Развитие метода ядерно-резонансного отражения для исследования магнитных мультислоев (1104591), страница 3
Текст из файла (страница 3)
5). Применяя формулы(3), (4) к полученным профилям до и после отжига, мы получили Dt=3.8 нм2.PPОбразец [57FeN(4 нм)/56FeN(8 нм)]*10/SiPPPPв исходном состояниипосле 20 мин. отжига при t=393 К-4Интенсивность отражения(кванты)Delayed100005000Плотностьрезонансных ядер, отн.ед.0-5Prompt (*2*10 )4000Delayed20000468Угол скольжения, мрад468Угол скольжения, мрадПлотностьрезонансных ядер, отн.ед.Интенсивность отражения(кванты)Prompt (*10 )1Период03040Глубина, нм1Период03040Глубина, нмРис. 5.
Экспериментальные (точки) и теоретические (сплошные линии)рентгеновскиекривыеотраженияизадержанныекривыеядерно-резонансного отражения для образца [56Fe/57Fe]10 (верхние графики) иPраспределение резонансных ядерPPPP57BBFe по глубине одного периода в этойPструктуре (нижние графики) до и после отжига.13Расхождениекоэффициентовдиффузии,полученныхврамкахпростейшего кинематического подхода и строго анализа, составило болеепорядка. Таким образом, мы показали, что кинематический подходнеприменимдляколичественногоисследованияпроцессовдиффузииметодом ядерно-резонансного рассеяния, если динамические эффекты врассеянии существенны.Четвертая глава диссертации посвящена исследованию возможногоUUвлияния возникновения сверхпроводимости в пленке Nb на магнитнуюструктуру ультратонкого слоя57PFe в образце Nb(70 нм)/57Fe(3.8 нм)/PPP[Si/Mo]45/Si методом ядерно-резонансного отражения с использованиемBBстоячих волн.
Образец был изготовлен в Институте физики микроструктурРАН (г. Нижний Новгород), периодическая структура [Si/Mo]45 под слоем 57FeBBPPиграла роль генератора стоячих волн.xxxxxx* x x * x* x* * * x * x* ** *** *SiMoSiMo7.95 мард8.07 мрад8.30 мрада)Рис. 6. а) Часть структуры вблизиНормированноеотражениеx xFe * x* * *57Интенсивность отражения, отн. ед.Nb101Prompt0.1PromptDelayed107.27.68.014160.018.4Угол, мрад1E-31E-4Delayed1E-54681012Угол скольжения, мрад18б)57PFe слоя.
Стоячие волны образованныPбрэгговским отражением от зеркала [Si/Mo]45; б) Теоретические иBBэкспериментальные кривые электронного и ядерно-резонансного отражения.Появление и сдвиг максимума на кривой ядерно-резонансного отраженияобусловлен влиянием стоячих волн, возникающих при отражении отструктуры [Si/Mo]45.BBВарьируя угол скольжения в окрестности угла брэгговского отраженияот этой структуры, можно селективно по глубине слояP57Fe усиливать илиPослаблять ядерно-резонансное возбуждение (Рис.
6).Временные спектры и кривые ядерно-резонансного отражения былиизмерены на ESRF. Подгонка временных спектров, измеренных при14нескольких углах скольжения вблизи критического угла и в окрестностибрэгговского максимума от «подложки» [Mo/Si]45 (Рис. 7), позволилаBBвосстановить профили распределения по глубине слоя 57Fe резонансных ядер,PPхарактеризующихсяразличнымитипамисверхтонкихвзаимодействийИнтенсивность отражения(Log масштаб)(Рис. 8).эксперименттеорияРис. 7. Временные спектры ядерно-Углы:5.76 мрадрезонансного8.00измеренные в критическом угле и8.07вблизи угла Брэгга при 3 К. Точки –8.104080Время задержки (нс)отражения,эксперимент,подгонка.120сплошнаяСпектрылиниясдвинуты–повертикали.3K11 KПлотность ядер Fe4.6T57СинглетДублет21.6 T28.1 T758085Глубина, нм90 758085Глубина, нмa)90б)Рис. 8.
Распределение по глубине ядер 57Fe с различными типами сверхтонкихPPвзаимодействий, полученное при теоретической обработке временныхспектров ядерно-резонансного отражения, измеренных при 3 К (а) и при 11 К(б).Припонижении(немагнитной)температурысоставляющейотносительнаяспектрауменьшается,составляющей (21.6 Т) одновременно увеличивается.15доляасинглетноймагнитнойАнализспектровсверхпроводящегопритемпературахсостоянияввышеиисследуемомнижеобразцетемпературы(Рис.
9)далвозможность объяснить наблюдаемое изменение временных спектров за счетувеличения доли магнитно-упорядоченной фазы при понижении температуры(сравни а) и б) на Рис. 8). Первоначально предполагалось, что наблюдаемоеизменение спектров может быть вызвано пространственной модуляциейферромагнитного порядка (криптоферромагнетизмом) в пленке57PFe приPвозникновении сверхпроводимости в слое Nb вследствие эффекта близости[9].
Однако, детальный анализ показал, что не произошло никакого измененияИнтенсивность отражения(Логарифм. шкала)Интенсивность отражения(Логарифм. шкала)в ориентации сверхтонких полей с уменьшением температуры.Эксперимент3K11K4080120Время задержки (нс)а)ТеорияМодельа)б)4080120Время задержки (нс)б)Рис. 9. Сравнение экспериментальных (а) и модельных (б) спектров,измеренных при угле 5.76 мрад для двух температур 3 К и 11 К.Теоретическиеспектрысоответствуютраспределениямпоглубинеплотности ядер, представленным на рис.8 а,б.Пятая глава диссертации посвящена исследованию магнитных свойствUUи, в частности, ориентации остаточной намагниченности в тонкой пленке[57Fe/Co]35.PPBBПервое измерениеПеред измерениемo90Пучок СИxθ[110]yBext||[110]zBhf-ожидаемоеBhf-наблюдаемое ?Рис.
10. Начальная и ожидаемая ориентация намагниченности пленки[57Fe/Co]35 относительно пучка СИ.PPBB16Временные спектры ядерно-резонансного рассеяния измерены наESRF. Перед началом измерений образец был намагничен перпендикулярноплоскости рассеяния, а затем повернут на 90о относительно нормали кPPповерхности (Рис. 10).
Мы предполагали, что если ориентация сверхтонкогополя будет вдоль пучка СИ (азимутальный угол γ =90о), то временной спектр,PPсоответствующий магнитному расщеплению ядерных уровней, будет иметьсамый простой вид с одной частотой квантовых биений. Однако, за время,прошедшее между намагничиванием образца и началом измерений (около 5часов), направление намагниченности изменилось, поскольку измеренныйспектр имел явно больше одной частоты биений (Рис.
11).ЭкспериментТеория04080120Время задержки (нс)Рис. 11.ВременныеПосле второго вращенияЭкспериментТеория:oγ = 50oγ = 90 (77%)+"plane" (23%)ОтражениеВ брэгговском угле28.83 мрад0а)спектры4080120Время задержки (нс)ядерно-резонансногоб)отражения,измеренные в брэгговском угле 28.83 мрад после первого а) и второго б)поворота образца на 90о вокруг нормали к поверхности. ТеоретическиеPPспектры для двух моделей магнитного упорядочения на Рис.
11 б, как иследовало ожидать, практически неразличимы на рисунке.Спектр можно было подогнать в предположении, что Bhf перпендикулярно кBBплоскости рассеяния. Тогда образец повернули на 90о еще раз и повторилиPPизмерения. Но и новый спектр (Рис. 11 б) не соответствовал ориентации BhfBвдоль пучка СИ, его можно было подогнать в предположении, чтоазимутальный угол γ составляет 50о.
Возникшее противоречие результатовPPобъяснялось тем, что мы предполагали, что направление Bhf одинаково дляBBвсех ядер. Это имело бы место для однодоменной пленки. Реальность, повидимому, не соответствовала этому предположению. Если в область17Bкогерентногорассеянияпопадаетнесколькодоменов,амплитудукогерентного рассеяния следует усреднить по возможным ориентациям Bhf.BBПри этом важно иметь в виду, что с учетом линейной поляризации пучка СИсуществуют несколько различных конфигураций распределения направленияBhf в плоскости пленки, дающих идентичные временные спектры ядерноBBрезонансного рассеяния (Рис. 12): перпендикулярно плоскости рассеяния,антиферромагнитныедоменыслюбойориентациейихаотическоераспределение направлений Bhf.BxBBhfxγ=0Пучок СИyxorЛюбое γBhfyBhforyРис. 12.
Ориентации Bhf в плоскости пленки, дающие идентичные спектрыBBядерно-резонансного отражения для линейной поляризации пучка СИ.Экспериментальныеспектрыпридвухориентацияхобразцавполнесогласованно объясняются в предположении, что доля ядер с хаотическойориентацией(илинаходящимисявантиферромагнитныхдоменах)составляет 23%, а остальная часть ядер характеризуется предпочтительнойориентацией намагниченности вдоль одного из направлений <110> (то естьγ =0о для первого измерения и γ =90о , а не 50о, для второго измерения),PPPPPPкоторое является как раз легкой осью намагничивания.Сделанвыводхарактеризующегоотом,чтонаправлениеопределениенамагниченностиазимутальноговплоскостиугла,слояструктуры и являющегося основой ядерно-резонансной магнитометрии, неявляется корректным, если измерения проводятся только при однойориентации образца.U18Основные результаты диссертации.Диссертационная работа посвящена применению ядерно-резонанснойрефлектометрии – нового метода исследования сверхтонких взаимодействийв ультратонких пленках, содержащих изотопP57Fe, – к решению некоторыхPважных физических проблем, как-то – сосуществовании сверхпроводимостии ферромагнетизма, диффузии в ультратонких металлических слоях,определении магнитного упорядочения в ультратонких пленках.
Проведеннаяработа с временными спектрами ядерно-резонансного отражения позволилавыявить ряд методически важных особенностей нового метода и получитьуникальные данные о строении исследованных объектов.1. Обнаружено изменение временных спектров ядерно-резонансногоотражения при малых изменениях угла скольжения вблизи углабрэгговскогоотраженияот57Nb(70 нм)/ Fe(3.8 нм)/[Si/Mo]45/Si,PPBрезонансному слоюмногослойнойобусловленноеBструктурысмещениемпоP57Fe пучностей стоячей волны, формируемойPнерезонансной структурой [Mo/Si]45.
Показано, что профиль максимумаBзадержаннойинтегральнойBинтенсивностиотражениявблизибрэгговского угла характеризует толщину и положение резонансногослоя57Fe относительно «генератора стоячих волн» (структурыPP[Mo/Si]45), а временные спектры резонансного отражения, измеренныеBBпри нескольких углах скольжения в окрестности брэгговского угла,даютвозможностьпроводитьселективныйпоглубинеанализсверхтонких взаимодействий.2. Проведеновосстановлениепрофиляраспределенияпоглубинеплотности резонансных ядер, характеризующихся различными типамисверхтонких взаимодействий, в ультратонкой пленке 57Fe, находящейсяPPв контакте с пленкой ниобия при температурах выше и нижетемпературы сверхпроводящего состояния (~ 8 K) в этой пленке.Показано, что изменение временных спектров ядерно-резонансногоотражениясизменениемтемпературыможетбытьобъясненоувеличением доли магнитно-упорядоченной фазы при понижении19температуры, а не разрушением доменной или магнитной структуры впленке57PFe при возникновении сверхпроводимости в слое NbPвследствие эффекта близости.3.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
