トピックス
磁場中硬 X 線光電子分光による磁性体の光電子磁気円
二色性の測定上田茂典
物質材料研究機構 先端材料解析研究拠点 シンクロトロン X 線グループ〒6795148 兵庫県佐用郡佐用町光都 111

要 旨

電子分光において，電子の軌道が磁場中でローレンツ力の影響を受けてしまうことが知られている。このローレンツ力の影響を低減し，測定対象試料に 1 kOe（0.1 T）の磁場を印加した状態での硬 X 線光電子分光が可能であることを実験的に示した。内殻領域での磁気円二色性硬 X 線光電子分光測定から，絶縁体/強磁性体界面に誘起される垂直磁化状態を直接観測した。また，価電子帯の電子状態解析から界面誘起垂直磁気異方性を議論する。

かを考えてみる。試料への印加磁場依存性や磁化を反転さ

1. はじめにせる必要がある場合は，ソレノイドコイルやヘルムホルツ

光電子分光（PES）を磁場中で行うと聞くと，ローレン

コイルを試料の直近に配置することで対応できるものと考ツ力で電子の軌道が曲がって測定にならないと思われる人えられる。印加磁場依存性と試料の磁化反転が必要無い場が殆どだと思われる。著者が光電子分光実験を始めた時に合には，永久磁石を試料の直近に配置することで対応できは，例え地磁気程度（～0.5 Oe）であっても光電子分光実るものと考えられる。著者は以前スピン偏極二次電子顕微

験には磁場は害でしかないと考えていた。特に角度分解光鏡（走査電子顕微鏡）［ SEMPA ］を用いた強磁性体薄膜

電子分光（ ARPES）において，電子軌道のズレはバンドの磁化反転過程を磁場中にて測定した経験がある。この際分散測定に影響を及ぼすため，試料測定槽は高透磁率材料に，ソレノイドコイルやヨーク型の電磁石を用いていた。

によって磁気シールドされている。また，バルクの強磁性

これらの電磁石をパルス磁場発生に用いていた際には不都体を対象にしたスピン分解光電子分光や，光電子の磁気円合は見られなかったが，磁場を保持した状態では測定開始

二色性（ MCD ），磁気線二色性（ MLD ）においては，試時10－8 Pa 前半に保持されていた測定槽の真空が30分程度

料からの漏れ磁場を低減するために試料磁化用のコイルをで10－5 Pa 台まで悪化してしまった。これは，コイルのジ備えた磁気閉回路に試料をセットするのが一般的である。

ュール熱による脱ガスによるものであり，真空度の悪化は一方で，光電子分光を磁場中で行うことにより得られる電当然の結果である。著者が使用していた SEMPA 装置で子状態に関する知見は，物質材料研究にとって有用であは12 Oe までの磁場中測定が可能であった1)。Steierl らのるものと思われる。本稿では，試料に磁場を印加した条件

グループは，磁場の発生領域を狭めることによって 320

における硬 X 線光電子分光測定例を紹介する。また，磁Oe までの磁場中 SEMPA 測定を報告している2) 。両者と場中での測定を実現するための方法についても簡単に述べもに二次電子励起のための電子線（～ 15 keV ）は，磁場ることにする。

と直交する配置であったため，ローレンツ力で曲げられた磁束密度 B の中を運動する荷電粒子 q に対するローレ
ンツ力 F は，次式で与えられる。

電子線の位置補正を必要とした。また，コイルの発熱による真空度悪化が磁場中測定において問題となる。真空度の悪化は，超高真空を必要とする従来の真空紫外，軟 X 線

F(r )＝qv(r )×B(r )(1 )光電子分光測定においても問題となる。
硬 X 線光電子分光（ HAXPES）はバルク敏感な手法でここで，v は荷電粒子の速度，r は位置ベクトルである。

はあるが35)，測定槽の真空度は 1×10－7 Pa 以下の超高真式(1)から，v と B が直交する場合に F は最大となり，平空に保たれている。そのため，磁場中 HAXPES 測定にお行の場合にゼロとなることが明らかである。つまり，v といて電磁石を用いる場合には，コイルからの激しい脱ガス

B が平行となるように実験配置を最適化することで，試料が試料表面の汚染につながる可能性がある。また，電子分に磁場を印加した状態で光電子分光実験を行うことができ

光器内部での放電の恐れも生じる。そこで試料への磁場印
加には，磁束密度の高い NdFeB 系の永久磁石を用いるるものと期待される。
次に，どのように試料に磁場を印加した状態を保持することにした。本稿で紹介する研究では，直径 2.5 mm ，長放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6 ● 373(C) 2020 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Researchさ 2 mm で長さ方向に磁化した磁石を使用した。磁石の表

PES ）は， X 線吸収における MCD ( XMCD ）と同様に，

面磁場は 3 kOe であった。このように小さい磁石を選択

試料の磁化と左右円偏光（LCP, RCP）の進行方向が平行した理由は，試料周りの改造を最小限度にとどめること，の時に最大となる。また，どちらの場合も内殻準位のエネ

ならびに全磁束を小さくすること，磁石からの漏れ磁場をルギ ーは 元素 に依存 する ため， 元素選 択性 を有す る。

急峻に減少させ，磁場の影響が広範囲に及ばないようにす

XMCD の原理は，文献8) に詳細が記述されており，現象るためである。これは，磁気双極子モーメント m からのの理解に役立つので参考にして頂きたい。強磁性体におい磁場 B の分布が次の式で表されることから理解できる。

て，3d 遷移金属の 2p 内殻吸収では，電気双極子遷移の選択則により主として非占有 3d 軌道への遷移が許容とな

B(r )＝

3( m ･ r ) r － r 2 m

r5

(2)

る。なお， 2p 内殻は強いスピン軌道相互作用により 2p3/2と 2p1/2 に分裂する。 2p 内殻の磁気量子数 ml が円偏光のヘリシティーに応じて＋ 1 あるいは－ 1 変わる 3d 軌道状

ここで，r は磁気双極子の中心からの距離である。磁力線態への遷移のみが許される。このため， 2p － 3d 吸収にはの分布の模式図を Fig. 1 に示す。磁力線は放射線状に分布

LCP と RCP で吸収強度に差が生じる。 XMCD では磁気する。また，式(2)から分かるように磁束密度が～1/r3 に

光学総和則9,10)を用いてスピン，軌道磁気モーメントを解比例して急峻に減少することが分かる。光電子が磁力線に析的に得られるため， XMCD を用いた磁性材料研究に広沿って放射される場合には，式(1)から分かるようにローく普及している。また，殆どの場合に試料の磁化を飽和さ

レンツ力は極めて小さくなり，磁気双極子の方向から±せるために外部磁場を印加した状態で測定が行われている。

程度であれば脱出角依存性を含めた光電子の検出が可30°

一方 MCDPES では，2p 内殻から励起された光電子は能であるものと期待される。 SPring8 の NIMS 専用ビー

構造を持たない連続準位と見なせる ed 軌道へと励起されム ラ イ ン BL15XU6) で は ， 試 料 に 対 し て X 線 を 斜 入 射

る。 ed 軌道は，3d 軌道のように部分的に占有された状態程度）し，試料表面垂直方向の光電子を検出する実験（ 2°

ではないため，円偏光励起による選択則のみでは，内殻配置を採用している35) 。試料表面に対して垂直方向の磁PES に MCD が現れることを説明できない。 Baumgarten）から場を印加し，円偏光 X 線の入射角依存性（ 5 ～ 30 °らは円偏光軟 X 線を用いて Fe のバルク試料を対象に Fe

試料の磁化状態を検出することを期待した。また，永久磁

2p 内 殻 PES で MCD が現 れる こと を実験 的 に示し てい

石を試料直近に配置するため，試料ホルダー周りの材料をる11) 。 Fe 2p 内 殻 は ， 強 い ス ピ ン 軌 道 相 互 作 用 に よ り

非磁性体へと置き換えている。なお，磁場をレンズ（磁気2p3/2 と 2p1/2 に 分 裂 す る 。 加 え て 2p 内 殻 PES 終 状 態 でボトルレンズ）として用いた飛行時間型の光電子分光装は，内殻正孔と価電子帯の 3d スピン間の相互作用によっ置7)が報告されているが，広取り込み立体角を持つ角度積て，2p3/2 準位は mj＝3/2, 1/2, －1/2, －3/2 へと分裂し，分型の測定により光電子の計数率を向上させる目的で磁場2p1/2 準位は mj＝1/2, －1/2 へと分裂する。この準位の分が使用されており，対象試料の磁場に対する応答を測定す

裂と mj 準位に対する LCP と RCP の励起確率の差によっるものではないことを断っておく。

て，内殻領域に MCD PES が現れる。 MCD PES の原理の詳細は文献8,12)を参照して頂きたい。XMCD 測定は試料

2. 内殻光電子放出における磁気円二色性
内殻領域での光電子分光における磁気円二色性（MCD

を磁場中にセットして行うことができるが，外部磁場や漏れ磁場の影響を低減させる目的で MCD PES 測定は残留磁化状態の試料に対して実施されている。 Fe バルク試料に対する MCD PES 実験11) では，円偏光度が 0.6 ～ 0.8 ではあるものの， MCD の効果は Fe 2p 内殻にて僅か 3程
度で， XMCD と比べると著しく小さい。円偏光度，実験
配置，エネルギー分解能を考慮すると，MCD の効果は15程度になるものと考えられている11) 。また， XMCD でスピン，軌道磁気モーメントの解析に用いられる磁気光学
総和則9,10)を用いることができないことも MCDPES が普及するに至らなかった要因と考えられる。著者らは，バルク敏感な HAXPES においても MCD が観測されることを示すことに成功している13) 。試料からの漏れ磁場低減のために厚さ 20 nm の Fe3O4 薄膜を面内に磁化させ，磁気Fig. 1

Schematic diagram of magnetic ˆeld lines form the magnetic
dipole moment. The magnetization direction is indicated byan arrow.

374 ● 放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6

閉回路を用いない残留磁化状態で MCDHAXPES 実験を実施した。薄膜強磁性体の面内磁化状態では，試料からの漏れ磁場は極めて小さく無視できると考えたためである。

トピックス ■ 磁場中硬 X 線光電子分光による磁性体の光電子磁気円二色性の測定

また，硬 X 線領域では偏光状態をダイヤモンド移相子にて比較的容易に制御できることも MCDHAXPES を行う
上で有利であった。円偏光度は0.95であった。また，残留磁化/飽和磁化比が 0.39 であったにもかかわらず， MCDの効果は最大 12 と比較的大きな値を示している。残留磁化が小さい系に対して十分に大きな MCD の効果を得るには，試料を飽和磁化に足る磁場中での測定を行う必要性を感じたことが， 1. で述べた磁場中での MCD HAXPES
測定に向けた考察へとつながっている。実際，Fe3O4 薄膜

Fig. 2に対する MCD の効果は，飽和磁化に換算した場合には30となる。本稿では保磁力が比較的小さい界面誘起垂直磁(Color online) Schematic illustration of the MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/MgO(001) structure used in this work witha permanent magnet for sample magnetization. The magnetization direction is indicated by an arrow.

化膜を研究対象に，磁場中 HAXPES の研究例を紹介する。

3. 界面誘起垂直磁化

誘起 PMA を考える上で最もシンプルな MgO / Fe / MgO
構造を対象に磁場中 HAXPES 測定の結果を紹介する23)。

強い結晶磁気異方性によって磁化容易軸が強磁性体薄膜

Fig. 2 に試料構造と磁石の配置の関係を示す。Fe の膜厚はの面直方向となる垂直磁化膜がスピントロニクス分野で注

1.5 nm と 20 nm で ， Fe 薄 膜 の 上 部 と 下 部 に そ れ ぞ れ

目されている。面内磁化に比べ面直磁化では磁区を小さく

MgO/Fe 界面を有する。上部の MgO(2 nm）層は，Fe 薄できるためである。不揮発性の超高密度磁気記録媒体や磁膜の保護層としての役割も担っている。試料表面での磁場

気ランダムアクセスメモリ（ MRAM ）へ応用するためには，実測値にて 1 kOe であった。 Fe の膜厚が薄いほうは，室温以上の温度にて安定な垂直磁化状態を保持するこが，垂直磁化膜を実現する上で有利ではあるが，チャージとが求められる。 Ikeda らは， Ta / CoFeB / MgO / CoFeB /アップが起きない限界に近い1.5 nm の Fe 薄膜を用いた。

Ta 多層構造を持つ直径40 nm の磁気トンネル接合（MTJ）

また，MgO/Fe 界面が上部と下部にあるため，Fe の膜厚素子において， 1.3 nm の極めて薄い CoFeB 膜が絶縁体/

が 1 nm 未 満 と な ら な く と も 界 面 誘 起 PMA が MgO ( 2強磁性体界面にて垂直磁気異方性（ PMA ）を示すことを

nm )/ Fe ( 1.5 nm )/ MgO ( 001 )構造で現れることを期待し報告している14)。この MTJ 素子にて Spin-transfer torqueた。厚さ 0.2 mm の MgO 基板を用い，磁石表面と試料表(STT）による磁化反転も実証されている。MTJ 素子は，

面 間 の 距 離 は 1 mm に 設 定 し た 。 試 料 作 製 の 詳 細 は 文

MRAM の構成要素の一つであり，消費電力の低い STT

献23)に記載されている。

磁化反転と素子サイズの小さい PMAMTJ 素子は，超高密度 MRAM 作製を実現するための極めて重要な要素である。

3.1

Fe 2p 内殻 MCDHAXPES の Fe 膜厚依存性

Fig. 3 に磁場中 MCD HAXPES 測定における実験配置

界面誘起 PMA は，強磁性層成膜の際のバッファー層依の模式図を示す。（a)は，試料表面に対して円偏光 X 線の存性を含め， MgO /強磁性体界面について報告されていであり，光電子の脱出角（ TOA ）は 60 °であ入射角が 30 °る1518)。いずれも強磁性体層の膜厚は 1 nm 未満と極めてる。 一方，（ b )は円偏光 X 線の入射角が 5 °で， TOA ＝

薄く，PMA への界面の影響が大きいことを示している。

である。いずれも磁場は試料表面に垂直方向に印加さ85°

また，強磁性体層の保磁力は 1 kOe 未満であることも共れている。MCD の大きさは，磁化の X 線進行方向への射通している。 Okabayashi らは， MgO / Co2FeAl と MgO /影成分に比例するため，（ a)の配置では試料面内および面

Fe における界面誘起 PMA を，XMCD を用いたスピン

直磁化成分のどちらも検出するのに対して，（b)では試料

軌道磁気モーメントの解析から，Fe 3d の軌道磁気モーメ

面内成分の磁化に極めて敏感な実験配置となっている。
（a)

ントが界面誘起 PMA に主として寄与していると主張してと( b )の実験配置で MCD HAXPES 測定を行うことで，いる17,18) 。 2. で述べたように XMCD は元素選択的なスピ

試料の磁化方向を判定することができる。

ン軌道磁気モーメントの決定に非常に有効であるが，界Fig. 4 は MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/MgO(001)構面近傍での強磁性体の電子状態の直接的な情報を得ること

造に対して行った Fe 2p 内殻領域での磁場中 MCDHAX-は難しい。また，界面誘起 PMA の研究は，密度汎関数理PES 測定の結果である23) 。測定は室温で行い，励起光の論（ DFT ）計算による研究からも行われており1922) ，界エネルギーは 5.95 keV ，総エネルギー分解能は 240 meV

面近傍での電子状態の直接的な観測が，界面誘起 PMA のであった。光電子強度ならびに光電子のエネルギーの検出

起源を電子状態の観点から理解するために有効であるものには静電半球型電子分光器を用いた。分光器の対物レンズと期待される。検出深度の深い HAXPES であれば界面に先端から試料表面までの距離は 55 mm である。円偏光は起因する電子状態を調べることができる。ここでは，界面ダイヤモンド移相子を用いて LCP と RCP の切り替えを

放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6 ● 375

行った。円偏光度は0.95であった。ここで MCD は，LCPなった。一方，TOA＝85°
では MCD は極めて弱いことがおよび RCP で測定した HAXPES スペクトルの差として分かる。これらの結果は，上部の MgO 層が Fe 薄膜の酸示している。測定に際して表面清浄化処理は一切行ってい化の保護層として機能し，本質的に Fe(1.5 nm）薄膜の磁ない。Fe(1.5 nm）の薄膜を TOA＝60°にて測定した場合，化が面直になっていることを示している。 Fe( 20 nm ）薄LCP および RCP にて測定した Fe 2p 内殻の HAXPES ス

で大きな MCD が観測されてい膜の場合にも，TOA＝60°

ペクトルは 2p3/2 および 2p1/2 主ピーク近辺にて大きな差での MCD は Fe (1.5 nm）薄膜に比べてるが， TOA＝ 85°

においてを示していることが分かる。つまり TOA ＝ 60 °強く現れていることが分かる。これは面内，面直の磁化成

非常に大きな MCD が観測されている。また，本質的では分が共存していることを示唆している。また，MCD の大な い 酸 化 に 由 来 す る Fe2＋ や Fe3＋ に よ る 構 造13,24) がきさを非対称性［(RCP－LCP)/(RCP＋LCP)］で表し，

HAXPES スペクトルに観測されていないことも明らかとで 2p3/2 領域（～ 706.5 eV ）を比較した場合，
TOA ＝ 60 °Fe( 1.5 nm ）薄膜で－ 43となり Fe (20 nm ）薄膜の－ 35

よりも大きな値を示した。この結果からも，Fe(20 nm）
薄膜の磁化状態が Fe(1.5 nm）薄膜とは異なることが分かに 対 す る Fe
る 。 Fig. 4 ( e ) に ， 比 較 の た め に TOA ＝ 60 °(1.5 nm）と Fe(20 nm）薄膜の MCD を示す。MCD の大
きさは706.5 eV で規格化している。MCD の形状は非常に良く似ているが， Fe ( 1.5 nm ）薄膜の結果は Fe ( 20 nm ）薄膜の場合に比べブロードになっているのが分かる。これは， Fe の磁化が Fe ( 1.5 nm ）薄膜にて Fe ( 20 nm ）薄膜に比べて僅かに大きくなっていることを示唆している。なお，磁場中 MCDHAXPES 測定において，試料表面上の磁場が印加された領域から励起された光電子のみが検出されたことを述べておく。これは Fig. 1 において，光電子の励起領域が磁気双極子から左右どちらの方向に離れた場合であっても，光電子の進行方向と磁場の向きが平行から直Fig. 3(Color online) Schematic illustration of the experimental geometry of MCDHAXPES measurements at TOA＝60°(a)and 85°(b). The magnetic ˆeld at the sample surface is 1
kOe and is perpendicular to the sample surface in both thecases.

Fig. 4

交するように変わっていくため，光電子の進行方向がローレンツ力によって受ける影響が無視できなくなることに起因する。
磁場中 MCDHAXPES 測定の結果を検証するために，(Color online) Fe 2p core-level MCDHAXPES spectra for the MgO(2 nm)/Fe(1.5 nm)/MgO(001) structure
measured at TOA＝60 and 85°are shown in (a) and (b), respectively. The excitation photon energy is set at 5.95
keV. The MCDHAXPES spectra for the MgO(2 nm)/Fe(20 nm)/MgO(001) structure measured at TOA＝60
and 85°are shown in (c) and (d), respectively. (e) Comparison of the MCD spectra for the MgO(2 nm)/Fe(1.5and 20 nm)/MgO(001) structures measured at TOA＝60°.

376 ● 放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6

トピックス ■ 磁場中硬 X 線光電子分光による磁性体の光電子磁気円二色性の測定

Fig. 5(Color online) In-plane and out-of-plane hysteresis curves of MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/MgO(001) structures are shown in (a) and (b), respectively. Thick solid lines in (a) are to guide the eye.

Fig. 6(Color online) (a) Experimental valence band HAXPES spectra for the MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/MgO(001) structures and bulk polycrystalline Fe. (b) Simulated valence band HAXPES spectra for the MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/MgO(001) structures and bulk polycrystalline Fe.

SQUID 磁束計を用いた MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/

3.2 価電子帯 HAXPES の Fe 膜厚依存性

MgO(001)構造の面内および面直方向の磁化曲線の測定結MgO(2 nm )/Fe(1.5 nm)/MgO(001)構造で見られる垂果を Fig. 5 に示す23) 。 Fe ( 1.5 nm ）薄膜では，面内および直磁化状態を電子状態から議論するために価電子帯 HAX-

面直磁化曲線の差は僅かではあるが，面直方向が磁化容易

PES スペクトルの測定を行った23)。Fig. 4 と同様に試料に軸となっていることが分かる。磁化曲線から 1 軸磁気異で実施した。
は磁場を印加した状態での測定を TOA＝88°

方性エネルギー（ Ku ）は 11.95 × 106 erg / cm3 と見積もら3.1 で述べたように，磁場が印加されている領域からの光れた。この値は磁化から見積もった形状磁気異方性（9.97

電子のみが検出されるため， MCD HAXPES 測定を行っ×106 erg/cm3）を上回っている。一方，Fe(20 nm）薄膜た試料位置での価電子帯の測定が可能となる。価電子帯スでは，面内に磁化容易軸があることが明らかである。 Ku

ペクトルは，光電子強度を優先するために，光電子の検出

は 0.07 × 106 erg/ cm3 と極めて小さい。面直方向の磁化曲方向に X 線の電場ベクトルが平行な直線偏光を用い線を見ると低磁場領域で Fe の磁化の一部が面直方向に揃た26) 。 ま た ， 磁 化 容 易 軸 が 面 内 の MgO ( 2 nm ) / Fe ( 20

った後，磁場の増加に伴いなだらかに磁化が増大しているnm)/MgO(001)構造と多結晶 Fe バルクを比較のために測のが分かる。これは，低磁場領域において Fe の磁化には定した。なお，Fe バルク試料には磁場を印加していない。

面内および面直成分ともに存在していることを示しており，Fig. 6(a)に MgO(2 nm)/Fe(1.5 and 20 nm)/MgO(001)構

MCD HAXPES の結果と矛盾しない。 Fig. 5 ( b )の磁化曲造とバルク Fe の価電子帯スペクトルの測定結果を示す。

線の振る舞いは，多磁区構造と non-collinear な磁化状態

MgO はバンドギャップが 7.8 eV の絶縁体であるため，フが形成されていることを示唆している25) 。これらの結果

ェルミ準位近傍に状態を持たない。そのため少なくともフは， MgO / Fe 界面が磁気特性に大きな影響を与えること

ェルミ準位から3.5 eV までの領域では MgO の電子状態とを示している。

Fe の電子状態がオーバーラップしないため，MgO 上部層

ならびに MgO 基板で挟まれた Fe 薄膜の電子状態を直接観測することができる。 Fe ( 20 nm ）薄膜とバルク Fe の

放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6 ● 377

価電子帯スペクトルは非常によく似ているのが分かる。フが薄膜の電子状態の変化に寄与しているものと考えられ

ェルミ準位から 2 eV までの構造と3.5 eV のブロードな構る。加えて MgO/Fe 界面では，Fe 3d 軌道と O 2p 軌道の造は，それぞれ主として Fe 3d と Fe 4s 軌道による電子状

混成が無視できない。これらの格子歪みと Fe 3dO 2p 混態に由来する26) 。励起光 5.95 keV の場合，価電子帯から成が， MgO / Fe 界面誘起 PMA に寄与するものと考えら励起された光電子の平均自由行程27) は， Fe と MgO 内部

れる。

でそれぞれ6.8 nm と9.2 nm であるため，Fe(20 nm）薄膜

MgO/Fe/MgO 構造における Fe 薄膜の電子状態を理解のスペクトルは主に Fe 薄膜内部の電子状態を反映していするため，MgO(7 ML)/Fe(15 ML）多層膜構造に対するることになる。バルク Fe のスペクトルとの類似性は，

DFT 計算を行った23) 。多層膜構造と Fe の電子状態密度

HAXPES での検出深度内で Fe ( 20 nm ）薄膜の格子定数を Fig. 7 に示す。計算では Fig. 7 ( a )に示すように， Fe のがバルクの値へと緩和していることを示唆する。このため

面内格子定数を MgO のバルクに合わせた場合（ a ＝ 2.98

Fe ( 20 nm ）薄膜内にて Fe 3d 軌道がバルクの Fe と同じÅ）と Fe のバルクの場合（a＝2.83 Å）の多層膜構造を用

く eg(3z 2－r 2, x 2－y 2）と t2g(xy, yz, zx ）に縮退しているこい，c 軸方向（面直方向）の格子緩和を考慮した。Fig. 7(b)

とが予想される。
Fe(1.5 nm）薄膜の価電子帯スペクトルは，Fe(20 nm ）( e )に多層膜構造中の Fe のスピン分解した状態密度を示す。a＝ 2.98 Å と a＝ 2.83 Å の場合に共通しているのは，薄膜と比べてブロードで，高結合エネルギー側に構造がシMgO と直に接する Fe1 層の状態密度がバルクの Fe と大フトしているように見える。この結果は， MgO / Fe 界面

きく異なっている点である。MgO 界面から離れるに従い，の電子状態が強調されたことが要因として考えられる。

Fe 層の状態密度がバルク Fe の状態密度に似通っていく

1.5 nm の Fe 薄膜は， 10 原子層（ ML ）に対応する。 Feのが分かる。この傾向は a＝2.83 Å の場合に顕著であり，(1.5 nm）薄膜の場合には，光電子の平均自由行程を考慮

Fe5 層 目 以 降 は ほ ぼ バル ク の Fe と 変 わ らな い 点 が a ＝すると上部および下部の MgO 界面を十分に観測すること

2.98 Å の場合と傾向が異なる。これは Fig. 7 ( a )に示したができる。MgO に接する Fe 1 ML のみが界面電子状態に

Fe 層間距離の違いとも相関しているように見える。加え寄与すると仮定した場合，価電子帯スペクトルの約 20 て a ＝ 2.98 Å の場合には c / a ≠ 1 となるため，バルクではが界面に由来することになる。一方， Fe (20 nm ）薄膜で

eg および t2g に縮退していた Fe 3d 軌道は， 3d ( yz, zx ）のは，価電子帯スペクトル中に寄与する界面由来の Fe の電みが縮退し，その他の軌道の縮退が解けることになる。

子状態は約 2 である。また， Fe ( 1.5 nm ）薄膜では，実験から得られた価電子帯スペクトルと DFT 計算の結MgO 基板との面内格子定数の差（ 5 ）による格子歪み

果を比較するために，Fe 3d, 4s, 4p 部分状態密度と励起断Fig. 7(Color online) (a) Schematic illustration of the MgO(7 ML)/Fe(15 ML) multilayer structure for the DFT calculations. The spacing of FeO and FeFe for a＝2.98 and 2.83 Å is also shown in the ˆgure. The calculated Felayer-resolved DOSs of the MgO(7 ML)/Fe(15 ML) multilayer structure with a＝2.98 Å for (b) the majorityand (c) minority spin states. The calculated Fe layer-resolved DOSs of the multilayer structure with a＝2.83 Å for(d) the majority and (e) minority spin states. The calculated Fe layer-resolved DOSs are broadened by a Gaussian function with FWHM of 0.1 eV for visibility. The calculated spin-resolved DOSs for bulk Fe are also shown inthe ˆgure for comparison.

378 ● 放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6

トピックス ■ 磁場中硬 X 線光電子分光による磁性体の光電子磁気円二色性の測定

面積の積の和を用いた HAXPES スペクトルのシミュレー

できるものと考えられる。加えて，電圧印加オペランド

ション結果23)を Fig. 6(b)に示す。Fe(1.5 nm）薄膜に対す

HAXPES 測定は我々のビームラインで既に実現されておる HAXPES スペクトルのシミュレーションは，Fe1Fe5

り5,28,29)，近い将来には電場磁場複合環境下での電場磁場

層の状態密度を用いて計算を行った。一方， Fe (20 nm ）がトリガーとなる相転移現象を電子状態，磁気状態の観点

薄膜に対しては，a＝2.83 Å の場合の Fe8 層の状態密度をから研究することが可能となるであろう。

用いて計算を行った。実験で得られたスペクトルの傾向を
シミュレーションが良く再現していることが分かる。 Fe

謝辞(1.5 nm）薄膜に対するシミュレーション結果において，本稿で紹介した成果は，水口将輝，川雅人，白井正文

a＝2.98 Å の結果が a＝ 2.83 Å の場合よりも実験結果を良ら各氏との共同研究で得られたものである。各氏に心よりく再現していることも分かる。この結果は，Fe(1.5 nm）

感 謝 す る 。 SPring 8 BL15XU で の HAXPES 測 定 は ，薄膜において MgO と直に接する Fe 層で生じる Fe 3d O

NIMS 高輝度放射光ステーションの課題（ 2014B4606 お

2p 軌道の混成と格子歪みがバルク Fe とは異なる電子状態

よ び 2015B4606 ）と し て 行わ れ た 。ま た ， JST CRESTの形成に大きく影響し，界面誘起 PMA に寄与することを（課題番号JPMJCR1524）ならびに文部科学省元素戦略示している。

プ ロ ジ ェ ク ト 〈 研 究 拠 点 形 成 型 〉（ 課 題 番 号 
JPMXP0112101001）の支援を受けて行われた。

4. まとめと今後の展望
電子状態および磁気状態を得るための磁場中（1 kOe）

参考文献
1)

HAXPES 測定を実現し，本手法を MgO ( 2 nm )/ Fe ( 1.5
20 nm )/ MgO ( 001 )構造に対して適用した。 Fe ( 1.52)nm ）薄膜では，試料表面に垂直な磁場中での Fe 2p 内殻

3)

and

MCD HAXPES 測 定 の X 線 入 射 角 依 存 性 か ら Fe ( 1.5nm ）薄膜が垂直磁化を示すことを明らかにした。また，
Fe 2p 内殻スペクトルから Fe(1.5 nm）薄膜に本質とは無関係な酸化が生じていないことも確認された。これらの結果は，Fe(1.5 nm）薄膜の面直方向が磁化容易軸であることを示す磁化測定の結果と一致する。 Fe (20 nm ）薄膜で

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は， Fe の磁化容易軸は試料面内であるが，多磁区構造を
有 す る non-collinear な 磁 化 と な っ て い る こ と が MCD 
HAXPES と磁化測定の結果から示唆された。Fe 薄膜の磁化状態を確認した上で，価電子帯 HAXPES 測定と DFT計算との比較を行い，Fe(1.5 nm）薄膜では MgO(001)基
板からの格子歪みと MgO / Fe 界面での Fe 3d O 2p 軌道
混成によって Fe 3d 軌道の縮退が解け，バルクの Fe とは異な る電子 状態 となっ てい ること が明ら かと なっ た。
MgO に直に接する Fe 原子層は上部と下部の界面を合わ

せて 2 層であり，Fe(1.5 nm）薄膜全体の20でしかないにも関わらず， MgO / Fe 界面が電子状態に与える影響が露わとなった。これらの結果から，MgO/Fe 界面での Fe
3dO 2p 軌道混成と格子歪みが界面誘起 PMA において重要であることが明らかとなった。
磁場中 HAXPES による電子状態の測定は，垂直磁化状態の強磁性体薄膜に限らず磁場誘起相転移現象を示す物質
材料の研究を進める原動力となりうる。現時点では，試料位置にて 1 kOe の磁場ではあるが，今後 10 kOe 以上の
磁場中 HAXPES 測定を行うための開発を行っていく予定である。これにより磁場誘起相転移現象を示す材料系にも対象範囲が広がり，電子状態の観点から相転移現象を理解

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放射光 Nov. 2020 Vol.33 No.6 ● 379

著者紹介
上田茂典
物質材料研究機構 主任研究員
E-mail: UEDA.Shigenori＠nims.go.jp
専門光電子分光，固体物理学［略歴］
2000 年大阪大学大学院基礎工学研究科博士課程修了，博士(工学)。同年，理化学研究所フロンティア研究員。 2005 年，高輝度光科学研究センター博士研究員。 2006
年，物質材料研究機構研究員。 2012 年
より現職。

Magnetic circular dichroism in photoemission
from magnetic materials measured with hard Xray photoelectron spectroscopy under an appliedmagnetic ˆeld
Shigenori UEDA
Abstract

Synchrotron X-ray Group, National Institute for Materials Science (NIMS), 111
Kouto, Sayo, Hyogo 6795148, Japan

It is well known in electron spectroscopies that the electron trajectory is aŠected by a Lorentz
force under a magnetic ˆeld. By reducing the Lorentz force for photoelectrons emitted from a sample with an applied magnetic ˆeld of 1 kOe (0.1 T), hard X-ray photoelectron spectroscopy (HAXPES) is now applicable to samples under a magnetic ˆeld. Magnetic circular dichroism in core-level HAXPES directly reveals the perpendicular magnetization due to the ferromagnet/insulator interface-induced magnetic anisotropy. The interface-induced magnetic anisotropy is discussed
through the analysis of the valence band HAXPES spectra.

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