Диссертация (1103577), страница 11

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 11)

Свободные кластеры молибдена были исследованы теоретически на основе метода функционала плотности состояний в работе [⁸⁶]. Было показано, что линейные и планарные кластеры молибдена имеют большую тенденцию к формированию димеров с ковалентными связями между атомами Мо. Поэтому линейные и планарные кластеры Mo проявляют в значительной мере свойства неметалличности. Более того, кластеры (n-четные числа) имеют большие величины энергии связи на атом по сравнению с кластерами с нечетным числом атомов. При этом линейные кластеры с нечетным числом атомов обладают довольно большим магнитным моментом: для - , для - , для - , а для линейных кластеров с четным числом атомов .

Для планарных кластеров изомеры с четным числом n также более стабильны и не обладают магнитным моментом, т.к. у них нет неспаренных электронов. Кластеры молибдена с нечетным количеством атомов в стабильном состоянии обладают двумя неспареннымим электронами и магнитными моментами не равными нулю. Так для - , для - и для разных изомеров.

В трехмерных кластерах изомеры с разной морфологией структуры также могут иметь различные величины магнитных моментов на атом. Так для - и для разных изомеров. Наиболее стабильным является кластер , изомеры которого могут иметь магнитные моменты на атом от до . Отметим, что для кластера , т.е. с увеличением числа атомов в кластерах Мо величины магнитных моментов на атом в них резко уменьшаются.

3.3.2 Исследование основных магнитных свойств МСР [Fe(10Å)Co(7.8 Å)Mo(x Å)]*100 (x=4. 7, 6.2, 10, 12, 14, 16, 18, 20, 23, 26)

Магнитные сверхрешетки на основе Fe/Co/Mo представляют собой впервые синтезированные тонкие пленки, состоящие из компонент переходных металлов 3d/3d/4d. На рисунках 3.10-3.17 представлены наиболее характерные кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Fe/Co/Mo с переменной толщиной слоев Mo, измеренные при комнатной температуре.

Рис3.10(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(4,7Å)]*100	Р ис3.10(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(4,7Å)]*100
Рис3.11(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(6,4Å)]*100	Рис3.10(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(4,7Å)]*100
Рис3.12(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(10Å)]*100	Рис3.12(б петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(10Å)]*100
Рис3.13(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.13(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.14(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(14Å)]*100	Рис3.14(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(14Å)]*100
Рис3.15(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(16Å)]*100	Рис3.15(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(16Å)]*100
Рис3.16(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10A)Co(7,8A)Mo(20A)]*100	Рис3.16(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(20Å)]*100
Рис3.17(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(10A)Co(7,8A)Mo(23A)]*100	Рис3.17(б) петли гистерезиса МСР [Fe(10Å)Co(7,8Å)Mo(23Å)]*100

Магнитное поведение исследуемых образцов МСР Fe/Co/Mo будет определяться прежде всего откликом на магнитное поле Н магнитных моментов Fe и Со (магнитоактивных 3d атомов) в соответствующих слоях, а также поляризацией атомов Мо за счет гибридизации 4s электронов Fe и Со с 4d электронами Mo. Существенное влияние на намагниченность образцов будет оказывать магнитное поведение ионов Fe, Co, Mo в интерфейсах Fe/Co, Co/Mo, Mo/Fe. Поэтому на рисунках по вертикальной оси y представлены средние эффективные величины намагниченности, нормированные на содержание «магнитоактивных» ионов Fe и Со в соответствии с соотношением:

, где , , - средние величины намагниченностей в слоях Fe, Co и Мо; , , - толщины слоев Fe, Co и Мо. В используемом соотношении для средней величины эффективной намагниченности не учитывается влияние интерфейсов.

Из представленных рисунков видно, что формы петель гистерезиса очень разнообразны, значения спонтанной намагниченности Iso, остаточной намагниченности Ir и коэрцитивной силы Hc меняются в широком диапазоне значений, также петли гистерезиса отличаются величиной прямоугольности. Ir/ Iso.

Отметим, что петли гистерезиса, снятые в плоскости образцов вдоль поля напыления и поперек поля напыления одних и тех же образцов несколько отличаются по величинам основных магнитных параметров. В большинстве случаев намагничивание происходит легче поперек поля напыления, т. е. это направление является легкой осью в плоскости образца.

В области высоких магнитных полей H>Hm (область парапроцесса) при измерении в плоскости образцов отмечается практически линейный рост намагниченности сверхрешеток (в особенности для МСР [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(14Å)]*100) с большой величиной дифференциальной восприимчивости, которая изменяется в пределах от 0,06 Гс/Э для образца [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(10Å)]*100 до 0,16 Гс/Э для [Fe(10Å)Co(7.8Å)Mo(12Å)]*100. Для измерений «поперек плоскости образца величины дифференциальной восприимчивости оказываются значительно большими и они изменяются в пределах от 0,13 Гс/Э для образца [Fe(10)Co(7.8)Mo(6.2)]*100 до 0,5 Гс/Э для [Fe(10)Co(7.8)Mo(10)]*100.

Наблюдаемое поведение намагниченности перпендикулярно плоскости образцов МСР: небольшая петля гистерезиса с малой величиной остаточной намагниченности при малых величинах внешнего магнитного поля H и практически линейный ход намагниченности (точнее Бриллюэновский) при больших значениях H, может быть объяснено следующим образом. Известно, что площадь под гистерезисной петлей определяет потери магнитной энергии на перемагничивание образца. Потери на гистерезис тесно связаны с магнитокристаллической анизотропией, так как увеличение величины магнитной анизотропии приводит к затруднению перемагничивания. Существует простая связь между потерей энергии на гистерезисе и константой анизотропии К в том случае, если величина интерфейсной анизотропии (поверхностная анизотропия) превышает анизотропию формы (что обычно выполняется для мультислойных пленок) [⁸⁷]: , где -изменение намагниченности при перемагничивании , – величина коэрцитивной силы, K- энергия магнитной анизотропии. Как было показано Bruno [⁸⁸] энергия магнитной анизотропии определяется спин-орбитальным взаимодействием и анизотропией орбитального магнитного момента , где -константа спин-орбитального взаимодействия, и - орбитальные магнитные моменты перпендикулярно плоскости образца и параллельно плоскости образца. Следовательно или , где n число атомов в единице. При >> имеем: . Таким образом величина коэрцитивной силы зависит от константы спин-орбитального взаимодействия и отношения спинового момента к орбитальному. При больших величинах орбитального момента величина также велика и наоборот. Орбитальные моменты перпендикулярно плоскости формируются за счет орбитального движения электронов в плоскости. Из представленных рисунков видно, что намагничивание перпендикулярно плоскости происходит с трудом, т.е. это означает, что, по-видимому, большую роль в формировании кристаллического поля в плоскости, ориентирующее орбитальные моменты атомов, играет поле лигандов от ионов Kr.

Полевая зависимость намагниченности малых кластерных образований, которые представляют собой однодоменные частицы, аппроксимируется функцией Ланжевена: , где N число кластеров в единице объема, -магнитный момент кластера, T- температура в градусах К, -постоянная Больцмана, H- величина внешнего магнитного поля.

Исследования, проведенные в работе [⁸⁹] с помощью метода циркулярного магнитного дихроизма синхротронного излучения (XMCD) кластерных образований из атомов Co показали, что орбитальные магнитные моменты выстраиваются вдоль поля гораздо слабее чем спиновые магнитные моменты, которые приобретают максимальную ориентацию уже в слабых магнитных полях. Второе заключение к которому пришли авторы: спиновые и орбитальные моменты Co в кластерах слабо связаны и взаимодействуют с внешним магнитным полем раздельно и имеют различные температурные зависимости: , , т.е. скорость убывания спинового момента с температурой в 3 раза больше чем скорость убывания орбитального момента. С учетом этого для орбитальной намагниченности можно написать: , где -орбитальный магнитный момент кластера, - фактор Ланде для кластера. При малых величинах a= (в нашем случае , T=300K, <1 ) имеем и следовательно . Таким образом, в наших экспериментальных условиях величина орбитальной намагниченности может линейно возрастать с ростом величины внешнего магнитного поля. Отметим, что величина представляет собой проекцию орбитального момента кластера на направление магнитного поля (физически выделенное направление), а поэтому она зависит от величины магнитного поля и в общем случае зависимость от Н будет нелинейной.

Характеристики

Список файлов диссертации