Контрольная работа
ДОМЕННЫЕ СТРУКТУРЫДЛЯ ТЕСТИРОВАНИЯ В МАГНИТОСИЛОВОЙ МИКРОСКОПИИ
В настоящее время визуализация процесса намагничиванияявляется одной из наиболее актуальных проблем, сильно проявляющейся приуменьшении магнитных объектов до микронных и субмикронных размеров. Средимногочисленных методов визуализации особое место занимает магнитосиловаямикроскопия ввиду возможности получения как геометрической, так и магнитнойтопологий. Для проверки адекватности изображения в данном случае используетсясравнение с известным изображением, полученным независимым методом (например,оптическим или электронным) от специального образца близкого по свойствам кисследуемому – тест-структуре. Одним из наиболее привлекательных материалов дляизготовления тест-структур являются феррит-гранаты, позволяющие получатьизображения доменной структуры, а также динамики ее перестройки на основеэффекта Фарадея. Самые высокие значения фарадеевского вращения, а,следовательно, и способность наиболее адекватно визуализировать магнитнуюдоменную структуру образцов, предоставляют матрицы на висмутсодержащихферрит-гранатах, в том числе и на Bi3Fe5O12 со значениями фарадеевскоговращения до 7,8 º/мкм при наложении магнитного поля [1, 2]. Наиболеераспространенными методами получения этих материалов в виде эпитаксиальныхпленок или фотонных кристаллов (представляющих интерес из-за возможностиполучения изображения в узком диапазоне длин волн и варьирования шириныфотонной запрещенной зоны при наложении магнитного поля) являются жидкофазнаяэпитаксия и лазерная абляция, причем последний метод представляет большийинтерес, поскольку в структуре не имеет место образование переходного слояпленка-подложка.
На рис. 1 приведено схематическое изображениетест-структуры. Материалом для ее изготовления служил висмутсодержащийферрит-гранат (YSmBi)3(FeGa)5O12 в виде пленки исходной толщины 6 мкм,полученный методом жидкофазной эпитаксии. Выбор был сделан в пользу этогосостава ввиду того, что использование чистого Bi3Fe5O12 приводит к проблемам,связанным с получением пленок толщиной более 3 мкм, т.к Bi3Fe5O12 являетсятермодинамически неустойчивой фазой и его пленки склонны к образованию трещин.
/>
Рис. 1. Схематическое изображение тест-структуры, размером2×2 мм и размерностью до 16×16.
Размерность матриц составляла максимально до 16×16пикселей, а размеры самих пикселей матриц — от 20×20 мкм до 4×4мкм. Величина магнитного поля для каждого пикселя варьировалась посредствомпропускания электрического тока по изолированным шинам. За основу процессаметаллизации был взят типовой процесс вакуумного резистивного напыления слояхрома к пленке золота. Металлизация наносилась на предварительно нагретую до120 ºС подложку. При этом ширина шин металлизации составляла 10 мкм,толщина Cr/Au 0,1/0,4 мкм, толщина межслойной изоляции Ta2O5 0,4 мкм, утонениепленок до 0,4 – 2,5 мкм и анизотропное травление канавок под металлизациюпроводилось методом ионно-лучевого распыления кислородом. Межпиксельноепространство вытравливалось до подложки из галлий-гадолиниевого граната ионамиаргона сквозь окна стандартной фоторезистивной маски (Cr/Ti). Для обеспеченияадгезии шин металлизации и поверхности граната использовалось ионно-лучевоеактивирование поверхности низкоэнергетическим (≈ 50 эВ) потоком ионовкислорода на начальной стадии осаждения. Измерение адгезии методом отрываразваренной УЗ золотой проволоки диаметром 25 мкм выявило хорошую адгезию длятакого типа металлизации.
/>
Рис. 2. а) Изображение АСМ фрагмента тест-структуры и б) изображениетого же фрагмента тест-структуры, полученного методом МСМ.
На рис. 2а и 2б приведены изображения участкатест-структуры, полученные при помощи атомносиловой микроскопии имагнитосиловой микроскопии соответственно. Измерения были выполнены на установкеАСМ Integra с магнитосиловой приставкой Е. Кузнецовым. Известно, что одной изосновных проблем магнитосиловой микроскопии является разделение магнитногоизображения от топологии. Для решения этой проблемы магнитные измерения быливыполнены посредством снятия изображения в два этапа прохождения зонда поповерхности исследуемого образца. На первом этапе снималось изображениетопологии поверхности в полуконтактном режиме. На втором – при прохождении зондподнимался на установленную высоту для каждой линии сканирования, используясохраненные данные по топологии, полученные на первом этапе. Однако, в этомслучае имеет место еще одна проблема, а именно Ван-дер-Ваальсовы силы.
Чтобы принебречь их вкладом, взаимодействие между зондом иповерхностью образца должно быть намного больше их. Поэтому при второмпрохождении зонда, силы Ван-дер-Ваальса, действующие на коротких расстояниях,исчезали за счет поднятия зонда над поверхностью и при таком его расположениина него действовали только силы магнитного характера. В результате получаласьмагнитная доменная структура уже с учетом топологии поверхности и изображения,как магнитной доменной структуры, так и АСМ поверхности получалисьодновременно. Как видно из рисунка 2а, пиксели имели размеры 20×20×2,5мкм. Сопоставляя изображения магнитосиловой и атомносиловой микроскопий,очевидно, что положения магнитного контраста и пикселей совпадают. На всейплоскости анализируемого участка изображения магнитосиловой микроскопииориентация доменных стенок перпендикулярна плоскости тест-структуры, как иследовало ожидать исходя из классических представлений о магнетизме.
Однако, структура доменных стенок в областях нахожденияпикселей отлична от таковой в межпиксельном пространстве. В межпиксельномпространстве темные и светлые области совпадают по ширине, что свидетельствуетоб однородности распределения магнитного поля в нем (необходимо еще разподчеркнуть, что наличие доменной структуры в межпиксельном пространствеобусловлено образованием переходного слоя пленка-подложка при использованиижидкофазной эпитаксии, как метода получения структур). В областях же пикселейсветлые области уже темных, что является подтверждением неоднородногораспределения магнитного поля.
Из рис. 2б также следует, что домены имеют вид пластиноксложной формы с острыми углами, соответствующими геометрии пикселей. Такойхарактер неоднородности распределения магнитного поля требует дополнительныхисследований, как в теоретическом, так и экспериментальном планах.
/>
Рис. 3. Изображения пикселей исследованной матрицы а) вотсутствии тока и б) при его пропускании. Шины были наложены поверх граната безпротрава межпиксельного пространства.
На рис. 3а и 3б представлены изображения пикселей,полученные под действием электрического тока и без него. Особенность даннойматрицы заключалась в том, что использовалось наложение шин поверхферрит-граната без протрава межпиксельного пространства. Видно, что вотсутствии тока распределение доменов носит хаотический характер. В то же времяпри пропускании тока по шинам пикселя, происходит переориентация доменов собретением ими четкой ориентации в одном направлении, однако, наряду с этим,имеется проблема. При рассмотрении рис. 3б очевидно, что из-за затрудненноготеплоотвода происходит разрыв металлизации, что приводит к последующему выходуиз строя пикселя.
Перовскитоподобные манганиты A1-xBxMnO3 (где А –редкоземельный, В – щелочноземельный элемент) проявляют многообразие магнитныхи электронных свойств в зависимости от номера элемента В и его содержания.Большой интерес к изучению этих соединений был вызван открытием эффектаколоссального магнетосопротивления (КМС – эффекта), обусловленного сильнойкорреляцией магнитных, электронных и транспортных свойств манганитов [1].
Интересными объектами для изучения взаимосвязи междуизменениями кристаллических и магнитных свойств манганитов под влияниемвысокого давления являются соединения Pr1-xSrxMnO3. В данных соединенияхнаблюдаются множество разнообразных структурных и магнитных фаз в зависимостиот уровня легирования щелочноземельным металлом Sr.
При нормальных условиях эти соединения являютсяпарамагнетиками и имеют в зависимости от концентрации атомов Sr различнуюструктуру: орторомбическую при х0.8 [2].Различия в кристаллической структуре обуславливает и различия в магнитнойструктуре этих соединений.
В данной работе изучалось влияние высокого давления наструктуру манганита Pr1-xSrxMnO3 с уровнем легирования х=0.9 щелочноземельнымметаллом Sr. Исследования влияния высокого давления на кристаллическую имагнитную структуру соединения Pr0.1Sr0.9MnO3 методом нейтронной дифракциипроводились на дифрактометре ДН-12 импульсного высокопоточного реактора ИБР-2[3]. Давление устанавливалось с помощью камер на основе сапфировых наковален[4]. Анализ экспериментальных данных осуществлялся с помощью программ MRIA [5]и Fullprof [6], на основе метода Ритвельда.
Установлено, что воздействие высокого давления вплоть до 5ГПа при фиксированной температуре не приводит ни к структурным, ни к магнитнымфазовым переходам. При фиксированном давлении понижение температуры T
/>
Рис. 4. Экспериментальные нейтронные дифракционные спектрысоединения Pr0.1Sr0.9MnO3, измеренные при нормальном давлении иразличных температура. Представлены экспериментальные точки, вычисленныйпрофиль и разностная кривая (для Т=10 К) На сноске показаныантиферромагнитные пики при различных температурах
/>
Рис. 5. Показаназависимость параметров элементарной ячейки в зависимости от приложенногодавления и линейная интерполяция этой зависимости. Экспериментальная ошибка непревышает размер символа
Рассчитаны зависимости параметров решетки, длин связей Mn-Oи углов Mn-O-Mn соединения от давления. На рисунке 2 показано изменениепараметров элементарной ячейки в зависимости от давления. Для различныхтемператур рассчитаны изотермические коэффициенты линейного сжатия дляпараметров элементарной ячейки, модуль всестороннего сжатия B0 для уравнениясостояния Берча-Мурнагана [7], а так же магнитный момент для каждой АФМ фазы.
Интерполяция зависимости магнитного момента атома марганцаот температуры функцией Бриллюэна [8] позволила определить температуру Неелядля каждой АФМ фазы при различных давлениях (рисунок 3).
/>
Рис. 6. Зависимостьмагнитного момента катиона марганца в антиферромагнитной фазе С типа (левыйграфик) и G – типа (правый график) от температуры при нормальном давлении,интерполированная функцией Бриллюэна (сплошная кривая).
Псевдобинарные интерметаллические соединения RT11M (где R– редкоземельные металлы, T – 3d-переходной элемент, M – немагнитный элемент,стабилизирующий структуру, например, Ti, Mo, V, Cr, W или Si) представляютинтерес, как материалы для постоянных магнитов. Эти соединения кристаллизуютсяв тетрагональную структуру типа ThMn12 с пространственной группой I4/mmm [1-2].Влияние Co на магнитные свойства соединений RFe11-xCoxTi (R = Tb, Er, Y) былоизучено ранее [3-5]. Магнитные свойства соединений HoFe11Ti интенсивноизучалось во многих работах, том числе на монокристаллах [6-8].
Целью данной работы явилось получение монокристаллическихобразцов и изучение влияния замещений атомов Fe атомами Co наспин-переориентационные переходы и магнитные свойства (температуру Кюри,намагниченность, поле анизотропии) соединений HoFe11-xCoxTi (x = 0; 1; 2).
Сплавы HoFe11-xCoxTi были получены из особо чистыхметаллов индукционным методом в атмосфере аргона. Слитки затем переплавлялись имедленно охлаждались для получения монокристаллических зерен. Далее проводилсягомогенизирующий отжиг и охлаждение расплава по специально подобранному режиму.Полученные таким способом монокристаллы были всесторонне изучены с помощьюметода Лауэ. Контроль качества образцов проводился рентгенографическими иметаллографическими методами.
Анализ порошковых дифрактограм показал, что исследуемыесплавы являются однофазными и обладают тетрагональной структурой ThMn12(пространственная группа I 4/mmm). Введение кобальта в кристаллическую решеткусоединений HoFe11-xCoxTi приводит к уменьшению параметров кристаллическойрешетки и атомного объема. Это можно объяснить тем, что ионный радиус кобальтаменьше, чем у железа. Уменьшение параметров решетки при возрастанииконцентрации кобальта можно считать линейным, однако параметр a уменьшаетсябыстрее, чем параметр c.
Температура Кюри соединений определялась с помощьютермомагнитного метода. Найдено, что TC для HoFe11Ti равна 518K и возрастаетпри замещении железа на кобальт, а намагниченность насыщения также возрастает с75 Гс·см3/г (HoFe11Ti) до 81 Гс·см3/г (HoFe9Co2Ti).
Измерения полевых зависимостей намагниченности в высокихмагнитных полях до 140 кЭ проводилось на вибрационном магнитометре в интервалетемператур 4,2-300 K. Из измерений намагниченности следует, что монокристаллыHoFe11-xCoxTi (x = 1; 2) обладают одноосной магнитной анизотропией во всемисследованном интервале температур от 4,2 K до температуры Кюри. Этообъясняется тем [8], что в потенциал кристаллического поля, действующего наредкоземельный ион в случае Ho, вносят значительный вклад параметрыкристаллического поля четвертого и шестого порядка.
/>
Рис. 7. Изотермынамагниченности монокристалла HoFe9Co2Ti вдоль трех основныхкристаллографических направлений при температуре 4,2 K.
На рис. 7, в качестве примера, представлены полевыезависимости намагниченности для монокристалла HoFe9Co2Ti, измеренные притемпературе 4,2 K вдоль оси легкого намагничивания [001] и осей [110] и [100] вбазисной плоскости в магнитных полях до 140 кЭ. Из рис. 1 следует, чтосоединения Ho(Fe,Co)11Ti являются высокоанизотропными магнетиками (полемагнитной анизотропии НА превышает 140 кЭ при Т = 4,2 K), причем НА сильноуменьшается с повышением температуры (например, НА = 38 кЭ при T = 300 K).
На кривых намагничивания монокристалла HoFe9Co2Ti вдольнаправлений [110] и [100] в базисной плоскости наблюдается резкий скачокнамагниченности при некоторых пороговых полях Нcr, который можно объяснить тем,что происходит необратимое вращение вектора намагниченности при H = Hcr.Полученные нами аномальные зависимости намагниченности от магнитного поляподтверждаются опубликованными ранее экспериментальными данными [8] длямонокристаллических образцов HoFe11Ti. Следует отметить, что переходы при H = Hcrсопровождающиеся резким скачком намагниченности, являются переходами первогорода. Эти переходы (First Order Magnetization Process – FOMP), изученныетеоретически рядом исследователей [8], происходят в результате перебросавектора намагниченности между двумя неэквивалентными минимумами свободнойэнергии анизотропии в достаточно сильном магнитном поле. Теория процессов типаFOMP была развита для одноосных ферромагнетиков [7], при учете константмагнитной анизотропии вплоть до третьего порядка. Однако экспериментальноенаблюдение таких переходов в редкоземельных интерметаллических соединенияхпредставляет определенные экспериментальные трудности вследствие необходимостииметь достаточно совершенные монокристаллы, сильные магнитные поля и низкиетемпературы.
Учитывая, что обменное поле внутри 3d-подрешетки (Fe и Co)составляет 8.1·106 Oe, а обменное поле между подрешетками равно 2.7·106 Oe,можно предположить, что в полях до 100 кЭ не происходит заметного сломаподрешеток РЗ и Fe. Рассмотрим возможность описания экспериментальных кривыхнамагничивания на основе теоретических соотношений [5]. Согласно теории принамагничивании одноосного ферромагнетика перпендикулярно тетрагональной оси cмогут осуществляться два типа индуцированных магнитным полем переходов первогорода – FOMP: а именно FOMP типа 1 и FOMP типа 2, которые различаются конечнымсостоянием намагниченности. При FOMP типа 2 намагниченность в конечномсостоянии не достигает насыщения и условием перехода является равенство энергиив конечном и начальном состояниях, такое явление можно описать только при учететрех констант одноосной анизотропии K1, K2 и K3. Для соединений RFe11Ti стетрагональной симметрией при низких температурах существенный вклад в энергиюмагнитной анизотропии вносят константы анизотропии в базисной плоскости второгоK2¢ и третьего K3¢ порядка. С учетом анизотропии вбазисной плоскости энергию анизотропии можно записать в следующем виде:
F = K1 sin2 q + (K2 + K2¢ cos 4j)sin4 q + (K3 + K3¢ cos 4j) sin6 q .(1)
Полученные экспериментальные результаты объясняются тем,что в исследованных соединениях в области низких температур константымагнитокристаллической анизотропии высокого порядка K2 и K3 превосходят поабсолютной величине первую константу анизотропии K1, при этом K1 и K3положительны, а K2 – отрицательна. Величина K1 определяется вкладами подрешеткиHo и 3d-металлов (Fe и Co). Малая величина K1 может быть объяснена тем, чтоплоскостная анизотропия подрешетки гольмия компенсируется однооснойанизотропией подрешетки 3d-металлов. Плоскостной характер подрешетки Ho следуетиз положительного знака коэффициента Стивенса (aJ > 0), который определяеториентацию анизотропного электронного облака 4f-электронов относительнорезультирующего магнитного момента РЗ иона. Уменьшение критического поля с ростомтемпературы вызвано более резким падением констант анизотропии высокого порядка(K2 и K3) по сравнению с K1 при возрастании температуры. При температурах выше120 K магнитокристаллическая анизотропия соединений Ho(Fe,Co)11Ti определяетсяв основном положительной первой константой анизотропии. С ростом концентрациикобальта при T = 4,2 K одноосная анизотропия подрешетки 3d-переходных металловуменьшается (согласно ранее полученным данным для соединений Y(Fe,Co)11Ti [5]),при этом происходит уменьшение критических полей FOMP.
Анализ полученных результатов позволяет сделать выводы:
1) Переходы FOMP в данных соединениях являются фазовымипереходами I рода.
2) В данных соединениях переходы FOMP вызваны конкуренциейконстант МКА высокого порядка с константой МКА первого порядка.
3) Замещение атомов Fe на атомы Co приводит ксущественному изменению величины магнитного поля, при котором происходитпереход типа FOMP.
Литература
1. Д. П. Козленко, Б. Н. Савенко. Влияние высокого давления накристаллическую и магнитную структуру манганитов, ОИЯИ, Дубна, 2005
2. C. Martin, A. Maingnan, M. Hervieu, B. Raveau:Structural study of the electron-doped manganites Sm0.1Ca0..9MnO3 andPr0.1Sr0.9MnO3: Evidence of phase separation. Physical Review B, 62 (2000).
3. V. L. Aksenov, A. M. Balagurov, V. P. Glazkov etal., Physica B 265, 258 (1999).
4. В. П. Глазков, И. Н. Гончаренко, ФТВД 1, 56 (1991).
5. V. B. Zlokazov, V. V. Chernyshev, J. Appl.Cryst. 25, 447 (1992)
6. J. Rodriguez-Carvajal, Physica B 192, 55 (1993)
7. F.G. Birch. J. Geophys. Res. 91, 4949 (1986).
8. M. I. Darby, Tables of the Brillouin function and ofthe related function for the spontaneous magnetization. Brit. J. Appl.Phys., 1967, c.1415-1417.