ビスマス鉄系マルチフェロイック薄膜の特性改善への材料学的アプローチ
木

村

秀

夫


Zhenxiang Cheng Xiaolin Wang
Hongyang Zhao

るためと考えられている(9)(10)．

.

は じ

め

に

我々はリーク電流の抑制と強磁性特性の改善を目的に，薄膜に対しての添加効果を調べ，バッファー層の導入(11)及び

マルチフェロイック( Multiferroic)とは，単一相の中で複複数元素の共添加(12)がリーク電流の減少に有効であること

数のフェロイック【強誘電性，(反または弱)強磁性，強弾性を明らかにした．さらに，薄膜の場合に重要な基板について等】効果を発現する一連の物質・材料のことである．主とし検討し(13) ，強磁性強誘電体どうしの二層膜形成について試て強誘電性と(反または弱)強磁性秩序を同時に発現する電気

みてきた(14)．本稿ではこれらを含め，材料学の立場からマ磁気効果を持つ強磁性強誘電体を指すことが多い(1)(2)．電気

ルチフェロイック薄膜についての著者らの研究について紹介と磁気を結びつけることが可能なため，応用が期待されていする．

る．最も実用化に近いマルチフェロイック材料は，室温より薄膜の成膜法は主にパルスレーザー堆積法( Pulsed Laser

キュリー温度，ネール温度が高い BiFeO3 である(TC＝ 1103

Deposition: PLD )で，光源は Nd:YAG レーザー第 3 高調波

K ， TN ＝ 643 K )(3)(5) ．後述するように， BiFeO3 では合成

(355 nm)である． Bi が蒸発しやすいため，出発原料として条件によりペロブスカイト型構造が異なるが，菱面体晶系あのターゲットは 10 mol程度 Bi 過剰組成で，固相法によりるいは擬立方晶系(立方晶系に近い正方晶系)としての[001]h

作製されている．主に使用されるのは Si 単結晶系基板で，や[111]c 方位に沿って G タイプ反強磁性スピン配置が生じ

Pt/Ti/SiO2/Si 構造が一般的である．Pt は下部電極で，このている．室温では菱面体晶系の場合[110]h 方位に沿って 62上に成膜する．通常は 3 Pa 程度の酸素フロー中， 823 873

nm 周期の長周期磁気構造が現れるため，バルクでは巨視的

K で成膜後，冷却される．結晶相は X 線回折で調べられ，な磁化はキャンセルされるが(6)(7)，薄膜ではこのような長周メタルマスクを用いて薄膜に Pt をコーティングし，これを期磁気構造は存在しない(8)．また本来は反強磁性であるが，上部電極として下部電極との間でコンデンサを形成させて室薄膜ではスピンキャンティング(反平行からのずれ)により弱温で電気特性が評価される．膜厚が重要となるが，段差計や強磁性として観察される． BiFeO3 は強誘電性を利用した強透過あるいは走査電子顕微鏡を用いて測定される．また，強誘電体メモリデバイスとしての応用が期待されるが，リーク

誘電特性測定には強誘電体テスターが，磁気特性測定には電流が大きいため良好な強誘電特性を得ることはバルク，薄VSM(試料振動型磁力計Vibrating Sample Magnetometer)

膜ともに困難である．リーク電流の原因としては，酸素の格や SQUID(Superconducting Quantum Interference Device)

子欠陥と複数の価数を持つ鉄イオンにより浅い準位が生成すが使用される．なお，特性評価の温度は特に断らない限り室

物質・材料研究機構応用結晶科学グループグループリーダー(〒3050047 つくば市千現 1
21)
Future Fellow of ARC, University of Wollongong, Australia: Institute for Superconducting and Electronics Materials物質・材料研究機構応用結晶科学グループ外来研究者，日本学術振興会外国人特別研究員
Professor, University of Wollongong, Australia: Institute for Superconducting and Electronics Materials
Materials Science Approach for Improvement of BismuthIron Base Multiferroic Thin Films; Hideo Kimura, Zhenxiang Cheng,
Hongyang Zhao, Xiaolin Wang(Crystal Science and Technology Group, National Institute for Materials Science, Tsukuba.
Institute for Superconducting and Electronics Materials, University of Wollongong, Australia)
Keywords: multiferroic materials, bismuth ferrite, thin films, doping, double layer, Si substrate, oxide substrate
2010年 2 月 1 日受理




最近の研究

温(300 K)である．

電荷移動をブロックし，リーク電流が抑制されて大きな分極が得られる．

.

強誘電体バッファー層の導入効果(11)図は， BiFeO3/ Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜の疲労特－性(残留分極 P ＋
r , P r の分極反転に伴う変化)である．疲労に

半導体，酸化物薄膜では，二層膜を用いた特性改善が行わ－
より P ＋
r , P r はともに減少するが， Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12

れている．たとえば，基板との格子不整合を改善するための単層膜の場合より二層膜の疲労特性は若干劣る(15)．疲労はバッファー層の導入である．マルチフェロイック薄膜でも同酸素欠陥と電荷の移動に起因し，Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 膜様で，ここでは強誘電体 Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 と強磁性中の(Bi2O2)2＋ 層はこれらの長距離移動に対するバリアの役

強誘電体 BiFeO3 との二層膜を取り上げる．まず Bi3.25Sm0.75

割を持ち，通常の ABO3 ペロブスカイト構造とは異なる移Ti2.98V0.02O12 膜 を Pt / Ti / SiO2 / Si 基 板 に 成 膜 し ， さ ら に動形態をとるようである(16)(17) ．疲労特性は主に BiFeO3 膜

BiFeO3 膜を成膜して二層膜とする．

図  は ， Pt / Ti / SiO2 / Si 基 板 に 成 膜 し た BiFeO3 / Bi3.25
Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜表面の AFM 像である．表面はほぼ平坦で， Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 ， BiFeO3 膜は多結晶膜
で あ る ． Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 膜 の 膜 厚 は 290 nm で
[ 117 ]h 方 位 の 配 向 が あ り ， BiFeO3 層 の 膜 厚 は 200 nm で[012]h 方位からわずかに傾いている．
図では，分極ヒステレシス曲線を単層膜の場合と比較す
る．二層膜の場合は膜どうしの干渉のため厳密な膜厚の定義は困難なため，電界 E ではなく電位差 V で表している．残2
留分極 2Pr(＝P ＋P－r r )は 71.8 mC/cm ，膜厚を考慮した抗電界 Ec は 148 kV / cm で， 2Pr は Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 単層膜の値より向上するが， Ec は単層膜の値より悪化する．
Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 膜の構造は単層膜と二層膜ではほとんど変化しないため，分極ヒステレシス曲線の変化はBiFeO3 膜の影響と考えられる．文献では BiFeO3 バルクの
(5) ， BiFeO 単層膜
2P＋
r 値は薄膜と異なり 6.1 mC / cm であり32の P＋
r 値も 5 mC / cm と小さいが，これは図 2 の曲線の丸い形状からわかるように大きなリーク電流のためである．
本来 BiFeO3 は大きな分極を持つが，バルクや単層膜ではリーク電流が大きく，複数の Fe イオン価数のため分極が小さく観察される．しかし BiFeO3/Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜とすることで Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 膜が電極からの図1

BiFeO3 / Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二 層 膜 表 面 のAFM 像(11)．スケール単位は mm．

ま て り あ 第49巻 第 8 号(2010)Materia Japan

図2( a ) BiFeO3 / Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜における分極ヒステレシス曲線(11) ．( b ) Bi3.25Sm0.75
Ti2.98V0.02O12 単層膜，(c) BiFeO3 単層膜の場合．

図3

BiFeO3 / Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜の疲労特性(11)．

図4

BiFeO3 / Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜の磁気ヒステレシス曲線(11)．10 Kと 300 K の場合．

に依存し，Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 膜の影響は小さい．
二層膜とすることで磁気特性も変化する． 10 K と 300 K
における BiFeO3/Bi3.25Sm0.75Ti2.98V0.02O12 二層膜の磁気ヒステレシス曲線を図に示す． 300 K での残留磁化の強さは17.5 kA / m で，この値は SrTiO3 基板上での BiFeO3 単層膜の値 5 kA/m や Pt/Si 基板上での値 3 kA/m よりも大きい．
なお， 10 K においても 0.5 T の磁束密度では磁化は飽和しない．

図5

種 々 の 添 加 BiFeO3 膜 の 分 極 ヒ ス テ レ シ ス 曲線(12)．基板は Pt/Ti/SiO2/Si．

. La 及び Nb の共添加効果(12)レシス曲線の丸みはほぼ消える． Bi0.8La0.2Nb0.01Fe0.99O3 膜
共添加効果は，磁気特性よりも強誘電特性においてよく観では 2Pr はさらに増大し， 160 mC/cm2 となる．分極ヒステ察される． Pt / Ti / SiO2 / Si 基板上の BiFeO3 膜は空間群 R3c

レシス曲線の形状も強誘電体的な角形となり，Ec も La, Nbの菱面体晶系構造を示し，従来報告されている空間群

共添加により増大する．

P4mm の正方晶系構造ではない(18)．Bi0.9La0.1FeO3 膜では菱また La 添加により BiFeO3 構造は安定化し，バルクで観面体晶系が保たれるが， Bi0.8La0.2FeO3 膜では正方晶系であ察される Fe リッチ相 Bi2Fe4O9 の生成が抑制される(19)(20)．

る． La, Nb を共添加した Bi0.9La0.1Fe0.99Nb0.01O3 ， Bi0.8La0.2

Fe リッチ相の生成は薄膜の化学組成を変化させ，酸素欠陥

Fe0.99Nb0.01O3 膜はそれぞれ菱面体晶系，正方晶系となる．

の発生並びに Fe イオンの価数を変化させる． BiFeO3 におLa 添加 BiFeO3 膜はバルクと同様の構造となるが，Nb 添加

ける酸素欠陥は自由移動電荷の原因となり，異なる価数のイ

BiFeO3，Bi0.9La0.1FeO3 膜の場合，バルクと異なり大きな菱オンはリーク電流の原因となる．たとえば， Fe2＋ O Fe3＋面体晶系歪みは生じず正方晶系となる．また配向も異なり，チェーンにおいて価数の変動により電荷は移動する．したがBiFeO3 膜では[012]h 方位でエピタキシャル成長するが，添って， La, Nb 共添加では La 単独添加よりも電荷移動は小加膜では菱面体晶系での[ 001 ]h 方位または正方晶系でのさい．また，La 添加と比べて Nb 添加のほうが Fe との価数

[ 111 ]t 方位への配向が見られる．ただし， Bi0.8La0.2FeO3 膜差が大きく，酸素欠陥発生の程度も小さい．

では[111]t 方位よりも[101]t/[110]t 方位への配向をしやすい．
図は，種々の添加を行った BiFeO3 膜の分極ヒステレシ
ス曲線である． BiFeO3 では 2Pr は 135 mC / cm2 で，リーク

La 添加と La, Nb 共添加との比較は完全な分極反転が困難であるため難しいが，残留分極特性の改善は明らかである．特性の改善は主に添加膜の絶縁特性が向上するためで，添加による構造歪のためではない．

電流が大きいため分極ヒステレシス曲線は丸みを帯びる．こまた，残留分極の改善は薄膜の配向からも説明される．添れに対して Bi0.9La0.1FeO3 膜では自由移動電荷が減少するた

加 BiFeO3 系薄膜では，菱面体晶系や正方晶系としての自発め 2Pr は 137 mC/cm2 と増加し，分極ヒステレシス曲線の丸

分極方位は[ 001]h または[ 111 ]t 方位として知られ， Pt / Ti/

みも改善する． Bi0.8La0.2FeO3 膜でも 2Pr は 145 mC / cm2 まSiO2 / Si 基板上での BiFeO3 膜の優先成長方位は，菱面体晶

で 増 大 す る ． さ ら に Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜 で は 2Pr は系で[012]h 方位であり，分極の最大方位である[001]h 方位

142 mC / cm2 となり， Bi0.9La0.1FeO3 膜と比べて分極ヒステ

からは大きくズレている． Bi0.9La0.1FeO3 膜や Nb 共添加膜




最近の研究

では優先成長方位は[ 001 ]h であり，自発分極方位と一致すのとされている．

る．Bi0.8La0.2FeO3 膜，特に Bi0.8La0.2Nb0.01Fe0.99O3 膜では優300 K での薄膜の磁気特性では，基板に起因する反磁性が先成長方位は[ 111 ]t であり，自発分極方位での優先成長は観察されるにも関わらず， Nb ， La 共添加 BiFeO3 膜におい分極特性の改善に大きく寄与する．
誘電率の周波数特性では，次のように観察される．図は，て は 強 磁 性 が 観 察 さ れ て い る ． こ れ は ， 過 去 の La 添 加
BiFeO3 バルクでの観察結果と同様である(18)(19)．

Bi0.8La0.2Nb0.01Fe0.99O3 ， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 ， Bi0.8La0.2

.

と虚部
FeO3 ， Bi0.9La0.1FeO3 ， BiFeO3 膜での誘電率実部 e ′基 板 の 効 果(13)の周波数特性は変化し，e″の周波数特性である．添加により e′e″も減少する．薄膜は，Nb 添加の有無から二つのグループ

電気磁気特性は電極ともなる基板にも影響されるため，が小さい．一に分けられる．Nb 無添加膜では e″が大きく e′

LaNiO3/Si ， IrO2/ Si 基板を用いて Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜が大きく e″が小さい．これは，Nb 添加で方 Nb 添加膜は e′に与える基板の効果を比較する．

は薄膜の自由電荷密度が大きく減少するのに対して La 添加

LaNiO3 はぺロブスカイト型構造だが，IrO2 はルチル型構

ではほとんど減少せず，自由電荷密度が減少する結果， Nb

造である．この構造の相違のため，基板上の La, Nb 共添加

添加 BiFeO3 膜は完全に飽和した分極ヒステレシス曲線を示

BiFeO3 膜は異なる晶癖を示す． LaNiO3/ Si 基板の Bi0.9La0.1

す．

Nb0.01Fe0.99O3 膜 は ， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 (012) 面 と実用においては，繰り返し劣化を示す疲労特性も重要であLaNiO3(001)面の格子整合から，(012)面の晶癖を示す．一る．図には，107 回の分極反転を繰り返して疲労した薄膜方で IrO2 / Si 基板の場合は，晶癖は観察されない． Pt / Ti /の分極ヒステレシス曲線を，疲労前の曲線と比較して示す．

SiO2/Si 基板の場合， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜は Pt(111)面

疲労特性は Bi0.9La0.1FeO3 膜では悪いが， Nb を添加することの格子整合から( 202 )面，( 006 )面の晶癖を示す．通常とで大きく改善される．疲労は主に酸素欠陥の移動・再配置

Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜の晶癖は基板以外に成膜条件にも及び分極反転におけるドメイン壁での電荷トラップに起因し，依存するが，同じ成膜条件では薄膜試料の晶癖は基板に依存

Fe と比較して価数が大きく異なる Nb の添加によって自由する．つまり，下部電極がペロブスカイト型構造である

電荷密度が減少することになるため，疲労特性が改善するも

LaNiO3 の場合，IrO2 の場合よりもエピタキシャル成長しや

すい．
上部電極が Pt で下部電極が LaNiO3 または IrO2 の場合のBi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜の分極ヒステレシス曲線を図に

示 す が ， LaNiO3 電 極 で の Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜 で は 分
極ヒステレ シス曲線は飽和する．しかし ， IrO2 電極 でのBi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜では異なり，電界を上げても分極

ヒステレシス曲線は飽和しない．大きな 2Pr が得られているが，分極ヒステレシス曲線は丸みを帯び，リーク電流の寄与が あ る ． Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜 と LaNiO3 電 極 は ， 膜 と電極との間にリーク電流を減少させる良好な界面を形成す
る．どちらの電極でも分極ヒステレシス曲線は正の方向にシフトするが，このようなシフトはヘテロエピタキシャル成長
させた強誘電体薄膜においてよく見られ，極めて薄い界面層
が強誘電体と非分極反転薄層との間に形成され，自由電荷が
図6100 Hz から 1 MHz までの誘電率実部と虚部の周，点線は虚部 e″．
波数特性(12)．実線は実部 e′

図7

Bi0.9La0.1FeO3 ， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜 の 疲 労による分極ヒステレシス曲線の変化(12) ．分極反転回数107 回．

ま て り あ 第49巻 第 8 号(2010)Materia Japan

集合して界面バイアスが発生するためと説明される(3)．異な

図8

Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜の分極ヒステレシス曲
線(13)．上部電極は Pt，下部電極は，(a) LaNiO3電極，(b) IrO2 電極．



る上部・下部電極は異なる界面層を形成し，これはコンデン性を示す．一方 A2BB ′O6 複合ペロブスカイト では， B とサとして電気的に非対称構造を持つことから，非対称な分極とのカップリングにより強磁性秩序が発現することがあB′

ヒステレシス曲線を形成する．上部，下部とも Pt 電極の場

る ． Bi2NiMnO6(22)(23) ， BiFeO3 BiCrO3(1)(24)(25) と 同 様 に合，非対称性は観察されない(12)．

BiFeO3 系複合ペロブスカイト酸化物(Bi2BB′
O6)においても図は， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜における疲労特性であ

大きな電気磁気効果が期待される．今回取り上げる

る．LaNiO3 電極の場合は大きな疲労を示すが，IrO2 電極のNd:BiFeO3 と Bi2FeMnO6 層からなるナノ複合膜はほとんど

場合はほとんど疲労しない．同様に， Pt 下部電極の場合に研究されていないが，強誘電体への Nd の添加は強誘電特性

も Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜は大きな疲労抵抗を示すことがの改善に広く行われている． Goodenough Kanamori's 則に知られている(12)．このように疲労特性は電極にも依存し，

Fe3＋OMn3＋結合は八面体サイトで強い一よると， 180°ドメイン
ドメイン壁によるピンニング，界面層の形成， 90°

軸の Jahn Teller 歪みを発生する．よって， Nd:BiFeO3/ Bi2形成による内部ストレスの発生等が主な原因と推定されていFeMnO6 複 合 膜 に は 基 板 の 反 磁 性 ， Nd に よ る 常 磁 性 ，る(21) ． Bi

0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜と LaNiO3 電極との界面に

BiFeO3 による反強磁性，Bi2FeMnO6 による強磁性が共存しおける酸素欠陥の移動とトラップによるドメイン壁ピンニンており，成膜条件を変えることで他の磁性に対して強磁性をグが疲労抵抗に重要な役割を果たすが，疲労抵抗が小さいこ強調させることができるものと期待される．

とは何らかの界面層の形成を促進し，LaNiO3 電極では分極

Pt / Ti / SiO2 / Si 基 板 に 成 膜 し た Nd0.1Bi0.9FeO3 ( Nd:

ヒステレシス曲線のシフトが生じる． IrO2 電極でも界面層

BiFeO3 )と Bi2FeMnO6 か ら な る Nd:BiFeO3 / Bi2FeMnO6 二の形成が予想されるが， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3/ IrO2 構造は層膜を考える．成膜条件は，温度は 823～853 K だが，圧力Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 / LaNiO3 構造よりリーク電流が大きは Nd:BiFeO3 膜 で は 30 Pa ， Bi2FeMnO6 膜 では 10－3 Pa と

く，界面層は異なる特性を持つ． Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜

異なる．

と IrO2 電極との間で界面層は酸素欠陥が移動できるチャン

Bi2FeMnO6 膜の場合は，成膜条件を変えると異なる構造

ネルを持ち，界面近傍での酸素欠陥トラップ形成を抑制するとなる． Bi らは空間群 Pm3̃m, R3 及び C2 からなる三種類

ため大きな疲労抵抗を持つと推定されている．

の Bi2FeMnO6 構造を計算から導き出し(26)，実験でも確認さ

磁気的には，LaNiO3 電極や IrO2 電極からの反磁性成分も観察されるが， Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜には弱い強磁性が観察され，転移温度は室温以上である．

れているが，特性との厳密な対応は今後の課題である．
AFM による表面像を図に示すが，表面粗さと結晶粒径には相関があり，これから Bi2FeMnO6 膜上の Nd:BiFeO3 膜
は Pt / Ti / SiO2 / Si 基板上の Nd:BiFeO3 膜より成長速度が速.

強磁性強誘電体同士の二層構造の試み(14)いと推定されている．
図は，Nd:BiFeO3/Bi2FeMnO6 二層膜の分極ヒステレシ

通常 ABO3 型ペロブスカイト強誘電体では， B サイトのス曲線である． 2Pr は 54 mC / cm2 ， Ec は 237 kV / cm で，分磁性イオンにより反強磁性を示すが，BiMnO3 は例外で強磁

極ヒステレシス曲線は非対称であり， Jang らが示すように(27) ，分極は電圧の上昇とともに減少する．電極の影響や薄膜表面の不均一分極については排除できるから，この原因は次の二つである．一つ目は，薄膜は絶縁性に富み，蓄積電荷を均一にする自由電荷が存在しないため薄膜内で分極勾配が生じて反分極が発生するためである．二つ目は，薄膜内で異なる抗電界を持つ不均一なドメインが存在し，印加電圧によ っ て は 分 極 反 転 で き な い た め で あ る ． Nd:BiFeO3 / Bi2
FeMnO6 二層膜の疲労特性では，分極反転回数の増加とともに分極が増大しているが，疲労は主にドメインの形成，電図9Bi0.9La0.1Nb0.01Fe0.99O3 膜の疲労特性(13) ．下部電極は，(a) LaNiO3 電極，(b) IrO2 電極．

図10




極と薄膜界面での空間電荷や酸素欠陥によるドメイン壁ピン
ニング，その他の熱履歴によるが，この異常な疲労特性は，表面の AFM 像(14)．(a) Nd:BiFeO3/Bi2FeMnO6, (b) Nd:BiFeO3, (c) Bi2FeMnO6 膜． スケール単位は mm．

最近の研究室温以上にあることから注目されているビスマス鉄系マル
チフェロイック薄膜について，著者らの研究を紹介した．この分野では物理系や電気系の研究者が多いが，特性改善のア
プローチは材料系研究者の視点と同じである．
本稿をまとめると次のようになる．ビスマス鉄系ではリーク電流が問題となるが，強誘電体との二層膜として電気的バリア層を導入すること，Nb の添加によって酸素欠陥の移動を制限することにより改善される．また電極との界面状態にも影響を受け，電極材料を変えることで特に疲労特性が大きく変化する．近年注目されているが合成困難なビスマス
マンガン系でも，マルチフェロイック膜どうしの二層膜として合成可能で，特性が評価されている．
図 11

異 な る 電 界 を 印 加 し た 場 合 の Nd:BiFeO3 / Bi2
FeMnO6 二層膜の分極ヒステレシス曲線(14)．

なお，材料系の人間がまとめたので物理的には厳密でないところもあるが，ご了承願いたい．
本稿で紹介した研究の一部は，独立行政法人日本学術振興会と Australian Research Council との二国間交流事業共同研究，独立行政法人日本学術振興会外国人特別研究員，Australian Research Council Future Fellowship の 各 プ ロ グ

ラムに基づくもので，ここに感謝します．

文
図 12300 K と 5 K に お け る Nd:BiFeO3 / Bi2FeMnO6二層膜の磁気ヒステレシス曲線(a)と 0 K で規格化した飽和磁化 Ms の温度依存性(b)(14)．

Nd:BiFeO3 膜 と Bi2FeMnO6 膜 と の 界 面 で 空 間 電 荷 が 生 成し，これが疲労特性に影響するためと説明できる(28)．厳密
な 強 誘 電 特 性 の 評 価 に は PUND ( Positive Up Negative Down)法が有効で(29)，図11も PUND 法で測定されている．

磁化の強さは温度に依存し，図(a)は 300 K と 5 K における Nd:BiFeO3/Bi2FeMnO6 二層膜の磁気ヒステレシス曲線
である．面内方向と面に垂直方向との場合を示すが，薄膜では明瞭な磁気異方性がある．ただし，反磁界は考慮していな
い．典型的な強磁性体の曲線で，磁化の強さは 300 K で 25
kA/m，5 K で 83 kA/m である．300 K では基板の強い反磁性の影響を受けるため，データは基板からの寄与分を引いてある．飽和磁化 Ms の温度依存性は図 12( b )のようになり，磁化の強さは室温以下で T 1.6 の温度依存性を示し， Ms ( T )＝ Ms ( 0 )[ 1 － b ( T / Tc )1.6 ]と表現できる．ここで b の値は1.02 ± 0.11 × 10－4 であり，強磁性キュリー温度は Tc ＝ 440
K と計算される．強磁性特性は 5 度の反強磁性スピンキャ

ンティングから導かれ，小さな磁化の強さと適度な強磁性キ
ュリー温度を示すことになる(30)(31)．

.

お わ

り

に

本稿では，強誘電キュリー温度，(反)強磁性ネール温度がま て り あ 第49巻 第 8 号(2010)Materia Japan献( 1 ) B. Ramesh and N. A. Spaldin: Nat. Mater., 6(2007), 2129.
( 2 ) M. Fiebig: J. Phys. D: Appl Phys., 38(2005), R123.
( 3 ) J. Dho, X. Qi, H. Kim, J. L. MacManusDriscoll and M.G.
Blamire: Adv. Mater., 18(2006), 14451448.
( 4 ) Z. X. Cheng, X. L. Wang, C. V. Kannan, K. Ozawa, H. Kimura,T. Nishida, S. J. Zhang and T. R. Shrout: Appl. Phys. Lett., 88(2006), 132909.
( 5 ) J. Wang, J. B. Neaton, H. Zheng, V. Nagarajan, S. B. Ogale, B.
Liu, D. Viehland, V. Vaithyanathan, D. G. Schlom, M. Wuttig
and R. Ramesh: Science, 299(2003), 17191722.
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M. P. Cruz, Y. H. Chu, C. Ederer, N. A. Spaldin, R. R. Das, D.
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Shafer and R. Ramesh: Appl. Phys. Lett., 87(2005), 182912.
( 8 ) F. Bai, J. L. Wang, M. Wuttig, J. F. Li, N. G. Wang, A. P.
Pyatakov, A. K. Zvezdin, L. E. Cross and D. Viehland: Appl.
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(10) X. D. Qi, J. Dho, R. Tomov, M. Blamire and J. L. MacmanusDriscoll: Appl. Phys. Lett., 86(2005), 062903.
(11) Z. X. Cheng, X. L. Wang, C. V. Kannan, K. Ozawa, H. Kimura,T. Nishida, S. J. Zhang and T. R. Shrout: Appl. Phys. Lett., 88(2006), 132909.
(12) Z. X. Cheng, X. L. Wang, S. X. Dou, K. Ozawa and H. Kimura:Phys. Rev., B 77(2008), 092101.
(13) Z. X. Cheng, X. L. Wang, H. Kimura, K. Ozawa and S. X. Dou:
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(14) H. Y. Zhao, H. Kimura, Z. X. Cheng, X. L. Wang and T.
Nishida: Appl. Phys. Lett., 95(2009), 232904.
(15) Z. X. Cheng, X. L. Wang, S. X. Dou, K. Ozawa and H. Kimura:Appl. Phys., 90(2007), 222902.
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(18) K. Y. Yun, D. Ricinschi, T. Kanashima and M. Okuyama:Appl. Phys. Lett., 89(2006), 192902.
(19) Y. H. Lin, Q. H. Jiang, Y. Wang, C. W. Nan, L. Chen and J. Yu:
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(20) Z. X. Cheng, A. H. Li, X. L. Wang, H. Kimura, K, Ozawa and
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(21) C. Verdier, F. D. Morrison, D. C. Lupascu and J. F. Scott: J.
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(23) E. Langenberg, M. V. GarciaCuenca, C. Ferrater, M. C. Polo,I. Fina, L. Fabrega, F. Sanchez and J. Fontcuberta: J. Mag.
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(25) D. H. Kim, H. N. Lee, M. D. Biegalski and H. M. Christen:Appl. Phys. Lett., 91(2007), 042906.
(26) L. Bi, A. R. Taussig, H. S. Kim, L. Wang, G. F. Dionne, D.
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(27) H. W. Jang, D. Ortiz, S. Baek, C. M. Foliman, R. R. Das, P.
Shafer, Y. B. Chen, C. T. Nelson, X. Q. Pan, R. Ramesh and C.
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(28) J. G. Wu, G. Q. Kang, H. J. Liu and J. Wang: Appl. Phys. Lett.,
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(29) J. F. スコット，訳田中均洋，磯部千春，三浦 薫強誘電体メモリ物理から応用まで，シュプリンガー・フェアラー
ク東京，(2003), 129141.
(30) A. H. Bobeck, R. F. Fischer, A. J. Perneski, J. P. Remeika and
L. G. Van Uitert: IEEE Trans. Magn., 5(1969), 544553.
(31) M. Bolduc, A. R. Taussig, A. Rajamani, G. F. Dionne and C. A.
Ross: IEEE Trans. Magn., 42(2006), 30933095.
★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

木村秀夫

Zhenxiang Cheng

1983年 東北大学大学院工学研究科博士前期課程修了
1983年 科学技術庁金属材料技術研究所入所(現 物
質・材料研究機構)
1991年 工学博士(東北大学)
2006年 現職
専門分野結晶工学，宇宙環境利用，電子材料，磁性材料◎金属材料の出身だが，バルクから薄膜，単結晶からガラスまで，酸化物を応用の観点から研究している．

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Hongyang Zhao

Xiaolin Wang

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