高保磁力 FePt 合金の磁化制御
関剛斎

外部磁場を印加して磁化反転させるが，磁化が均一に反転す.

は じめにる一斉回転を仮定した場合，2 K/Ms で与えられる異方性磁場( Hk )と Hc が等しくなる(1) ．このため， K を増加させる

今日の我々の生活は電子情報機器の高性能化および多機能ことにより熱安定性が向上するが， Hc が増大することによ化の恩恵を大いに受けており，それらの機器は利便性を追求り磁化反転に要するエネルギーも増大する，というジレンマしながら発展してきた．しかしながら，近年のエネルギー問が生まれる．そのため，高い K を有する磁性体の磁化を低題や資源枯渇の危惧から，電子情報産業においても省エネルエネルギーで磁化反転する(制御する)手法の確立が切望されギー，環境調和，あるいは低炭素排出といった観点が重要視ている．

されるようになってきている．中でも，電子情報機器の根幹

筆者はこれまでに，高 K 材料として結晶 c 軸方向に高いを成す記憶素子の低消費電力化を進めることが，豊かな持続一軸磁気異方性( Ku )を有する L10 型 FePt 規則合金(2) に着性社会を実現するための最重要課題の一つである．

目してきた． L10 FePt の Ku はバルク形態において 7 × 106

低消費電力性，小型・大容量・高速といった高性能，さJ/m3 であり，Nd FeB や Sm Co といった希土類系永久磁らには多機能性といった条件を満たす電子機器が望まれて石材料に匹敵するほどの大きな値を有している魅力的なハーいる現状において，磁性体を用いた磁気記憶デバイスへのド磁性材料である(3)．本稿ではまず， L10FePt 薄膜におけ期待は大きい．磁性体を用いる最大の利点は，情報の不揮発るナノサイズ化に伴う磁化過程の変化(4) について説明し，性にある．磁気記録媒体(Hard Disc Drive; HDD)や磁気ラHc の発現機構について議論する．さらに，L10FePt 薄膜のンダムアクセスメモリ(Magnetic Random Access Memory;

Hc の制御手法として，L10FePt 薄膜に電圧を印加することMRAM)，あるいはスピン RAMと いった磁気記憶デバイスによって Hc を変調する最近の研究(5)について紹介する．

は，磁性体の磁化方向により情報を記録するため電流をOFF にしても情報が消えない．そのため，情報保持に電流.

ナノサイズ L10
FePt の磁化過程と高保磁力化を必要とする半導体メモリなどの電子デバイスと比較して，低消費電力化という観点から有利となる．

単結晶基板上にエピタキシャル成長させた L10FePt 薄膜

しかしながら，今後磁気記憶デバイスが更なる高性能化おは，高い Ku を有しているものの，一斉回転モデルによるよび低消費電力化を遂げるには，磁化の熱安定性の確保と低Ku から期待される Hc の値を示すことはまずない．これはエネルギーでの磁化方向制御という相反する要求を同時に満Hc がその磁化過程により決定されているためであり，例え足することが不可欠となる．磁性体における磁化の熱安定性

ば L10FePt のエピタキシャル薄膜や単結晶薄膜という結晶の指標 D は D＝ KV /kBT で与えられ，ここで K は磁気異方欠陥や不純物の少ない薄膜では， Hk より低い外部磁場で逆性定数， V は磁性体の体積， kB は Boltzmann 定数， T は温磁区が生成されると，逆磁区が薄膜全体に広がるよう磁壁の度である．D が大きいほど磁化の熱安定性が向上することか移動がスムースに起きてしまい，磁化反転が生じる(6)(7)．こら，例えば磁気メモリの高集積化を行う際に磁性体積の Vの場合，逆磁区生成磁場が Hc を決めることになる．一方を減少させた場合，磁化の熱揺らぎによる情報の消失を防ぐで，単磁区サイズに近い L10FePt の微粒子からなる島状薄ために kBT の熱エネルギーに打ち勝つ大きな K が必要とな膜を作製すると，磁壁移動ではなく一斉回転もしくはそれにる．一方，情報の書込み時には，例えば保磁力( Hc )以上の近い磁化回転過程が主となり，巨大な Hc が発現することが東北大学助教金属材料研究所(〒9808577 仙台市青葉区片平 2
11)
Magnetization Control of Highly Coercive FePt Alloy; Takeshi Seki(Institute for Materials Research, Tohoku University, Sendai)
Keywords: magnetization reversal process, FePt, nanostructure, coercivity, voltage application
2012年 2 月21日受理

新 進 気 鋭報告されている(8)(11) ．このことは， L10 FePt のサイズを方向に印加した．残留磁化状態( H＝0 A/m)における MFM制御することにより， Hc を決定している磁化過程を制御で像を比較すると， D ＝ 500 nm では多磁区構造が形成されてきることを意味している．しかしながら，薄膜成長形態を利いるのに対し， D ＝ 100 nm および 30 nm では単磁区構造が用したこれまでの研究では微粒子の形状やサイズの制御が困観察された．これは，ドットサイズを微小化することによ難であった．本研究では，微細加工法を用いることで任意にり，磁区構造を単磁区化できることを示している．また，磁かつ精密に形状やサイズを制御できる利点に着目し，数 10

場中の MFM 像より各ドットにおいて磁化反転が独立に生

nm サイズまで L10FePt をドット化することで，L10FePtじていることがわかり，加えて 100 nm および 30 nm ドットのサイズに依存した磁化過程の変化を系統的に調べた．

では磁化反転の過程で多磁区構造の形成が観測されていない．

超高真空対応マグネトロンスパッタ装置を用いて MgO

次に，磁気光学カー効果により評価した L10FePt ドット( 100 ) 単 結 晶 基 板 上 に Fe お よ び Au 下 地 層 を 室 温 で 成 膜の磁気特性を示す．図は D＝30 nm のドットにおける極カし，基板温度を 573 K まで上昇させて 10 nm 厚の FePt 層ー効果曲線である．比較のために，微細加工する前の連続膜を成膜した．さらに，成膜後に真空中熱処理を行うことで，における結果も示した．連続膜の形態では Hc は 47 kA / m

FePt の L10 規則化を促進した．この薄膜試料を，電子描画と小さいが，30 nm サイズのドット形状へ加工することによ装置および Ar イオンミリング装置を用いて，円形ドットのり Hc は 320 kA/m まで増加している．図に，ドットサイ配列へと加工した．図に，ドット直径(D)を 500 nm，100ズに依存した Hc の変化をまとめた．D を微小にすることにnm および 30 nm とした L10FePt ドットにおける磁気力顕より， Hc が徐々に増加していく傾向がみられる．この Hc微鏡( MFM )像に原子間力顕微鏡( AFM )像を重ねた結果をの変化は図 1 において観測された磁区構造の変化と対応し示す．FePt 薄膜の熱処理温度は 673 K であり，連続膜の状態 で Ku ＝ 8 × 105 J / m3 の 垂 直 磁 気 異 方 性 を 有 し て い る ．
MFM 像の明暗のコントラストは膜面に対して上向きおよび下向き磁化に対応しており，外部磁場( H )は薄膜の膜面垂直

図1

L10 FePt ドットの残留磁化状態(( a ) , ( c ) , ( e ))および磁場中((b), (d), (f))における磁気力顕微
鏡 ( MFM ) 像 ． い ず れ の 像 も 原 子 間 力 顕 微 鏡( AFM )像を重ねた．ドット直径( D )は 500 nm((a), (b))，100 nm((c), (d))および 30 nm((e),(f))とした．

ま て り あ 第51巻 第 5 号(2012)Materia Japan

図2(a) ドット直径が 30 nm の L10FePt ドットおよび(b) L10
FePt 連続膜における極カー効果曲線．
FePt 薄膜の熱処理温度は 673 K である．

図3

保磁力( Hc )のドット直径(D )依存性． FePt 薄膜の熱処理温度は 673 K である．



図5
図4

規格化された保磁力( HNorm)の磁場印加角度( u )cが膜面垂直方向に対応し，u＝依存性．u＝0°が膜面内方向である． HNorm
は u＝0°の Hc で90°c
各 u における保磁力を規格化したものである．
図中の点線は磁壁移動が支配的な場合の角度依存性の計算結果，一点鎖線は一斉回転モデルによる計算結果を示している． FePt 薄膜の熱処理温度は 673 K である．

L10FePt ドットの保磁力( Hc )および連続膜形態での一軸磁気異方性エネルギー( Ku )の熱処理温度(TA )依存性．

則化が促進されるため Ku が向上し，その結果 Hc＝1.6 MA/m という高保磁力化が可能であることが明らかとなった．

以上は，微細化による磁化過程の制御および高 Hc の発現に関する有益な知見であるが，ではこの Hc を外部から制御していかに効率よく磁化反転させるかというのが次の課題となる．その一つの手法として，次節では電圧印加による Hcており，単磁区構造を形成することにより Hc が増加するこの変調に関する実験を説明する．とを示唆している．そこで，サイズに依存した磁化過程の変化を議論するために，Hc の磁場印加角度(u)依存性を調べた．

.

電圧印加による L10FePt の保磁力変調が膜面垂直方向に対応し，u＝90°が膜面内方向である．
u＝0°の Hc で規格化された Hc ( HNorm)の u 依存性を図に
u＝0°c

最も古典的な磁化反転の手法は，外部から磁場を印加する示す．最もサイズの大きな D ＝ 1 mm では， u が増加するに方法である．しかしながら，MRAM などの記憶デバイスでつれて HNormが単調に増加した．磁化反転時に逆磁区を拡大c

この手法を用いると配線の複雑化や消費エネルギーの増大をは 1/cosさせるための磁壁移動が支配的となる場合， HNormc招くため，代替手法としてスピン偏極した電流を磁性体に直u で変化する． D ＝ 1 mm における傾向は，磁壁移動による接通電させるスピン注入磁化反転が注目されるようになっ磁化過程で良く説明される．一方で，ドットサイズを 1 mmた．スピン注入磁化反転は，スピン偏極電子と局在スピンのから減少させるに伴い HNormの u 依存性に下に凸の傾向が現
c相互作用による角運動量移行に基づくもの(12)(13)であり，現れ始め， D ＝ 100 nm 以下では u ＝ 45°
近傍で HNormが極小とc

在盛んに研究が行われている．著者らのグループでは L10なっている．理想的な磁化の一斉回転を表す Stoner Woh-FePt におけるスピン注入磁化反転(14)(16)に取り組んできたにおいて HNormが 0.5 となる．
lfarth モデル(1) では， u ＝ 45 °c

が，磁化反転時に必要とされる電流値が高く，低消費電力化

実験結果は一斉回転モデルに完全には一致しないものの，下といった目標を達成するには課題が山積していた．スピン注に凸の傾向が現れ始めたことは，非一斉ではあるが磁化回転入磁化反転は，電流を通電させるため少なからず電力消費がが支配的な磁化反転機構へと変化したことを示唆している．

生じてしまう．そこで，電流ではなく電圧を磁性体に印加す

上記したドットサイズを微小にすることによる単磁区化，ることで超低消費電力で磁化制御する概念が提案され，実験磁化回転を主とした磁化過程への変化，それに伴う Hc の増的に観測されるようになってきた．

加といった実験結果は，サイズにより L10FePt の磁化過程磁性体に電圧を印加しキュリー温度や Hc ，磁気異方性とおよび Hc を制御できることを意味している．これらは熱処

いった磁気特性を制御する試みは，(In, Mn)As や(Ga, Mn)

理 温 度 を 673 K と し た 試 料 に お い て 得 ら れ た 知 見 で あ る

As に代表される希薄磁性半導体において精力的に研究されが，熱処理温度を高くすることで L10 規則化が促進され，てきた(17) ．これは，上記の磁性半導体がキャリア誘起を起L10FePt 薄膜自体の Ku が向上し，より大きな Hc が得られ源とする強磁性であり，電界を与えることでキャリア密度をると考えられる．そこで，30 nm サイズの L10FePt ドット大きく変調できることに起因している．しかしながら，近年における Hc の熱処理温度(TA )依存性を調べた．図に示すになって，金属磁性体においても同様に電圧印加により磁性ように，熱処理温度を 873 K まで上昇させることで，L10 規を制御できることがわかってきた(18)(22) ．金属において電新 進 気 鋭図6

電圧印加用 L10FePt ホール素子の光学顕微鏡像および測定セットアップの模式図．

圧を印加して特性制御を行うときに重要となるのが，物質の極薄化である．半導体とは異なり金属はキャリア密度が極めて高い( 1022 ～ 1023 cm－3 )ため電子の遮蔽効果が強く，例えば絶縁障壁を介して金属に電圧を印加しても，電荷蓄積が生じるのは絶縁障壁との界面近傍に限られてしまう．そのため，界面での特性変化が顕著となるよう，極薄の薄膜試料を用いることが不可欠である．そこで本研究では， L10 FePt
を 膜 厚 1.5 nm ま で 薄 膜 化 し ， FePt の 異 常 ホ ー ル 効 果(Anomalous Hall Effect: AHE)を利用して電圧を印加しながら磁気特性を測定することにより，電圧による Hc の変調を検討した．
MgO ( 100 )単結晶基板上に， Fe および Au 下地層/ L10 
FePt 層(1.5 nm)/MgO 絶縁層(5 nm)/AlO 絶縁層(20 nm)/

図7( a )印加電圧( Vapp )を－ 13 V ， 0 V および＋ 13 Vとして測定したホール曲線．縦軸方向に曲線をオフセットさせて示している．(b) 測定結果からL10 FePt の AHE の成分のみを取り出し，さらに正の Hc 領域を拡大したホール曲線．黒丸がVapp ＝＋ 13 V ，白丸が Vapp ＝－ 13 V の結果である．

Cr および Au 上部電極層を有する薄膜試料を作製した．こ

こで， MgO 絶縁層は電子線蒸着法， Al O 絶縁層は原子層堆積(Atomic Layer Deposition; ALD)法，その他の層はスパッタ法を用いて作製された．素子の光学顕微鏡像および測定セットアップの模式図を図に示す．本測定では， L10 
FePt 層と Au 層から成るホールクロス部に対し，MgO 絶縁層 お よ び Al O 絶 縁 層 を 介 し て 上 面 か ら FePt 層 に 電 圧(Vapp )を印加する配置となっている．ホールクロス形状への加工には，電子描画装置および Ar イオンミリング装置を用いた．
図(a )は， Vapp を－ 13 V ， 0 V および＋ 13 V として測定したホール曲線である．いずれの Vapp においても， L10 
FePt の磁化反転に起因した明瞭なヒステリシスが観測されている．このホール曲線には， H に対し線形挙動を示す正図8保磁力( Hc )の印加電圧(Vapp )依存性．

常ホール効果と L10FePt の磁化( M )に比例した AHE の寄与が含まれている．そこで，得られたホール曲線から L10 

蓄積される電圧符号に対応しており，電子数の増加によりFePt の AHE の成分のみを取り出し，さらに Hc 領域を拡大

L10FePt の Hc が増加することが分かった．

した(図 7(b))．その結果，Vapp を±13 V 変化させることに本研究では，最大で 3.2 kA / m の Hc の変調が得られた．

より， 3.2 kA / m の Hc の変調が観測された．これは， L10 

この変化量は応用上充分とは言えないが，今回用いた L10

FePt の Hc を電圧により制御可能であることを意味してい

FePt が 158 kA / m という比較的大きな Hc を示しているこる．図に， Hc の Vapp 依存性を示す． Vapp が正領域ではとを考慮すると，代表的なハード磁性材料である L10FePt

Vapp の増加に伴い Hc が単調に増加し，逆に負領域では Hcにおいても電圧による磁化制御が有効であることが示されが減少した．正の Vapp は L10 FePt 層の上部界面に電子がた．今後は，さらに効果を大きくする手法や薄膜構造の最適

ま て り あ 第51巻 第 5 号(2012)Materia Japan化などを検討していく必要がある．

.

お わりに

本稿では， L10FePt 薄膜におけるナノサイズ化による磁化過程の制御および高い Hc の発現について説明し，さらにL10 FePt 薄膜の Hc を電圧印加により制御できることを示した．上述のように， L10FePt は希土類系磁石材料を除けば最も高い磁気異方性を有しており，ナノサイズにおける磁化の熱揺らぎ問題を解決するための究極の材料である．今回紹介した電圧印加 Hc 制御は有効な磁化制御の手段の一つとして期待されるが，より効率的に L10FePt のような高磁気異方性材料の磁化を制御する手法を確立することで，低消費電力且つ高記録密度の次世代磁気記憶デバイスの実現に向けて貢献できるものと考えている．
今回紹介した研究を遂行するにあたり，東北大学金属材料研究所・高梨弘毅教授には，ご指導およびご助言を頂いた．
また， L10 FePt ドットの AFM および MFM 観察では東北学院大学・嶋敏之教授，岩間弘樹氏にご協力頂き，電圧印加用 AlO 絶縁膜の作製では東北大学大学院工学研究科・新田淳作教授，好田誠准教授にご協力頂いた．ここに感謝申し上げます．本研究の一部は， NEDO 先導的産業技術創出事業(若手研究グラント)，および財団法人前川報恩会学術研究助成の支援を受けて遂行された．

文( 6 ) T. Shima, T. Moriguchi, S. Mitani and K. Takanashi: Appl.
Phys. Lett., 80(2002), 288290.
( 7 ) T. Seki, T. Shima, K. Takanashi, Y. Takahashi, E. Matsubaraand K. Hono: Appl. Phys. Lett., 82(2003), 24612463.
( 8 ) T. Shima, K. Takanashi, Y. K. Takahashi and K. Hono: Appl.
Phys. Lett., 81(2002), 10501052.
( 9 ) T. Shima, K. Takanashi, Y. K. Takahashi and K. Hono: Appl.
Phys. Lett., 85(2004), 25712573.
(10) S. Okamoto, O. Kitakami, N. Kikuchi, T. Miyazaki, Y.
Shimada and Y. K. Takahashi: Phys. Rev. B, 67(2003),09442217.
(11) Y. K. Takahashi, T. O. Seki, K. Hono, T. Shima and K.
Takanashi: J. Appl. Phys., 96(2004), 475481.
(12) J. C. Slonczewski: J. Magn. Magn. Mater., 159(1996), L1L7.
(13) L. Berger: Phys. Rev. B, 54(1996), 93539358.
(14) T. Seki, S. Mitani, K. Yakushiji and K. Takanashi: Appl. Phys.
Lett., 88(2006), 17250413.
(15) T. Seki, S. Mitani, K. Yakushiji and K. Takanashi: J. Appl.
Phys., 99(2006), 08G52113.
(16) T. Seki, S. Mitani and K. Takanashi: Phys. Rev. B, 77(2008),
21441418.
(17) H. Ohno, D. Chiba, F. Matsukura, T. Omiya, E. Abe, T. Dietl,Y. Ohno and K. Ohtani: Nature, 408(2000), 944946.
(18) M. Weisheit, S. F äahler, A. Marty, Y. Souche, C. Poinsignon
and D. Givord: Science, 315(2007), 349351.
(19) T. Maruyama, Y. Shiota, T. Nozaki, K. Ohta, N. Toda, M.
Mizuguchi, A. A. Tulapurkar, T. Shinjo, M. Shiraishi, S.
Mizukami, Y. Ando and Y. Suzuki: Nature Nanotech., 4(2009), 158
161.
(20) Y. Shiota, T. Maruyama, T. Nozaki, T. Shinjo, M. Shiraishi
and Y. Suzuki: Appl. Phys. Exp., 2(2009), 06300113.
(21) M. Endo, S. Kanai, S. Ikeda, F. Matsukura and H. Ohno: Appl.
Phys. Lett., 96(2010), 21250313.
(22) D. Chiba, S. Fukami, K. Shimamura, N. Ishiwata, K.
Kobayashi and T. Ono: Nature Mater., 10(2011), 853856.

献★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

( 1 ) E. C. Stoner and E. P. Wohlfarth: Nature, 160(1947), 650
651.
( 2 ) O. A. Ivanov, L. V. Solina, V. A. Demshina and L. M. Magat:
Phys. Met. Metallogr., 35(1973), 8185.
( 3 ) T. Shima and K. Takanashi: Handbook of Magnetism andAdvanced Magnetic Materials, eds by H. Kronm äuller and S.
Parkin, John Wiley & Sons Ltd., 4(2007), 2306.
( 4 ) T. Seki, H. Iwama, T. Shima and K. Takanashi: J. Phys. D:
Appl. Phys., 44(2011), 335001110.
( 5 ) T. Seki, M. Kohda, J. Nitta and K. Takanashi: Appl. Phys.
Lett., 98(2011), 21250513.




関剛斎

2006年 東北大学大学院工学研究科博士課程修了
2007年 4 月2008年 3 月 東北大学金属材料研究所・研究支援者
2008年 4 月2010年 3 月 大阪大学大学院基礎工学研究科・日本学術振興会特別研究員
2010年 4 月 現職専門分野磁性材料，スピントロニクス◎高磁気異方性材料の開発とスピントロニクス材料としての応用に向けた研究に従事．

★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

新 進 気 鋭