Известно, что в аморфных
