Диссертация (1149448), страница 11
Текст из файла (страница 11)
Также очень важно, что в пленках можно реализовать структурные состояния, которыетрудно или невозможно получать в объемных образцах. Это существенно расширяет возможности исследования связи между структурнымихарактеристиками и физическими свойствами магнитных материалов.Изучение физических свойств тонких ферромагнитных пленок такжеактуально с точки зрения их практического применения в микроэлектронике и вычислительной технике. Важнейшим применением пленок78является их использование в качестве магнитной среды для записи ихранения информации в запоминающих устройствах. Магнитные пленкиимеют особенности, благодаря которым их использование способствуетповышению плотности записи информации до 1 TBit/in2 [89, 90] и быстродействия.
В этом смысле важно понять эволюцию намагниченностив тонких магнитных пленок с изменением температуры, особенно притемпературах, близких или выше температуры Кюри.Фундаментальным свойством магнитных пленок является магнитнаяанизотропия, характеризуемая типом симметрии, ориентацией осей легкого намагничивания, энергетическими константами или напряженностью эффективного поля анизотропии.
Наряду с магнитостатическойанизотропией формы и естественной кристаллографической магнитнойанизотропией в монокристаллических магнитных пленках, в текстурированных поликристаллических пленках (Co, MnBi и др.) может существовать значительная наведенная анизотропия различной природы:магнитоупругая (магнитострикционная) анизотропия; анизотропия направленного упорядочения атомов, осуществляющегося в процессе ростаи термообработки магнитной пленки; анизотропия направленного ростазерен; ориентация вытянутых пор; анизотропия распределения магнитных и немагнитных примесей по границам зерен и др.
При осаждениипленок после термического испарения в вакууме в магнитной пленке возникает анизотропия, вызванная наклонным падением атомов на подложку с образованием цепочек кристаллитов (механизм самозатенения), снаклонной столбчатой структурой. При эпитаксиальном росте магнитной пленки из жидкой фазы со сложным ионным составом, напримерпленок редкоземельных ферритов-гранатов, возникает ростовая анизотропия, обусловленная избирательным осаждением различных ионов в"открытые"додекаэдрические позиции определенной плоскости роста.Результирующая анизотропия определяет тип магнитной доменнойструктуры и характер процессов намагничивания магнитной пленки.
Впленках с преобладающей анизотропией формы спонтанная намагниченность лежит в плоскости образца, и в этом случае образуются вытянутые так называемые плоские магнитные домены (ПМД). Основнымпроцессом перемагничивания таких магнитных пленок вдоль оси легко79го намагничивания является движение доменных стенок, наблюдаетсяпрямоугольная петля гистерезиса с коэрцитивной силой, равной полюстарта необратимого смещения стенок (границ).В пленках с преобладающей перпендикулярной анизотропией ось легкого намагничивания (ОЛН) ориентирована по нормали к поверхности.В таких магнитных пленках образуются круглые цилиндрические магнитные домены (ЦМД), плотная полосовая или лабиринтная доменнаяструктура. В чистых, практически бездефектных пленках, петля гистерезиса очень узкая и наклоненная. В определенном интервале значенийвнешнего поля, приложенного вдоль ОЛН, наблюдаются равновесныеЦМД, которые легко передвигаются по пленке под действием неоднородного магнитного поля.4.2Анизотропная модель ГейзенбергаВ данной главе исследовались тонкие ферромагнитные пленки в рамках анизотропной модели Гейзенберга.
Гамильтониан системы выбиралсяследующим образом [91]:∑H = −J[(1 − ∆)(Six Sjx + Siy Sjy ) + Siz Sjz ](4.1)i,j⃗i = (S x , S y , S z ) – это трехмерный единичный вектор в узле i,где SiiiJ > 0 характеризует обменное взаимодействие ближайших спинов, носящее ферромагнитный характер, ∆ – константа анизотропии ( ∆ = 0 –изотропная модель Гейзенберга, ∆ = 1 – модель Изинга).Моделирование проводилось на простых кубических решетках размера Ns = L×L×N с периодическими граничными условиями в плоскостипленки.
L × L число спинов в каждом слое и N число слоев в тонкойпленке. В данной работе рассматривались системы с линейным размеромL = 32, 48, 64 и числом слоем в диапазоне от N = 1 до N = 32. Выборконстанты анизотропии для различных размеров пленки осуществлялсяпропорционально температуре, соответствующей критической, для пленок Ni(111)/W(110) различной толщины (рис.
4.1). Полученная зависимость изображена на рис. 4.2. Рассматривался температурный интервал80600550500Tc(K)450400350Ni(111)/W(110)30005101520NРис. 4.1: Зависимость критической температуры от толщины пленки [92]1.00.90.80.70.60.5051015N20253035Рис. 4.2: Зависимость константы анизотропии ∆ от толщины пленки N81T = 0.01 − 5.01 с шагом Tstep = 0.02. Моделирование начиналось изполностью упорядоченного ферромагнитного состояния.Для трехмерной анизотропной модели Гейзенберга с использованиемалгоритма Свендсена-Ванга [45] были исследованы температурные зависимости намагниченности m⟨ []1/2 ⟩()()()222∑Ns x∑Ns z∑Ns y1m=++,(4.2)i Sii Sii SiNsее составляющих: намагниченность ориентированная по нормали к плоскости пленки⟨⟩1 ∑Ns zmz =S ,(4.3)Ns i iнамагниченность в плоскости пленки⟨m∥ =[]1/2 ⟩1 (∑Ns x )2 (∑Ns y )2+,i Sii SiNs(4.4)и ориентационный параметр порядка [93, 94]⟩⟨ α nh − nαv ,Oα = αnh + nαv (4.5)где угловые скобки обозначают статистическое усреднение, α ∈ {x, y, z},nh и nv число горизонтальных и вертикальных пар ближайших спинов спротивоположно направленными Sz ,nαhnαv==∑{r∑{}1 − sgn [S (rx , ry ), S (rx + 1, ry )] ,αα}1 − sgn [S (rx , ry ), S (rx , ry + 1)] .αα(4.6)rНа рис.
4.3-4.4 представлены температурные зависимости намагниченности m(T ) и магнитной восприимчивости χ(T ) для пленок различныхразмеров. Эти кривые были получены усреднением до 3000 прогонок длякаждого значения N .821.0N=10.8N=6m0.6(T,N)00.41230.20.0N=1, N=60( )12T3451.00.8m0.6(T,N)1230.40.20.0( )N=8, N=100123T456Рис.
4.3: Температурная зависимость намагниченности и восприимчивости тонкихпленок различных размеров N = 1 ÷ 1483N=15, N=171.00.8m(T,N)N=150.6N=170.40.21230( )451234T1.00.8m0.6(T,N)0.41.01.52.00.20.0( )N=26, N=31012T345Рис. 4.4: Температурная зависимость намагниченности и восприимчивости тонкихпленок различных размеров N = 15 ÷ 31841.2mm1.0m,0.80.6m||0.40.2Omz0.00123456TРис. 4.5: Температурная зависимость намагниченностей m, mq , mz и восприимчивостей χm (T ), χO (T ) для тонкой пленки размера N = 15 L = 645.0IIIIIIIV4.5T (N)c3DT =4.5112DT =2.269c4.03.53.02.52.0c1.53D1.0T =1.443c0.50.00510152025303540NРис.
4.6: Фазовая диаграмма для тонких пленок (ФМ – ферромагнитная фаза, ПМ– парамагнитная фаза, ПФМ – планарный ферромагнетик)854.3Спин ориентационный переходПо положению максимума температурной зависимости магнитнойвосприимчивости χm ∼ [⟨m2 ⟩] − [⟨m⟩]2 могут быть оценены значениякритических температур Tc для различных размеров системы.Для пленок с числом слоев от N = 9 до N = 22 наблюдается двапика восприимчивости. В данной области был обнаружен спин ориентационный переход (spin reorientation transition - SRT) из фазы, в которой намагниченности выгоднее ориентироваться по нормали к плоскости пленки, в фазу, в которой намагниченность ориентирована вдольпленки. В экспериментальных [95] и теоретических работах [96], посвященных исследованию однослойных магнетиков, предсказывается, чтоданный переход является слабым переходом первого рода.В температурной области спин ориентационного перехода, соответствующей первому пику, были более детально исследованы зависимостинамагниченности mq и mz , а также ориентационного параметра порядка (4.5).
Температурные зависимости намагниченностей m(T ), m∥ (T ),mz (T ) и восприимчивостей χm (T ), χO (T ) ∼ [⟨Oz2 ⟩] − [⟨Oz ⟩]2 представлены на рис. 4.5. Первый пик χm (T ) соответствует спин ориентационномупереходу и при T = 2.71 наблюдается спад намагниченности ориентированной по нормали к плоскости пленки. Второй пик при T = 3.91соответствует фазовому переходу второго рода из ферромагнитной фазы в парамагнитную. Через координату точки пересечения кривых, задающих температурную зависимость кумулянта Биндера 4-го порядкаU4 (L, T ) были уточнены значения температур фазового перехода второго рода из ферромагнитного состояния в парамагнитное.Зависимость критической температуры от толщины пленки представлена в таб.
4.1, для толщин от N = 2 до N = 31. ФМ-ПМ – фазовый переход второго рода из ферромагнитной фазы в парамагнитную, ФМ-ПФМ– спин ориентационный переход из ферромагнитной фазы в фазу планарного магнетика. На рис. 4.6 приведены значения критических температур для различных размеров пленок. Сплошная линия соответствуетпереходу из ферромагнитного состояния в парамагнитное, пунктирнаялиния соответствует спин ориентационному переходу.86Таблица 4.1: Зависимость критической температуры Tc (N ) от толщины пленкиN234567891011124.4ФМ-ПФМ00.65(2)0.91(4)1.13(3)1.43(6)ФМ-ПМ1.03(8)1.15(11)1.25(5)1.31(10)1.35(4)1.39(4)1.45(8)1.49(10)1.57(8)1.61(15)1.63(11)N1314151617212223263031ФМ-ПФМ1.87(7)2.45(9)2.71(7)2.89(8)2.87(15)1.17(3)0.77(3)0-ФМ-ПМ1.87(12)3.41(13)3.91(20)4.15(14)4.09(15)1.61(15)1.55(14)1.46(8)1.43(10)1.43(6)1.43(5)Размерные эффекты в критическом поведении тонких пленокРассматривалась конечно-размерная скейлинговая форма для пленок[97, 98] для того, чтобы найти как m и χ зависят от линейного размераL и толщины N системы, которые позволяют определить эффективныекритические показатели из полученных температурных величин.⟨m(T, N )⟩ = L−β/ν m̃(L1/ν τ, N )(4.7)χ(T, N ) = Lγ/ν χ̃(L1/ν τ, N )где γ, β и ν эффективные критические индексы восприимчивости χ, намагниченности m и корреляционной длины ξ, соответственно.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
