Диссертация (1103577), страница 13

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

Текст из файла (страница 13)

3. В области высоких магнитных полей H>Hm (область парапроцесса) отмечается практически линейный рост намагниченности сверхрешеток с большой величиной дифференциальной восприимчивости

4 . Для измерений «поперек плоскости образца» величины дифференциальной восприимчивости для данной серии очень отличаются: есть образцы с практически нулевой дифференциальной восприимчивостью в области высоких полей, например образцы [Fe(10Å)Co(24Å)Mo(12Å)]*100 для [Fe(10Å)Co(30Å)Mo(12Å)]*100, также много образцов показывающих практически линейный рост намагниченности во всем интервале полей измерений с большой величиной дифференциальной восприимчивости, достигающей 0,3 Гс/Э для [Fe(10Å)Co(18Å)Mo(12Å)]*100.

По кривым намагничивания и петлям гистерезиса исследуемых образцов, снятых при комнатной температуре, были определены величины спонтанной намагниченности Iso, эффективной константы анизотропии и коэрцитивной силы. На рис.3.34 наблюдается немонотонная зависимость спонтанной намагниченности от толщины слоев Со осцилляционного типа с периодом 7Å, которая может быть обусловлена интерференционными эффектами делокализованных электронов в спейсере. Barnas в работе [⁹⁵] представил численные вычисления межслоевого обменного взаимодействия для модели свободных электронов. В результате он предсказал осцилляционный характер обменного взаимодействия как функцию от толщины ферромагнитного слоя. В работе [⁹⁶] было показано, что осцилляционный характер обменного взаимодействия в основном является следствием множественных отражений электронных волн в ферромагнитных слоях. Была рассмотрена система, состоящая из двух ферромагнитных слоев толщиной L , разделенных парамагнитным слоем толщиной D. Подробные численные вычисления приведены в работе [⁹⁷]. На границе парамагнетик-ферромагнетик электрон (представленный блоховской волной с моментом ) испытывает изменение потенциала. Таким образом часть волны отражается обратно в парамагнетик с моментом и интерферирует с падающей волной, в результате чего в парамагнетике образуется стоячая волна и соответственно электронная плотность будет осциллировать с периодом, определяемым вектором рассеяния q= - . Изменение в электронной плотности получается путем суммирования по всем электронным состояниям ниже уровня Ферми. Поскольку потенциал в ферромагнетике зависит от спина, предполагается, что амплитуда отраженной волны также зависит от спина, таким образом в парамагнетике возникает зарядовая и спиновая поляризация. Наличие двух ферромагнитных слоев будет приводить к многократным отражениям и интерференции в спейсере. Такая интерференция наблюдалась экспериментально с помощью фотоэмиссии в работе [⁹⁸]. Энергия, связанная с этими интерференциями выражает взаимодействие между двумя ферромагнитными пленками. Bruno была получена следующая формула для гейзенберговского обменного интеграла

Здесь -амплитуда отраженной волны для спина вниз. Из формулы видно, что обменное взаимодействие осциллирует как функция L c периодом определяемым -волновым вектором Ферми для спинов вниз в ферромагнетике.

Таким образом, обменные взаимодействия осциллирующего типа, наблюдаемые во многих многослойных структурах, могут быть объяснены интерференционными эффектами электронных волн, чатично отраженных от каждого интерфейса с коэффициентами отражения, зависящими от спина. В связи с этим магнитные свойства, связанные с плотностью состояний будут осциллировать как функция от толщины как немагнитных, так и магнитных слоев. Полное или частичное ограничение движения электронов в каком-нибудь направлении в твердых телах ведет к квантованию состояний. На каждом интерфейсе между различными материалами движущийся электрон испытывает резкий скачок потенциала. Это эквивалентно изменению коэффициента отражения для электронной волны, что обуславливает частичное отражение и частичное прохождение через интерфейс. В многослойных структурах отраженные и прошедшие волны будут интерферировать при определенных условиях.

Также из рисунка 3.34 можно видеть, что для образцов [Fe(10Å)Co(x)Mo(12Å)]*100 при x=4,6,12,16,18,24,30,33 значения Iso превышают величину таковой для массивного железа (Iso(Fe) = 1710Гс).

Рис3.36 Зависимость эффективной константы анизотропии от толщины слоев Со

На рисунке 3.35 представлена зависимость коэрцитивной силы от толщины слоев Co. Обращает на себя внимание наличие перпендикулярной намагниченности (вешнее поле перпендикулярно плоскости образца) у МСР. Для образцов с толщиной Co 27Å и 36 Å величина коэрцитивной силы в этом направлении равна 70Э и 77Э соответственно, что значительно больше величин Hc, измеренных в плоскости образца. Отмечается также немонотонное изменение Hc с толщиной слоев Со, причем зависимости коэрцитивной силы в плоскости и перпендикулярно плоскости не коррелируют между собой. Следует отметить, что амплитуда осцилляций Hc (_I_) увеличивается при увеличении количества Со. Также следует отметить, что для образцов с t(Co) = 10, 12, 24, 33 отсутствует петля гистерезиса в перпендикулярном направлении, т.е. наблюдается суперпарамагнитное поведение в этом направлении.

Из петель гистерезиса, измеренных в плоскости образцов параллельно и перпендикулянрно полю напыления были определены величины эффективной константы анизотропии K_eff. На рис 3.36 представлена зависимость K_eff от толщины слоев Сo измеренная в плоскости. Из рисунка видно, что зависимость носит немонотонный характер и не коррелирует с зависимостью Hc, что говорит о неодноосном характере анизотропии. Максимальная величина K_eff в плоскости оказалась 6,7*10⁵ Эрг/см³ для МСР [Fe(10Å)Co(24Å)Mo(12Å)]*100, что больше K_eff для массивного железа (K_eff(Fe) = 4.8*10⁵ Эрг/см³). K_eff , рассчитанная для направления перпендикулярно плоскости образца оказалась на два порядка больше, максимальное значение K_eff в в этом направлении оказалось 4*10⁷ Эрг/см³ для МСР [Fe(10Å)Co(18Å)Mo(12Å)]*100. Это свидетельствует о том, что для этого направления существует большая величина спин-орбитального взаимодействия в кластерных образованиях образца.

Рассмотрим магнитное поведение МСР Fe/Co/Mo с переменной толщиной слоев Fe. На рис 3.37-3.44 представлены соответствующие кривые намагничивания и петли гистерезиса сверхрешеток из серии Fe/Co/Mo с переменными толщинами слоев Fe .

Р ис3.37(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(4Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.37(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(4Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Р ис3.38(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(8Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.38(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(8Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Р ис3.39(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(12Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.39(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(12Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Р ис3.40(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.40(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Р ис3.41(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(16Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.41(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(16Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.42(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Рис3.42(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(18Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Р ис3.43(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(21Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.43(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(21Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100
Рис3.44(а) Кривые намагничивания МСР [Fe(24Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100	Р ис3.44(б) Петли гистерезиса МСР [Fe(24Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100

Прежде всего поведение кривых намагничивания для образцов этой серии свидетельствует о том, что в них также существует наведенная анизотропия в плоскости образца. Для всех образцов, кроме [Fe(14Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 и Fe(16Å)Co(21Å)Mo(12Å)]*100 направлением легкой оси является направление перпендикулярное магнитному полю при напылении, т.к. в этом направлении намагничивание происходит легче. В указанных же образцах с t(Fe)=14Å и 16Å ось легкого намагничивания направлена вдоль поля напыления.

Рассмотрение петель гистерезиса показывает, что процессы намагничивания в магнитных полях H> (где -поле технического насыщения) в плоскости образцов и перпендикулярно плоскости образцов происходят совершенно различно и величины намагниченности при одних и тех же полях оказываются резко отличающимися. Для многих образцов также различаются и величины коэрцитивной силы. Это по-видимому связано с тем, что величины константы магнитной анизотропии, а следовательно и величины энергии спин-орбитального взаимодействия в плоскости образцов и перпендикулярно плоскости образцов оказываются различными.

При этом наблюдаются петли гистерезиса разнообразной формы:

а) вытянутые с малой величиной , но большой величиной .

б) перетянутые (когда ширина петель в центральной области гистерезиса оказывается меньше, чем на концах петель гистерезиса в области «клювиков».

Характеристики

Список файлов диссертации