aCr2O3 薄膜を用いた垂直交換バイアス

白土優 中谷亮

一

薄膜の課題と展望について述べる．

.

は じめに
. aCr2O3(0001)薄膜を用いた垂直交換バイアス

反強磁性体と強磁性体の界面には，交換磁気異方性と呼ばれる界面磁気異方性が発現する(1)(2)．交換磁気異方性は界面aCr2O3 は，コランダム構造を有する反強磁性体であり，効果であるため，一般的には，反強磁性薄膜と強磁性薄膜のCr3＋ スピンは c 軸方向に平行である．各 Cr 層内で Cr3＋ ス

積層膜，反強磁性体で被覆された強磁性ナノ粒子などのナノピンは強磁性的に配列し，隣接層毎にスピン方向が反平行と材料において観測される．交換磁気異方性は，実験的には，なることで，反強磁性体となる(9)．この特性から，aCr2O3磁化曲線の磁場軸方向へのシフト，あるいは，保磁力の増加薄膜を(0001)配向させることで，膜面内の Cr3＋ スピン方向として観測される．特に，磁化曲線のシフトは，交換バイアを膜面垂直方向とすることが可能となり，高い垂直交換バイスと呼ばれ，交換磁気異方性の一方向性に起因する効果であアスが期待できる．

る．交換バイアスは，残留磁化状態での強磁性層の磁化方向

図に，我々が作製した Pt / Co / a Cr2O3 薄膜に対する，を一方向に固定できることから，磁気ランダムアクセスメモ

垂直交換バイアス磁場と保磁力の温度依存性を示す．Pt 層，リ(Magnetic Random Access Memory; MRAM)，磁気ヘッCo 層， a Cr2O3 層の層厚は，それぞれ， 5.0, 0.8, 50 nm でドなどに用いられているスピンバルブ薄膜，磁気トンネル接ある．本薄膜は，室温で垂直磁気異方性を示すことを，確認合(Magnetic Tunnel Junction; MTJ)膜に広く用いられていしている．薄膜作製方法，測定方法等の詳細は，別紙(7)を参る．これらの素子では，デバイス動作は磁気抵抗効果が担っ照されたい．保磁力は，温度低下により上昇し，約 171 Kており，磁気抵抗効果は，数 nm 厚さの非磁性層を挟む 2 枚で急激に低下する．また，保磁力の急激な低下は，垂直交換の強磁性層の磁化の相対的な角度が電気抵抗の変化として検バイアスの急激な発現をともなう．発現した垂直交換バイア出される効果である．交換バイアスは，一方の強磁性層に作ス磁場は，約 215 kA / m であり，飽和磁化を用いて一方向用させることで，参照層の磁化方向を固定させることに利用

磁気異方性エネルギー JK に換算すると，約 0.29 mJ / m2 とされている．

なる．この値は，低温ではあるが，垂直交換バイアスの値と従来は，素子中の強磁性層の磁化方向が膜面内方向であっして，これまでに報告されている最高値である．垂直交換バたため，交換バイアスの方向も膜面内方向であった．最近でイアス発現後，さらに温度を低下させると，交換バイアス磁は，MRAM の大容量化，低消費電力化などのために，磁化場は低下する．これは， 180 K 以下で Cr3＋ スピンが c 軸方方向を膜面垂直方向とすることが必要とされており，これに向から傾く， spin canting が生じ(10) ， Cr3＋ スピンの膜面垂ともなって，交換バイアスの方向も膜面垂直方向とした，垂直方向の成分が低下したことによるものと考えられる．

直交換バイアスが必要とされている．垂直交換バイアスを発

Cr3＋ の spin canting については，現在，詳細な検討を進め

現 さ せ る た め の 反 強 磁 性 層 と し て ， CoO(3) ， MnIr(4) ，ている．

MnFe(5)などが報告されている．最近，我々は，高い垂直交

次に，図 1 に示した保磁力と垂直交換バイアスの急激な換バイアスを発現できる新しい反強磁性体として，aCr2O3変化について， Meiklejohn と Bean によって提唱された交( 0001 )薄膜を報告した(6)(8) ．本稿では， a Cr2O3 ( 0001 )薄

換磁気異方性モデル(以下， M B モデル)(1)(2)を用いて考察膜を用いた垂直交換バイアスと， MTJ 素子に用いられていする．図(a)に，MB モデルで用いられる各パラメータをる MnIr による垂直交換バイアスを比較し，aCr2O3(0001)模式的に示す．なお，図には，本研究で用いる薄膜が垂直磁大阪大学講師大学院工学研究科(〒5650871 吹田市山田丘 21)
大阪大学教授大学院工学研究科
Perpendicular Exchange Bias by aCr2O3 Thin Film; (Yu Shiratsuchi, Ryoichi Nakatani(Graduate School of Engineering, Osaka University, Suita)
Keywords: aCr2O3 thin film, perpendicular exchange bias, exchange anisotropy, antiferromagnetic material
2011年 5 月12日受理

ま て り あ 第50巻 第 9 号(2011)Materia Japan

化膜であることを考慮して，強磁性層の磁化方向，反強磁性層のスピン方向を膜面垂直方向として記した．図に示した各パラメータを用いて，系の単位面積当たりの磁気エネルギーt･E は，t･E＝－MS･tF･cos b＋KF･tF･sin2 b＋KAF･tAF･sin2 a－J･cos ( b－a )(1)となる．式( 1 )中の第 1 項は，Zeeman エネルギー，第 2, 3項は，それぞれ，強磁性層および反強磁性層の磁気異方性エネルギー，第 4 項は界面結合エネルギーを表す．本研究では，垂直磁化膜を対象とするため，強磁性層の磁気異方性エネルギーとして，垂直磁気異方性エネルギーを用いた．
Tsunoda らによる方法(11) に倣い，式( 1 )を界面結合エネルギー J で規格化し，種々の KAF･tAF/J に対して計算される磁図1Pt/Co/aCr2O3(0001)薄膜の交換バイアス磁場と保磁力の温度依存性．磁場印加方向は，膜面垂直方向とした． Pt, Co, a Cr2O3 層の層厚は，それぞれ，5.0, 0.8, 50 nm である．

化曲線から，保磁力と交換バイアス磁場を算出した結果を図2 ( b )に示す．計算では， KF ･ tF / J ＝ 0.1 とした．保磁力は，KAF･tAF/J の増加とともに上昇し，KAF･tAF/J＝1 で急激に低下する．一方，交換バイアス磁場は， KAF ･ tAF / J ＜ 1 ではゼロであるが， KAF ･ tAF / J ＝ 1 で急激に発現した後，徐々に上昇し，KAF･tAF/J ＞ 5 でほぼ一定となる．この結果は， KAF･tAF/J＜1 では，反強磁性層の磁気異方性エネルギーが界面結合エネルギーに対して低く，強磁性層の磁化反転の際に反強磁性層のスピンが追随して反転するためであり，この領域では，交換磁気異方性は保磁力の上昇として観測される．一方，
KAF ･ tAF / J ＞ 1 では，強磁性層の磁化が反転した場合でも，反強磁性層のスピンが反転しないため，強磁性層に交換バイアスが作用する．図 1 に示した実験結果は，図 2( b )に示した計算結果と定性的に一致し，我々が観測した保磁力と交換バイアス磁場の急激な変化は，KAF･tAF/J が温度によって変化し， KAF ･ tAF / J  1 となる温度で生じたものとして解釈される．なお，図 2(b )に示した結果は，強磁性層の磁気異方性エネルギーを変化させた場合でも本質的に変化しない．
M B モデルを用いた解釈を， a Cr2O3 膜厚(式( 1 )の tAFに対応)を変化させることで検証する．図に，Pt 膜厚，Co膜厚をそれぞれ，5.0 nm, 0.8 nm で一定とし，aCr2O3 膜厚を変化させた薄膜に対する交換バイアスの温度依存性を示す．図 3 には，交換バイアス磁場を JK に置き換えて示した．

aCr2O3 膜厚の増加により，交換バイアスの発現温度が上昇し， MB モデルによる予測と定性的に一致する．また，各aCr2O3 膜厚での交換バイアス発現温度以下では，JK は類似した温度依存性を示す． 180 K 以上での JK の低下は， Brillouin 関数により計算される自発磁化の温度依存性と良い一致を示すことから，前述した 180 K 以下での spin cantingの効果と合わせて， JK の温度依存性は，反強磁性層のスピン方向の変化によって記述できることが示唆される．
図2( a ) M B モデルに基づく数値計算のための反強磁性/強磁性 2 層膜の模式図．( b ) KF ･ tF / J ＝ 0.1とした場合の，KAF･tAF/J に対する交換バイアス
磁場と保磁力の変化．

図 3 に示した結果は， KAF ･ tAF / J の tAF を変化させた場合に対応し，上記の議論から，J を変化させることでも，交換バイアスの発現温度が変化することが予測される．詳細は別紙(12) に譲るが， Co / a Cr2O3 界面に数原子層厚さの Pt 層を挿入することで J を制御し， M B モデルと一致する交換バイアスの発現温度の変化を観測している．

ミ ニ 特 修

MnIr 界 面 に Fe80Co20 薄 膜 を 挿 入 す る こ と で ， 室 温 で 約0.22 mJ / m2 の JK が達成されている(17) ．これらの結果は，強磁性層として Co を用いた場合，Co/MnIr 界面の界面磁気異方性の方向は，膜面内方向であるため(16) ，界面層の挿入により，垂直磁気異方性を上昇させることが，高い垂直交換バイアスの発現指針となっているためである．
一方，反強磁性層として aCr2O3(0001)薄膜を用いた場合には，前節で述べたように，低温ではあるが，約 0.29 mJ /m2 の 垂 直 交 換 バ イ ア ス が 発 現 す る ． こ れ は ， a Cr2O3(0001)薄膜では， Cr スピン方向が c 軸方向であるため，膜面垂直方向のスピン方向を反映した結果であると考えられる．

a Cr2O3 ( 0001 )薄膜を用いた場合も， Co / a Cr2O3 界面へのPt 層の挿入により，垂直交換バイアスが上昇する．実際に，

図3

aCr2O3 層厚を変化させた Pt/Co/aCr2O3(0001)
薄膜の JK の温度依存性． Pt および， Co 層の層厚は，5.0, 0.8 nm とした．

Co / a Cr2O3 界面に約 1 原子層厚さの Pt 層の挿入により，約 0.39 mJ / m2 に上昇することを見出している(12) ．しかしながら，垂直交換バイアスの上昇メカニズムについては，MnIr 層を用いた場合と同様に， Co 層の垂直磁気異方性の上昇によると結論付けるには，尚早と思われる．例えば，
なお，本稿では，交換バイアスの発現温度を，通常用いらCo/aCr2O3(0001)積層膜では，Co 層の磁化容易方向が膜面れるブロッキング温度とは区別して使用した．これは，ブロ内方向である場合でも，膜面垂直方向の交換バイアスが膜面ッキング温度が反強磁性層スピン方向の熱擾乱に対する安定内方向の交換バイアスよりも高く， Co/aCr2O3 界面の界面性，すなわち，ブロッキング現象の意味を含み(13) ，一方，磁気異方性の方位が，膜面垂直方向であることを示唆する結本稿で議論した交換バイアスの消失は，KAF･tAF/J の変化で果も得られている(8) ．すなわち， Co / MnIr 界面の界面磁気議論出来ることから，メカニズムが異なるためである．

異方性とは，本質的に界面磁気異方性の方位が異なる可能性がある．

. MnIr を用いた垂直交換バイアスとの比較と課題
本章では， a Cr2O3 薄膜を用いた垂直交換バイアスと，

交換バイアス発現のための反強磁性層の臨界膜厚と交換バイアスの発現温度

MTJ 素子に用いられている MnIr 薄膜を用いた垂直交換バ

前章での議論では，MB モデルを元に，KAF･tAF/J1 をイアスを比較し，aCr2O3 薄膜を用いた垂直交換バイアスの交換バイアス発現条件として，定性的に議論したが， M B

 一方課題と今後の展望について述べる．比較項目として，

モデルでは，交換バイアスを過大評価することが知られてい 交換バイアス発現のための向磁気異方性エネルギー JK ，る．実際に， a Cr2O3 の結晶磁気異方性として，バルク a 

反強磁性層の臨界膜厚と，交換バイアスの発現温度( MnIr

Cr2O3 に対する理論計算値(18) ， KAF ＝ 830 ( T － TN )0.87 ( J /の場合は，ブロッキング温度)について述べる．

m3 )を仮定し，図 3 に示した結果を評価すると，交換バイア



一方向性磁気異方性エネルギー JK

垂直交換バイアスの強度は，強磁性層の界面スピン方向にス発現温度では， KAF ･ tAF / JK  0.1 となる．この条件は，MnFe, MnNi な ど の Mn 系 反 強 磁 性 体 を 用 い た 実 験 結 果と，ほぼ一致する(19)(20)．

よって変化することが示されており，高い垂直交換バイアス

MnIr などの Mn 系反強磁性体では，結晶磁気異方性 KAFの発現には，界面スピン方向が，強磁性層，反強磁性層ともが強磁性体と比較して，103104倍高いことから(21)，高い界に膜面垂直方向であることが望ましい．MnIr のスピン配列面結合エネルギーの下でも反強磁性層厚を低下させることがは，不規則層では，TripleQ 構造，L12 規則相では T1 構造可能である．実際に，一般的な反強磁性層の膜厚は数 10 nmを有することが知られており(14) ，交換バイアスの発現に有以下であるが， a Cr2O3 薄膜を用いた薄膜では， N áeel 温度効とされる(111)配向膜では，スピン方向が完全に膜面垂直と KAF が低く，約 0.3 mJ/cm2 の高い JK の下では，aCr2O3方向とならず，スピン方向に膜面内方向成分が生じる．実際層厚の低下は困難である．に，MnIr を反強磁性層として用いた場合の JK は，膜面内交a Cr2O3 の N áeel 温度は，交換バイアスの発現温度にも，換バイアスの場合には， 1 mJ / m2 を超える高い値が報告さ強く影響する．バルク a Cr2O3 の N áeel 温度は， 310 312 Kれている(15)が，垂直交換バイアスに対する JK は，[Pt/Co]/であるため(22) ，上述した a Cr2O3 層厚，交換結合エネルギ

MnIr 積層膜では， 0.1 mJ/m2 以下であることが多い．このー J の制御では，交換バイアスは最大でも約 310 K で消失ため，Co/MnIr 界面への Pt 層，FeCo 薄膜の挿入による垂するものと考えられる．実際に，aCr2O3 層厚を増加による直交換バイアスの上昇が試みられている(16)(17) ．特に， Co /KAF ･ tAF を上昇， Pt 界面層による交換結合エネルギーの制

ま て り あ 第50巻 第 9 号(2011)Materia Japan御では，交換バイアスの消失温度は，最大でも，約 300 Kである．一方，MnIr の N áeel 温度は，Mn 組成が 1030 at
では，約 600750 K であり(23)，垂直交換バイアスのブロッキング温度も約 350 K が報告されている(24)．
これらの課題に対する 1 つの対応策は， MR 素子構造の最適化にあると思われる．MnIr を用いた MR 素子では，反強磁性層が電流経路となるため，Joule 熱による発熱が問題となり，高いブロッキング温度が必要とされ，また，磁気ヘッドの場合にはギャップ長の低減のために低膜厚化が必要となる．一方，aCr2O3 を用いた素子では，aCr2O3 が絶縁体であるため，aCr2O3 層を電流経路の一部とすることは難し
く， a Cr2O3 層が電流経路とならない MR 素子構造を工夫する等，電流による Joule 熱を回避とともに，低膜厚化に対する解決策を検討する必要があると思われる．

. まとめ次世代垂直磁化 MTJ 素子等に必要となる垂直交換バイアスを発現させる反強磁性薄膜として，aCr2O3 薄膜の可能性について述べた．aCr2O3 は，現在，交換バイアス薄膜に主として用いられる MnIr と異なり，貴金属を含まず，クラーク数上位の元素のみで構成される．また，MnIr が用いられる要因の一つは，高い交換バイアスとともに，高耐食性にあるが，aCr2O3 は酸化物であることと，FeCr 合金の表面に形成される酸化保護層として機能することから，高い耐食性を示すことも魅力的な点であろう．一方で，aCr2O3 薄膜を用いた薄膜では，高い垂直交換バイアスが実現できるが，a
Cr2O3 薄膜の N áeel 温度が低いことが課題となる．今後は，
aCr2O3 薄膜による交換磁気異方性の詳細の解明とともに，最適 MR 素子構造の検討などを進める予定である．
本稿で紹介した研究は，及川博人氏，納富隼人氏，藤田敏章氏(大阪大学大学院生)との共同研究によるものである，また，得られた研究結果について，佐久間昭正教授，三俣千春博士(以上，東北大学)には大変有益なご議論を頂いた．ここに期して，謝意を表す．

( 4 ) S. Dijken, M. Besnier, J, Moritz and J. M. D. Coey: J. Appl.
Phys., 97(2005), 10K114.
( 5 ) X. Ji, H. Ju, D. E. McCready and K. M. Krishnan: J. Appl.
Phys., 98(2005), 116101.
( 6 ) Y. Shiratsuchi, T. Nakatani, S. Kawahara and R. Nakatani: J.
Appl. Phys., 106(2009), 033903.
( 7 ) Y. Shiratsuchi, T. Fujita, H. Oikawa, H. Noutomi and R.
Nakatani: Appl. Phys. Exp., 3(2010), 113001.
( 8 ) Y. Shiratsuchi, H. Noutomi, H. Oikawa, T. Fujita and R.
Nakatani: J. Appl. Phys., 109(2011), 07C101.
( 9 ) L. M. Corliss, J. M. Hantings, R. Nathans and G. Shirane: J.
Appl. Phys., 36(1965), 10991100.
(10) X. He, Y. Wang, N. Wu, A. N. Caruso, E. Vescovo, K. D.
Belashchenkko, P. A. Dowbem and C Binek: Nature Mater., 9(2010), 579
575 and supplemental information.
(11) M. Tsunoda, Y. Tsuchiya, T. Hashimoto and M. Takahashi: J.
Appl. Phys., 87(2000), 43754388.
(12) Y. Shiratsuchi, T. Fujita, H. Noutomi, H. Oikawa and R.
Nakatani: IEEE Trans. Magn., accepted.
(13) H. Xi: J, Magn. Magn. Mater., 288(2005), 6675.
(14) C. Mitusmata, A. Sakuma and K. Fukamichi: Phys. Rev. B., 68(2003), 014437.
(15) K. Imakita, M. Tsunoda and M. Takahashi: J. Appl. Phys., 85(2004), 38121814.
(16) J. Sort, F. Garcia, B. Rodmaq, S. Auffret and B. Dieny: J.
Magn. Magn. Mater., 272276(2004), 355356.
(17) Y. F. Liu, J. W. Cai and S. L. He: J. Phys. D: Appl. Phys., 42(2009), 115002.
(18) E. S. Dayhoff: Phys. Rev., 107(1957), 8491.
(19) M. Takahashi and M. Tsunoda: J. Phys. D: Appl. Phys., 35(2002), 23652376.
(20) D. Mauri, E. Kay, D. Scholl and J. K. Howard: J. Appl. Phys.,
62(1987), 29292932.
(21) A. Sakuma: J. Magn. Magn. Mater., 187(1998), 105
112.
(22) D. N. Astrov: Sov. Phys. JETP, 13(1961), 729733.
(23) T. Yamaoka, M. Mekata and H. Takai: J. Phys. Soc. Jpn., 31(1971), 301.
(24) J. Sort, B. Dieny and J. Nogu áes: Phys. Rev. B, 72(2005),
104412.
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白土 優
2004年 7 月 大阪大学大学院工学研究科博士後期課程修了
2004年 8 月 大阪大学大学院工学研究科助手
2007年 4 月 大阪大学大学院工学研究科助教
2011年 4 月 現職
専門分野磁性薄膜，磁気物性◎磁性超薄膜，多層膜，ナノ粒子の作製と応用に関する研究に従事．現在は，界面効果を用いた超薄膜の磁性制御に関する研究を中心に取り組んでいる．

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文

献( 1 ) W. H. Meiklejohn and C. P. Bean: Phys. Rev., 102(1956),14131415.
( 2 ) W. H. Meiklejohn and C. P. Bean: Phys. Rev., 105(1957), 904
913.
( 3 ) S. Maat, K. Takano, S. S. P. Parkin and E. E. Fullerton: Phys.
Rev. Lett., 87(2001), 087202.



白土優

中谷亮一

ミ ニ 特 修