Доменные структуры для тестирования в магнитосиловой микроскопии

Контрольная работа

ДОМЕННЫЕ СТРУКТУРЫ ДЛЯ ТЕСТИРОВАНИЯ В МАГНИТОСИЛОВОЙ МИКРОСКОПИИ


В настоящее время визуализация процесса намагничивания является одной из наиболее актуальных проблем, сильно проявляющейся при уменьшении магнитных объектов до микронных и субмикронных размеров. Среди многочисленных методов визуализации особое место занимает магнитосиловая микроскопия ввиду возможности получения как геометрической, так и магнитной топологий. Для проверки адекватности изображения в данном случае используется сравнение с известным изображением, полученным независимым методом (например, оптическим или электронным) от специального образца близкого по свойствам к исследуемому – тест-структуре. Одним из наиболее привлекательных материалов для изготовления тест-структур являются феррит-гранаты, позволяющие получать изображения доменной структуры, а также динамики ее перестройки на основе эффекта Фарадея. Самые высокие значения фарадеевского вращения, а, следовательно, и способность наиболее адекватно визуализировать магнитную доменную структуру образцов, предоставляют матрицы на висмутсодержащих феррит-гранатах, в том числе и на Bi3Fe5O12 со значениями фарадеевского вращения до 7,8 º/мкм при наложении магнитного поля [1, 2]. Наиболее распространенными методами получения этих материалов в виде эпитаксиальных пленок или фотонных кристаллов (представляющих интерес из-за возможности получения изображения в узком диапазоне длин волн и варьирования ширины фотонной запрещенной зоны при наложении магнитного поля) являются жидкофазная эпитаксия и лазерная абляция, причем последний метод представляет больший интерес, поскольку в структуре не имеет место образование переходного слоя пленка-подложка.

На рис. 1 приведено схематическое изображение тест-структуры. Материалом для ее изготовления служил висмутсодержащий феррит-гранат (YSmBi)3(FeGa)5O12 в виде пленки исходной толщины 6 мкм, полученный методом жидкофазной эпитаксии. Выбор был сделан в пользу этого состава ввиду того, что использование чистого Bi3Fe5O12 приводит к проблемам, связанным с получением пленок толщиной более 3 мкм, т.к Bi3Fe5O12 является термодинамически неустойчивой фазой и его пленки склонны к образованию трещин.





Рис. 1. Схематическое изображение тест-структуры, размером 2×2 мм и размерностью до 16×16.



Размерность матриц составляла максимально до 16×16 пикселей, а размеры самих пикселей матриц - от 20×20 мкм до 4×4 мкм. Величина магнитного поля для каждого пикселя варьировалась посредством пропускания электрического тока по изолированным шинам. За основу процесса металлизации был взят типовой процесс вакуумного резистивного напыления слоя хрома к пленке золота. Металлизация наносилась на предварительно нагретую до 120 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, утонение пленок до 0,4 – 2,5 мкм и анизотропное травление канавок под металлизацию проводилось методом ионно-лучевого распыления кислородом. Межпиксельное пространство вытравливалось до подложки из галлий-гадолиниевого граната ионами аргона сквозь окна стандартной фоторезистивной маски (Cr/Ti). Для обеспечения адгезии шин металлизации и поверхности граната использовалось ионно-лучевое активирование поверхности низкоэнергетическим (≈ 50 эВ) потоком ионов кислорода на начальной стадии осаждения. Измерение адгезии методом отрыва разваренной УЗ золотой проволоки диаметром 25 мкм выявило хорошую адгезию для такого типа металлизации.



Рис. 2. а) Изображение АСМ фрагмента тест-структуры и б) изображение того же фрагмента тест-структуры, полученного методом МСМ.



На рис. 2а и 2б приведены изображения участка тест-структуры, полученные при помощи атомносиловой микроскопии и магнитосиловой микроскопии соответственно. Измерения были выполнены на установке АСМ Integra с магнитосиловой приставкой Е. Кузнецовым. Известно, что одной из основных проблем магнитосиловой микроскопии является разделение магнитного изображения от топологии. Для решения этой проблемы магнитные измерения были выполнены посредством снятия изображения в два этапа прохождения зонда по поверхности исследуемого образца. На первом этапе снималось изображение топологии поверхности в полуконтактном режиме. На втором – при прохождении зонд поднимался на установленную высоту для каждой линии сканирования, используя сохраненные данные по топологии, полученные на первом этапе. Однако, в этом случае имеет место еще одна проблема, а именно Ван-дер-Ваальсовы силы.

Чтобы принебречь их вкладом, взаимодействие между зондом и поверхностью образца должно быть намного больше их. Поэтому при втором прохождении зонда, силы Ван-дер-Ваальса, действующие на коротких расстояниях, исчезали за счет поднятия зонда над поверхностью и при таком его расположении на него действовали только силы магнитного характера. В результате получалась магнитная доменная структура уже с учетом топологии поверхности и изображения, как магнитной доменной структуры, так и АСМ поверхности получались одновременно. Как видно из рисунка 2а, пиксели имели размеры 20×20×2,5 мкм. Сопоставляя изображения магнитосиловой и атомносиловой микроскопий, очевидно, что положения магнитного контраста и пикселей совпадают. На всей плоскости анализируемого участка изображения магнитосиловой микроскопии ориентация доменных стенок перпендикулярна плоскости тест-структуры, как и следовало ожидать исходя из классических представлений о магнетизме.

Однако, структура доменных стенок в областях нахождения пикселей отлична от таковой в межпиксельном пространстве. В межпиксельном пространстве темные и светлые области совпадают по ширине, что свидетельствует об однородности распределения магнитного поля в нем (необходимо еще раз подчеркнуть, что наличие доменной структуры в межпиксельном пространстве обусловлено образованием переходного слоя пленка-подложка при использовании жидкофазной эпитаксии, как метода получения структур). В областях же пикселей светлые области уже темных, что является подтверждением неоднородного распределения магнитного поля.

Из рис. 2б также следует, что домены имеют вид пластинок сложной формы с острыми углами, соответствующими геометрии пикселей. Такой характер неоднородности распределения магнитного поля требует дополнительных исследований, как в теоретическом, так и экспериментальном планах.




Рис. 3. Изображения пикселей исследованной матрицы а) в отсутствии тока и б) при его пропускании. Шины были наложены поверх граната без протрава межпиксельного пространства.



На рис. 3а и 3б представлены изображения пикселей, полученные под действием электрического тока и без него. Особенность данной матрицы заключалась в том, что использовалось наложение шин поверх феррит-граната без протрава межпиксельного пространства. Видно, что в отсутствии тока распределение доменов носит хаотический характер. В то же время при пропускании тока по шинам пикселя, происходит переориентация доменов с обретением ими четкой ориентации в одном направлении, однако, наряду с этим, имеется проблема. При рассмотрении рис. 3б очевидно, что из-за затрудненного теплоотвода происходит разрыв металлизации, что приводит к последующему выходу из строя пикселя.

Перовскитоподобные манганиты A1-xBxMnO3 (где А – редкоземельный, В – щелочноземельный элемент) проявляют многообразие магнитных и электронных свойств в зависимости от номера элемента В и его содержания. Большой интерес к изучению этих соединений был вызван открытием эффекта колоссального магнетосопротивления (КМС – эффекта), обусловленного сильной корреляцией магнитных, электронных и транспортных свойств манганитов [1].

Интересными объектами для изучения взаимосвязи между изменениями кристаллических и магнитных свойств манганитов под влиянием высокого давления являются соединения Pr1-xSrxMnO3. В данных соединениях наблюдаются множество разнообразных структурных и магнитных фаз в зависимости от уровня легирования щелочноземельным металлом Sr.

При нормальных условиях эти соединения являются парамагнетиками и имеют в зависимости от концентрации атомов Sr различную структуру: орторомбическую при х<0.42 пр. гр. Pnma и пр. гр. Imma при 0.42<х<0.48; тетрагональную при 0.48<х<0.8 пр. гр. I4/mcm; и идеальную кубическую структуру типа перовскита пр. гр. Pm3m при х>0.8 [2]. Различия в кристаллической структуре обуславливает и различия в магнитной структуре этих соединений.

В данной работе изучалось влияние высокого давления на структуру манганита Pr1-xSrxMnO3 с уровнем легирования х=0.9 щелочноземельным металлом Sr. Исследования влияния высокого давления на кристаллическую и магнитную структуру соединения Pr0.1Sr0.9MnO3 методом нейтронной дифракции проводились 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 5 ГПа при фиксированной температуре не приводит ни к структурным, ни к магнитным фазовым переходам. При фиксированном давлении понижение температуры T<180K приводит к структурному фазовому переходу в тетрагональную симметрию, описывающуюся пространственной группой I4/mcm. Этот структурный переход сопровождается магнитным фазовым расслоением на две антиферромагнитные фазы – С и G типа с магнитными моментами μС=3,0(2)μB и μG=1,7(8)μB соответственно. На рисунке 1 представлены дифракционные спектры, полученные при нормальном давлении и различных температурах. На нейтронограммах отчетливо наблюдается уменьшение интенсивности магнитных пиков, свидетельствующее об уменьшении магнитного момента с ростом температуры.





Рис. 4. Экспериментальные нейтронные дифракционные спектры соединения Pr0.1Sr0.9MnO3, измеренные при нормальном давлении и различных температура. Представлены экспериментальные точки, вычисленный профиль и разностная кривая (для Т=10 К)  На сноске  показаны антиферромагнитные пики при различных температурах





Рис. 5. Показана зависимость параметров элементарной ячейки в зависимости от приложенного давления и линейная интерполяция этой зависимости. Экспериментальная ошибка не превышает размер символа



Рассчитаны зависимости параметров решетки, длин связей Mn-O и углов Mn-O-Mn соединения от давления. На рисунке 2 показано изменение параметров элементарной ячейки в зависимости от давления. Для различных температур рассчитаны изотермические коэффициенты линейного сжатия для параметров элементарной ячейки, модуль всестороннего сжатия B0 для уравнения состояния Берча-Мурнагана [7], а так же магнитный момент для каждой АФМ фазы.

Интерполяция зависимости магнитного момента атома марганца от температуры функцией Бриллюэна [8] позволила определить температуру Нееля для каждой АФМ фазы при различных давлениях (рисунок 3).





Рис. 6. Зависимость магнитного момента катиона марганца в антиферромагнитной фазе С типа (левый график) 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) представляют интерес, как материалы для постоянных магнитов. Эти соединения кристаллизуются в тетрагональную структуру типа ThMn12 с пространственной группой I4/mmm [1-2]. Влияние Co на магнитные свойства соединений RFe11-xCoxTi (R = Tb, Er, Y) было изучено ранее [3-5]. Магнитные свойства соединений HoFe11Ti интенсивно изучалось во многих работах, том числе на монокристаллах [6-8].

Целью данной работы явилось получение монокристаллических образцов и изучение влияния замещений атомов Fe атомами Co на спин-переориентационные переходы и магнитные свойства (температуру Кюри, намагниченность, поле анизотропии) соединений HoFe11-xCoxTi (x = 0; 1; 2).

Сплавы HoFe11-xCoxTi были получены из особо чистых металлов индукционным методом в атмосфере аргона. Слитки затем переплавлялись и медленно охлаждались для получения монокристаллических зерен. Далее проводился гомогенизирующий отжиг и охлаждение расплава по специально подобранному режиму. Полученные таким способом монокристаллы были всесторонне изучены с помощью метода Лауэ. Контроль качества образцов проводился рентгенографическими и металлографическими методами.

Анализ порошковых дифрактограм показал, что исследуемые сплавы являются однофазными и обладают тетрагональной структурой ThMn12 (пространственная группа I 4/mmm). Введение кобальта в кристаллическую решетку соединений HoFe11-xCoxTi приводит к уменьшению параметров кристаллической решетки и атомного объема. Это можно объяснить тем, что ионный радиус кобальта меньше, чем у железа. Уменьшение параметров решетки при возрастании концентрации кобальта можно считать линейным, однако параметр a уменьшается быстрее, чем параметр c.

Температура Кюри соединений определялась с помощью термомагнитного метода. Найдено, что TC для HoFe11Ti равна 518K и возрастает при замещении железа на кобальт, а намагниченность насыщения также возрастает с 75 Гс·см3/г (HoFe11Ti) до 81 Гс·см3/г (HoFe9Co2Ti).

Измерения полевых зависимостей намагниченности в высоких магнитных полях до 140 кЭ проводилось на вибрационном магнитометре в интервале температур 4,2-300 K. Из измерений намагниченности следует, что монокристаллы HoFe11-xCoxTi (x = 1; 2) обладают одноосной магнитной анизотропией во всем исследованном интервале температур от 4,2 K до температуры Кюри. Это объясняется тем [8], что в потенциал кристаллического поля, действующего на редкоземельный ион в случае Ho, вносят значительный вклад параметры кристаллического поля четвертого и шестого порядка.





Рис. 7. Изотермы намагниченности монокристалла HoFe9Co2Ti вдоль трех основных кристаллографических направлений при температуре 4,2 K.



На рис. 7, в качестве примера, представлены полевые зависимости намагниченности для монокристалла HoFe9Co2Ti, измеренные при температуре 4,2 K вдоль оси легкого намагничивания [001] и осей [110] и [100] в базисной плоскости в магнитных полях до 140 кЭ. Из рис. 1 следует, что соединения Ho(Fe,Co)11Ti являются высокоанизотропными магнетиками (поле магнитной анизотропии НА превышает 140 кЭ при Т = 4,2 K), причем НА сильно уменьшается с повышением температуры (например, НА = 38 кЭ при T = 300 K).

На кривых намагничивания монокристалла HoFe9Co2Ti вдоль направлений [110] и [100] в базисной плоскости наблюдается резкий скачок намагниченности 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 поля подтверждаются опубликованными ранее экспериментальными данными [8] для монокристаллических образцов HoFe11Ti. Следует отметить, что переходы при H = Hcr сопровождающиеся резким скачком намагниченности, являются переходами первого рода. Эти переходы (First Order Magnetization Process – FOMP), изученные теоретически рядом исследователей [8], происходят в результате переброса вектора намагниченности между двумя неэквивалентными минимумами свободной энергии анизотропии в достаточно сильном магнитном поле. Теория процессов типа FOMP была развита для одноосных ферромагнетиков [7], при учете констант магнитной анизотропии вплоть до третьего порядка. Однако экспериментальное наблюдение таких переходов в редкоземельных интерметаллических соединениях представляет определенные экспериментальные трудности вследствие необходимости иметь достаточно совершенные монокристаллы, сильные магнитные поля и низкие температуры.

Учитывая, что обменное поле внутри 3d-подрешетки (Fe и Co) составляет 8.1106 Oe, а обменное поле между подрешетками равно 2.7106 Oe, можно предположить, что в полях до 100 кЭ не происходит заметного слома подрешеток РЗ и Fe. Рассмотрим возможность описания экспериментальных кривых намагничивания на основе теоретических соотношений [5]. Согласно теории при намагничивании одноосного ферромагнетика перпендикулярно тетрагональной оси c могут осуществляться два типа индуцированных магнитным полем переходов первого рода – FOMP: а именно FOMP типа 1 и FOMP типа 2, которые различаются конечным состоянием намагниченности. При FOMP типа 2 намагниченность в конечном состоянии не достигает насыщения и условием перехода является равенство энергии в конечном и начальном состояниях, такое явление можно описать только при учете трех констант одноосной анизотропии K1, K2 и K3. Для соединений RFe11Ti с тетрагональной симметрией при низких температурах существенный вклад в энергию магнитной анизотропии вносят константы анизотропии в базисной плоскости второго K2 и третьего K3 порядка. С учетом анизотропии в базисной плоскости энергию анизотропии можно записать в следующем виде:



F = K1 sin2  + (K2 + K2 cos 4) sin4  + (K3 + K3 cos 4) sin6  .(1)


Полученные экспериментальные результаты объясняются тем, что в исследованных соединениях в области низких температур константы магнитокристаллической анизотропии высокого порядка K2 и K3 превосходят по абсолютной величине первую константу анизотропии K1, при этом K1 и K3 положительны, а K2 – отрицательна. Величина K1 определяется вкладами подрешетки Ho и 3d-металлов (Fe и Co). Малая величина K1 может быть объяснена тем, что плоскостная анизотропия подрешетки гольмия компенсируется одноосной анизотропией подрешетки 3d-металлов. Плоскостной характер подрешетки Ho следует из положительного знака коэффициента Стивенса (aJ > 0), который определяет ориентацию анизотропного электронного облака 4f-электронов относительно результирующего магнитного момента РЗ иона. Уменьшение критического поля с ростом температуры вызвано более резким падением констант анизотропии высокого порядка (K2 и K3) по сравнению с K1 при возрастании температуры. При температурах выше 120 K магнитокристаллическая анизотропия соединений Ho(Fe,Co)11Ti определяется в основном положительной первой константой анизотропии. С ростом концентрации кобальта при T = 4,2 K одноосная анизотропия подрешетки 3d-переходных металлов уменьшается (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 фазовыми переходами I рода.

2) В данных соединениях переходы FOMP вызваны конкуренцией констант МКА высокого порядка с константой МКА первого порядка.

3) Замещение атомов Fe на атомы Co приводит к существенному изменению величины магнитного поля, при котором происходит переход типа FOMP.




Литература



Д. П. Козленко, Б. Н. Савенко. Влияние высокого давления на кристаллическую и магнитную структуру манганитов, ОИЯИ, Дубна, 2005

C. Martin, A. Maingnan, M. Hervieu, B. Raveau: Structural study of the electron-doped manganites Sm0.1Ca0..9MnO3 and Pr0.1Sr0.9MnO3: Evidence of phase separation. Physical Review B, 62 (2000).

V. L. Aksenov, A. M. Balagurov, V. P. Glazkov et al., Physica B 265, 258 (1999).

В. П. Глазков, И. Н. Гончаренко, ФТВД 1, 56 (1991).

V. B. Zlokazov, V. V. Chernyshev, J. Appl. Cryst. 25, 447 (1992)

J. Rodriguez-Carvajal, Physica B 192, 55 (1993)

F.G. Birch. J. Geophys. Res. 91, 4949 (1986).

M. I. Darby, Tables of the Brillouin function and of the related function for the spontaneous magnetization. Brit. J. Appl. Phys., 1967, c.1415-1417.