Магнитные свойства гольмий-иттриевых и диспрозий-иттриевых сверхструктур Тарнавич Владислав Валерьевич

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Сверхструктуры и спиновая киральность 10

1.1 Магнитные сверхструктуры. Эффект гигантского магнитосопротивления 10

1.2 Магнитные свойства гольмия и диспрозия 12

1.3 Сверхструктуры на основе редкоземельных металлов 15

1.4 Нарушение киральной симметрии в неколлинеарных спиновых структурах 19

Глава 2. Объекты исследования и исследовательские методики 28

2.1 Синтез образцов 28

2.2 Аттестация образцов

2.2.1 Рентгеноструктурный анализ 29

2.2.2 Магнитометрические исследования

2.3 Рассеяние поляризованных нейтронов 35

2.4 Эксперементальные установки 37

Глава 3. Киральная спиновая симметрия Ho/Y сверхструктуры 43

3.1 Но/Y сверхструктура во внешнем магнитном поле 43

3.2 Нарушение киральной спиновой симметрии в Ho/Y сверхструктуре под действием внешнего магнитного поля 45

3.3 Температурная и полевая зависимости параметра Малеева 48

3.4 Ориентационная зависимость параметра Малеева 51

3.5 Влияние поля на размеры спиральных доменов 52

3.6 Модель конкурентной игры Зеемановского взаимодействия, РККИ взаимодействия и взаимодействия Дзялошинского – Мориа 57

3.7 Гипотеза нарушения киральной спиновой симметрии за счёт одноосной анизотропии 61 CLASS Глава 4. Dy/Y сверхструктура во внешнем магнитном поле 67 CLASS

4.1 Нарушение киральной спиновой симметрии в Dy/Y сверхструктуре под действием внешнего магнитного поля. Сравнение с Ho/Y сверхструктурами. 67

4.2 Результаты экспериментов по нейтронной рефлектометрии на Dy/Y сверхструктуре 70

4.3 Типы магнитных взаимодействий в Dy/Y сверхструктуре 75

Основные результаты и выводы 78

Благодарности 79

Список литературы

• Сверхструктуры на основе редкоземельных металлов
• Рентгеноструктурный анализ
• Нарушение киральной спиновой симметрии в Ho/Y сверхструктуре под действием внешнего магнитного поля
• Результаты экспериментов по нейтронной рефлектометрии на Dy/Y сверхструктуре

Введение к работе

Актуальность темы. Магнитные системы на основе многослойных металлических структур интересны как с точки зрения фундаментальной науки, так и в плане их практического применения. Исследования подобных систем служат базой для объяснения и промышленного использования наноразмерных эффектов в искусственно модулированных структурах, применительно к которым используется термин «сверхструктура». Особый интерес представляет изучение магнитных явлений в соединениях с редкоземельными металлами (РЗМ). Последние являются основой для синтеза соединений с высоким значением намагниченности насыщения, коэрцитивной силы и магнитострикции. Более того, РЗМ обладают сложной магнитной структурой (спиновая спираль, спиновый «веер» и т. д.) и непростыми фазовыми диаграммами (магнитное поле - температура).

Создание эпитаксиальных пленок и многослойных структур на основе РЗМ (RE) открыло новую область магнитных явлений наноразмерных систем, где эффекты близости приводят к появлению новых свойств материалов по сравнению с их массивными аналогами. Так, например, в некоторых многослойных структурах RE/Y [1- 4] методами нейтронной дифракции обнаружена когерентная модуляция магнитных свойств всей многослойной системы.

Спиновая спираль, возникающая внутри РЗМ-слоя из-за взаимодействия Рудермана - Киттеля - Касуя - Иосиды (РККИ) между локализованными 4f-спинами и электронами проводимости, проникает через иттриевый слой за счет электронов проводимости [1]. Спираль обусловлена двумя взаимодействиями: внутрислойным РККИ и межслоевым обменным взаимодействием, имеющим также природу РККИ. Межслоевое взаимодействие обеспечивает когерентность спиновой спирали при прохождении ее через множество слоев. Приложение внешнего магнитного поля приводит к перестройке спиновой структуры. Причиной этого является взаимодействие нескомпенсированных магнитных моментов слоя с полем (зеемановское взаимодействие), которое конкурирует с межслоевым РККИ-взаимодействием. Именно конкуренцией этих взаимодействий определяются эффекты гигантского магнитосопротивления (ГМС) в многослойных структурах с ферромагнитными слоями, разделенными немагнитными металлическими прослойками. Намагниченности в соседних слоях антиферромаг-нитно упорядочены в нулевом магнитном поле и сонаправлены по приложении достаточно большого магнитного поля. Вопрос о существовании дополнительного биквадратичного обмена, приводящего к появлению 90-градусного распо-

ложения векторов намагниченности соседних ферромагнитных слоев, в настоящее время остается открытым [5, 6].

Дополнительным импульсом к исследованию многослойных магнитных систем послужило открытие влияния границ раздела (интерфейсов) на магнитную структуру. Так в пленках Fe/Ni/Cu был обнаружен новый тип доменных стенок с нарушенной киральной симметрией [7]. Существование киральных доменных стенок объясняется появлением антисимметричного обменного взаимодействия Дзялошинского - Мория (ДМ), связанного с нарушением инверсионной симметрии на границе раздела Fe/Ni. Экспериментальное доказательство существования такого типа взаимодействия на поверхности было представлено в работе [8]. В моноатомном слое марганца, осажденном на монокристалл вольфрама, было обнаружено наличие спиральной спиновой структуры вместо характерного для марганца антиферромагнитного упорядочения. Такая перестройка спиновой структуры объяснялась отсутствием центра инверсии для слоя Мп. Несколько лет назад в работе [9] было продемонстрировано снятие вырождения киральной симметрии в многослойной структуре Dy/Y за счет приложения внешнего магнитного поля. Установлено, что при охлаждении образца ниже Т^ в магнитном поле, приложенном в его плоскости, меняется соотношение между левыми и правыми спиновыми спиралями. Было высказано предположение о наличии взаимодействия ДМ на границе раздела слоев, которое может объяснить неравновесную заселенность спиральных доменов. Вместе с тем вопрос о механизме влияния внешнего магнитного поля на нарушение заселенности доменов оставался открытым.

Целью настоящей работы является исследование механизмов влияния внешнего магнитного поля на магнитное упорядочение в многослойных структурах на основе РЗМ, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии.

Объектами исследования были выбраны Dy/Y и Ho/Y - многослойные структуры с последовательностью слоев: [Dy₃₀A/Y₃₀A] ^х 150, [H045A/Y30A] ^х 20, [Ho₂₅a/Y₂₀a] х 20, [Ho₂₀a/Y₃₀a] х 30, [Ho₆oa/Y₃₀a] x 30 и [Ho₃₀a/Y₃₀a] ^х 20, где 150, 30 и 20 означают количество повторяющихся бислоев, а нижний индекс -толщину каждого слоя.

В соответствии с целью исследования были поставлены следующие основные задачи.

1. Изучить магнитную структуру сверхрешеток Dy/Y и Ho/Y во внешнем магнитном поле и в широком диапазоне температур.

2. Установить возможность и характерные особенности нарушения киральной спиновой симметрии многослойной структуры Ho/Y с приложением внешнего магнитного поля.

Научная новизна. Основные результаты экспериментального исследования магнитных сверхструктур Ho/Y и Dy/Y получены впервые и заключаются в следующем.

3. Использована оригинальная методика по рассеянию поляризованных нейтронов для обнаружения неравновесной заселенности киральных спиновых доменов.

4. Впервые установлен факт нарушения киральной спиновой симметрии в многослойной структуре Ho/Y после охлаждения образца ниже точки Нееля 7n в магнитном поле с последующим его отключением.

5. Впервые методом нейтронного рассеяния показано наличие биквадра-тичного обмена в магнитной структуре сверхрешетки Dy/Y.

Научная и практическая ценность. Установлено нарушение киральной спиновой симметрии многослойной структуры Ho/Y. Полученные результаты являются продолжением работ по изучению данного эффекта в многослойных структурах Dy/Y и свидетельствуют о его общей природе для сверхструктур на основе РЗМ.

Установлено появление дополнительных соразмерных фаз в спиновой структуре сверхрешетки Dy/Y после приложения внешнего магнитного поля. Формирование соразмерных фаз обусловлено механизмом, ответственным за эффект гигантского магнитосопротивления, что говорит о возможном практическом применении исследуемой структуры в спиновых клапанах и других приложениях в спинтронике.

Основные положения, выносимые на защиту.

6. Установлено нарушение киральной спиновой симметрии в многослойной структуре Ho/Y при охлаждении образцов ниже точки Нееля во внешнем магнитном поле. Параметр, характеризующий нарушение киральной симметрии (параметр Малеева у), скачкообразно растет при охлаждении образца ниже точки Нееля до величины у = 0,10 ± 0,01. Это означает, что нарушение киральной симметрии происходит непосредственно в момент фазового перехода из парамагнитной в геликоидальную фазу.

7. Параметр у плавно растет с увеличением внешнего магнитного поля от 0 до 5 кЭ, приложенного в процессе охлаждения образца, и выходит на насыщение на уровне у = 0,10 ± 0,01.

8. Параметр у демонстрирует знакопеременную синусоидальную (с периодом 174 ± 4) зависимость от ориентации образца в магнитном поле, приложенном в его плоскости.

9. Нарушение киральной симметрии происходит на линейном участке полевой зависимости кривой намагниченности, характеризующей слабую дефор-

Апробация работы. Результаты исследований, изложенные в диссертационной работе, представлены на следующих семинарах и конференциях: Международном совещании по нейтронной рефлектометрии в исследованиях наноструктур Nanostractures and Neutron Renectometry (Берлин, Германия, 2012 г.); Международном совещании по рассеянию поляризованных нейтронов в конденсированных веществах PNCMI-2012 (Париж, Франция, 2012 г.); XXII Совещании по использованию рассеяния нейтронов в исследованиях конденсированного состояния РНИКС-2012 (Санкт-Петербург, 2012 г.); II Международном совещании «Взаимодействие Дзялошинского - Мория и экзотические спиновые структуры»

DMI-2013 (Великий Новгород, 2013 г.); I и III Совещаниях по малоугловому рассеянию нейтронов «МУРомец» (Гатчина, 2013 и 2015 гг.); 13-й Международной конференции по рассеянию рентгеновского и нейтронного излучения на поверхности SXNS-13 (Гамбург, Германия, 2014 г.); Совещании по использованию рассеяния нейтронов и синхротронного излучения в конденсированных средах РНСИ-КС-2014 (Санкт-Петербург, 2014 г.); III Международном совещании «Взаимодействие Дзялошинского - Мория и экзотические спиновые структуры»

DMI-2015 (Псков, 2015 г.).

Сверхструктуры на основе редкоземельных металлов

Интерес к редкоземельным металлам усилился благодаря возможности создания на их основе эпитаксиальных сверхструктур. Известно, что создание искусственной периодичности в монокристалле, представляющем собой повторяющиеся бислои двух различных полупроводниковых материалов, приводит к заметному изменению их электронных свойств [25]. Предполагалось, что РККИ взаимодействие между двумя слоями РЗМ, разделёнными немагнитным металлическим слоем толщиной в несколько атомных плоскостей, может привести к изменению магнитных свойств массивного металла. Это привело к исследованию серии многослойных Re/Y РЗМ структур [1 – 4]. Иттрий (ГПУ структура) рассматривается как аналог тяжелых редкоземельных металлов, имеющий схожую внешнюю электронную конфигурацию 4d15s2. Параметры кристаллической решётки незначительно отличаются от параметров тяжёлых РЗМ (менее 2%). На примере рассмотрения редкоземельных сплавов с иттрием [27] показано, что хотя Y и является паулевским парамагнетиком и не обладает парамагнитным моментом, его обобщённая восприимчивость (q) в максимуме составляет значение, в два раза большее, чем в Dy. Это подтверждает справедливость предположения, что спиральная фаза в сплаве является ещё более стабильной, нежели в массивном Dy, что, очевидно, наблюдается и в многослойных структурах. Таким образом, когда моменты 4f – электронов в Dy упорядочены, формируется волна спиновой плотности электронов проводимости в слое Y, за счёт чего осуществляется связь между двумя соседними слоями и формируется спиновая спираль, когерентная длина которой много больше толщины бислоя Dy/Y (т. н. сверхспираль). Методами нейтронной дифракции была обнаружена длиннопериодическая модуляция магнитной структуры в Dy/Y, Ho/Y и Er/Y сверхструктурах, модулированных вдоль оси с ГПУ. Спиновая спираль, возникающая за счет обмена РККИ между локализованными 4f – спинами и электронами проводимости, проникает через парамагнитный Y за счет электронов проводимости иттриевого слоя. Данная модель была предложена при исследовании Dy/Y сверхструктуры [26].

Схематичное представление упорядочения спиновой спирали в Dy/Y сверхструктуре. Количество атомарных слоёв обозначено условно. Было установлено, что переход из геликоидальной фазы в ферромагнитную в Dy/Y структуре подавлен [26]. Такой же эффект наблюдался и в Ho/Y структуре [1]. Температура перехода TN снижалась по сравнению с температурой массивных кристаллов Ho и Dy. Изменение температуры TN и подавление перехода в ферромагнитную фазу и фазу ферромагнитного конуса объясняется дополнительными напряжениями, возникающими за счёт того, что диспрозиевый слой зажат между иттриевыми слоями. В работе [28] были представлены результаты по исследованию Gd/Y сверхструктуры. Установлено, что в данной системе гадолиний в пределах одного слоя (так же как и в массивном материале) упорядочивается ферромагнитно, при этом соседние слои Gd упорядочены ферромагнитно или антиферромагнитно, в зависимости от толщины Y-го слоя, что также объясняется осциллирующим характером РККИ взаимодействия.

Приложение внешнего магнитного поля как к массивным РЗМ, так и к их сверхструктурам приводит к появлению новых магнитных фаз. Так, в массивном гольмии [29], диспрозии [30], Ho/Y [2] и Dy/Y [31] сверхструктурах, помимо структуры спиновой спирали и ферромагнитного упорядочения, были обнаружены дополнительные магнитные фазы типа спиновый веер и спиновый веер со структурой спирали. На Рис. 1.3 показаны проекции магнитных моментов на примере модельного образца с геликоидальным магнитным упорядочением. Магнитное поле приложено в плоскости, перпендикулярной направлению вращения спирали (плоскости на рисунке обозначены цифрами от 1 до 16). Представлена проекция магнитных моментов на направление приложенного поля (а) и расположение магнитных моментов спинового упорядочения, (b) для структур типа ферромагнетик (ferromagnet), веер (fan), веер со структурой спирали (helifan) и простая спиновая спираль (helix) [2].

Похожие результаты получены для Dy/Y сверхструктуры [Dy26±1/Y14±1]50 (26 и 14 – количество атомарных слоёв Dy и Y соответственно, а 50 – число бислоёв). Магнитные фазы, возникающие в Dy/Y структуре с приложением внешнего магнитного поля, представлены на кривой зависимости M(H) (Рис. 1.4) [31]. В представленной работе структура типа веер со структурой спирали называется антиферромагнитным веером (H-AFM). Внешнее магнитное поле направлено в плоскости образца вдоль кристаллографической оси b. С увеличением поля от 0 до 4 Тл происходит трансформация магнитной структуры. В поле до 0.5 Тл она представлена простой спиновой спиралью (1), при увеличении поля выше 0.5 Тл спираль искажается (2) и по достижении H 1.3 Тл переходит в фазу спинового веера. С дальнейшим ростом магнитного поля кривая намагниченности выходит в насыщение, и магнитная структура представляет собой ферромагнитно упорядоченные моменты (выше 3 Тл). По достижении величины 4 Тл магнитное поле начинает уменьшаться. Магнитная структура, в начале переходит в спиновый веер (5), а затем в искаженную спираль (6). HC1 = 0.97 Тл и HC2 = 1.85 Тл обозначают критические поля для магнитных переходов первого и второго рода, соответственно.

Появление таких фаз рассмотрено на примере периодической структуры [Ho41/Y16]50 (где 41 и 16 – количество атомарных слоёв, соответственно, Ho и Y, а 50 – число бислоёв) [2]. При Т = 30 К в поле 10 кЭ, приложенном в плоскости образца, магнитная структура имеет геликоидальное упорядочение. С дальнейшим увеличением поля до 20 кЭ при Т = 50 К появляется спиновый веер со структурой спирали. С увеличением поля до 30 кЭ структура переходит в спиновый веер, дальнейший же рост поля ведёт к ферромагнитному упорядочению спинов вдоль направления магнитного поля. В слабых магнитных полях когерентная длина спиновой спирали составляет более чем 10 бислоёв. С увеличением поля спираль искажается, особенно при низких температурах. Когерентная длина, при этом, уменьшается до 8 бислоёв при значении поля в 10 кЭ и составляет ещё меньшее значение при 20 кЭ. Это происходит за счёт рассеяния волны спиновой плотности электронов проводимости на ферромагнитно упорядоченных спинах [2], тем самым ослабевает когерентность геликоидальной структуры. При ещё больших полях появляется веерообразная спираль типа 3/2, длина модуляции которой немногим больше толщины одного слоя Ho. С дальнейшим увеличением поля возникает структура типа веер, при этом ферромагнитные компоненты спинового веера ориентированы вдоль поля, а когерентная длина самой модулированной структуры составляет порядка 4-х бислоёв. В максимальных полях спиновая структура упорядочена ферромагнитно в направлении поля.

Рентгеноструктурный анализ

Согласно нейтронографическим данным, представленным в работе [2], магнитная структура в такой системе переходит из геликоидального упорядочения в ферромагнитное через магнитную структуру типа спиновый веер (близкой к ферромагнитной, но с небольшими отклонениями магнитных моментов относительно направления поля) и спинового веера со структурой спирали. Вблизи Hcr наблюдается гистерезис намагниченности. Появляется остаточная намагниченность Mr, что видно на вставке на Рис. 2.2. С увеличением температуры особенность, связанная с переходом из геликоидальной фазы в ферромагнетную, сохраняется. При этом «ступенька» становится более размытой по полю, а значение критического поля увеличивается. Максимальное критическое поле перехода в ферромагнитное состояние, наблюдаемое при Т = 90 К (Рис. 2.3), составляет порядка 30 кЭ. Значение относительной магнитной восприимчивости и величина гистерезиса в области Hcr уменьшаются с ростом температуры. При температуре 105 К гистерезис намагниченности пропадает, однако особенность - относительно резкое увеличение M - ещё сохраняется. Аномалия перехода в намагниченности, соответствующая Т = 115 К, слабо различима и может быть обнаружена лишь по изменению кривой наклона M(H).

Температурная зависимость намагниченности образца при разных значениях магнитного поля представлена на Рис. 2.4. Образец охлаждался в нулевом поле (ZFC) до Т = 10 К. Затем проводились измерения при нагреве в поле (FW) и охлаждении образца в том же поле (FC). Значения поля, при которых проводились измерения, обозначены на Рис. 2.4.

На температурных зависимостях намагниченности в поле 50 Э наблюдается излом на кривой нагрева образца (Т = 125 К), который связан с переходом магнитной структуры гольмия из геликоидальной фазы в парамагнитную (что на 8 К ниже, чем в массивном материале). В магнитном поле 70 кЭ, превышающем максимальное критическое поле, зависимость M(T) имеет сильно “размытый” перегиб. Излом в полях H Hcr в окрестности температуры 125 К характерен для точки Нееля. Об этом свидетельствует тот факт, что максимум намагниченности смещается в область более низких температур. Это является характерным для точки перехода парамагнетик – геликоидальная фаза [45] и связано со стремлением поля разрушить геликоидальное упорядочение. Магнитное поле меньше Hcr, очевидно, приводит лишь к деформации геликоидальной спиновой структуры, поэтому с его понижением намагниченность также уменьшается. При охлаждении образца в магнитном поле H Hcr ниже температуры 20 К намагниченность монотонно возрастает, но аномалии в форме острого пика, характерной для массивного гольмия при 20 К и связанной с переходом первого рода в ферромагнитную фазу [24, 45], не наблюдаются. Подавление ферромагнитной фазы может быть обусловлено наличием эпитаксиальных напряжений в выращенной многослойной структуре.

К сожалению, измерить намагниченность Dy/Y образца не представлялось возможным, поскольку размер единственного исследуемого образца 2020 мм превышал размер камеры магнетометра MPMS-XL7 99 мм. Разрушение монокристаллической многослойной структуры ограничивает последующие её исследования методами нейтронного рассеяния.

Дифракция нейтронов на геликоидальных спиновых структурах наблюдается при значениях переданных импульсов Q = k. Магнитные спирали приводят к упругому киральному рассеянию, при этом направление вращения спирали является аксиальным вектором, определяющим спиновую киральность [21]. Киральное рассеяние приводит к зависимости сечения рассеяния от начальной поляризации P0 и к возникновению поляризации при рассеянии. Оба эффекта определяются одной векторной величиной. Так сечение упругого рассеяния нейтронов на магнитной спирали ниже точки Нееля можно представить в следующем виде [40]:

Заметим, что в поляризационно-зависимую часть рассеяния входит две компоненты: киральная и ядерно-магнитная интерференция. Однако, они легко разделимы, поскольку векторы, определяющее киральное интерференционное рассеяние, взаимно перпендикулярны. Если P0QH, ядерно-магнитной интерференции на карте рассеяния не наблюдается.

В качестве экспериментальной методики исследования магнитных свойств многослойных Ho/Y и Dy/Y структур, и, в частности, возможности выделения кирального вклада при рассеянии от геликоидальной Ho/Y структуры использовалась рефлектометрия поляризованных нейтронов. К методике нейтронной рефлектометрии относится совокупность методов исследования плоских границ раздела путём анализа зеркально отражённых пучков низкоэнергетических (холодных) нейтронов (КГ1 эВ) от изучаемой границы. Методика рефлектометрии поляризованных нейтронов применяется для определения магнито-ядерного профиля слоистой структуры как в глубине её слоёв, так и в приповерхностной области.

Эксперименты по рассеянию поляризованных нейтронов на Ho/Y образцах проводились на двух рефлектометрах поляризованных нейтронов (РПН): MARIA (реактора FRM-2, JCNS, Гархинг, Германия) и SuperADAM (ILL, Гренобль, Франция). Исследования Dy/Y образца были проведены на РПН NERO (HZG, Геестхахт, Германия). Исследования проводились в широком диапазоне переданных импульсов (до 0.4 -1), поэтому к методу можно применить термин «малоугловая дифракция». Принципиальная схема установок представлена на Рис. 2.5. Такие характеристики установок, как поляризация нейтронного пучка, длина волны нейтронов и разрешение установки / представлены в Таблице 3.

Данные установки работают в горизонтальной плоскости рассеяния на холодных ( 5 ) нейтронах. Принципиальная схема рефлектометра поляризованных нейтронов представлена на Рис. 2.5. Длина волны задаётся монохроматором (2) из пиролитического графита или селектором скоростей (как в случае с рефлектометром MARIA, при этом пучок проходит по прямой траектории через селектор). В качестве поляризатора (3) используются намагниченные супезеркала, у которых амплитуды ядерного и магнитного рассеяния приблизительно равны. Система суперзеркал поляризатора, находящихся во внешнем магнитном поле, отражает только те нейтроны, спин которых направлен по полю. Нейтроны с противоположным направлением поляризации спина проходят через зеркало и поглощаются в защите монохроматора. Флиппер (4), расположенный после поляризатора, способен менять поляризацию пучка на противоположное значение. Два флиппера (до и после образца) необходимы для полного анализа поляризации. Это либо адиабатические радиочастотные флипперы (SuperADAM и MARIA), либо флипперы Мезея (NERO). Система коллимационных диафрагм (5) используется для минимизации расходимости пучка. Далее нейтронный пучок, имеющий минимальную расходимость и заданное направление поляризации, рассеивается на образце (6). Образец находится в криорефрижераторе между полюсами магнита (7), создающего вертикально направленное поле. Так, применительно к исследуемым системам, мы можем прикладывать поле в плоскости образца, при этом P0 k . За образцом располагается второй флиппер. Далее пучок проходит через анализатор (8) работающий по тому же принципу, что и поляризатор и пропускающий нейтроны только с заданным направлением спинов. На установке NERO анализатор был представлен в виде системы намагниченных суперзеркал. На установке MARIA используется He3 анализатор (9) (сечение тепловых нейтронов He3 является спин-зависимым так, что пропускаются только нейтроны, поляризованные вдоль направления поляризации ядра). Регистрация интенсивности отражённого нейтронного пучка осуществляется двухкоординатным позиционно-чувствительным детектором (ПЧД), позволяющим регистрировать как зеркально отражённый пучок, так и диффузный фон.

Нарушение киральной спиновой симметрии в Ho/Y сверхструктуре под действием внешнего магнитного поля

Для случая, изображённого на Рис. 3.12 реализуется вариант (3.3), когда т = 1 и 2 Ф 3. Магнитный слой разбит «поворотными точками» на области с чередующимися направлениями вращения спинов. Поскольку (Ф ), две граничные области доминируют. При этом в целом по объёму количество областей с левыми и правыми винтами равно и параметр Малеева у равен нулю.

Существование ДМ взаимодействия на границе раздела приводит к ситуации, когда одно из возможных направлений вращения спинов становится энергетически более выгодным, чем другое. В случае гладкого, идеального интерфейса в ГПУ структуре вектор ДМ направлен в плоскости ab, однако наличие граничных дефектов может привести к появлению компоненты ДМ вектора, ориентированной вдоль с направления (раздел 1.4). Возникает ненулевое значение энергии ДМ взаимодействия, которое может быть записано следующим образом [46]: ( 0) = 4sin( ( 0)- ( 0) + sin( ( 0)- 0( 0))], (3.5) где 9і((ро) - углы между спинами на границах слоя и D - постоянная ДМ взаимодействия в единицах энергии. Расчёты, выполненные в работе [46] показывают, что при значениях р0 + (Nq/2) = k Зеемановская энергия Ez, достигает минимума и оказывается ниже ом. Это означает, что энергии ДМ взаимодействия достаточна, что бы у границы сформировались области с определённым направлением вращения спинов (Рис. 3.12 (в)). После выключения магнитного поля, веерообразная структура разрушается, однако «включающееся» сильное РККИ взаимодействие (превышающее EDM в 10 раз [42]) формирует спиновую спираль с выделенным направлением (Рис. 3.12 (г)). В нашем случае приложение магнитного поля к уже «замороженной» Ho/Y структуре не приводило к нарушению киральной симметрии. Отметим, что для Dy/Y образцов это не так. Приложения магнитного поля в плоскости Dy/Y образцов, охлажденных в ZFC режиме, приводило к появлению параметра 0. Для данной сверхструктуры изменения происходят при охлаждении образца в магнитном поле ниже точки Нееля, что наглядно показано на результатах эксперимента из Рис. 3.4. Очевидно, что в момент перехода ниже критической точки Нееля и формирования геликоидальной спиновой структуры магнитная система является более подвижной и в конкурентной игре трёх взаимодействий энергия взаимодействия Дзялошинского-Мориа ощутима для системы и достаточна для формирования выделенного кирального направления. Отметим, что модель рассматривается как предельная, не учитывающая наличия магнитной анизотропии и анизотропии формы пленки.

Изложенную теорию сложнее использовать для описания знакопеременного поведения параметра Малеева в зависимости от направления магнитного поля. На Рис. 3.13 представлено сопоставление круговой диаграммы параметра с направлениями кристаллографических осей слоёв Al2O3, Nb и Ho/Y в образце Ho45Y30. Показаны кристаллографические направления Ho/Y, а также Nb. Такая кристаллографическая упаковка характерна для всех структур подобного рода [49]. Существуют направления, где кристаллографические оси Ho/Y и Nb совпадают, однако прямой их корреляции с минимумами и максимумами параметра мы не наблюдаем. Рис. 3.13. Направления кристаллографических осей слоёв А1203, Nb и Ho/Y в образце Ho45Y30, сопоставленные с круговой диаграммой кирального параметра Малеева у.

Для объяснения знакопеременного характера у мы будем использовать гипотезу, основанную на предположении существования в образце одноосной анизотропии [54]. Геликоид, сформированный сильным обменом, не деформируется в поле. В вырожденной системе энергия правого геликоида будет равна энергии левого геликоида и с приложением внешнего магнитного поля появление каждого геликоида равновероятно. Но, предположим, что на одном из внешних интерфейсов сверхструктуры (вблизи поверхности либо, вблизи подложки) есть некое выделенное направление легкой намагниченности - легкая ось (ось анизотропии), направленная под некоторым углом относительно магнитного поля (Рис. 3.14). Если на другом внешнем интерфейсе нет выделенного направления, а намагниченности вблизи интерфейсов неколлинеарны, то минимум энергии будет определяться поворотом геликоида вокруг оси с в положение не симметричное, относительно поля: с таким положением, при котором угол между нижним М\ и верхним MN моментами по модулю оставался бы таким же, как и без поля, угол между легкой осью и М\ был бы минимальным, а компонента намагниченности вдоль поля максимальной. Сумма энергии Зеемана и энергии одноосной анизотропии вблизи подложки будет равна: где H - поле, Mo - намагниченность, 0 - угол между моментом в центре геликоида и полем, у/ - угол между направлением поля и осью легкого намагничивания (в плоскости пленки), d - толщина слоя, А О - константа одноосной анизотропии, — А - константа, показывающая локализацию анизотропии в слое. Направление вектора к и определяет киральность. Далее вводятся безразмерные константы: z = dx и кd = К. Суммарная энергия W интегрируется, при этом независящая от угла константа опускается, т. е., заменяется:

Результаты экспериментов по нейтронной рефлектометрии на Dy/Y сверхструктуре

Первые два слагаемые (отвечающие энергии Зеемана и симметричной части энергии анизотропии) не дают вклада в киральность. При этом третье слагаемое содержит K в первой степени, а значит, зависит от знака геликоидального вектора к. Согласно выражению (3.10), киральность вырождена, если ось легкого намагничивания параллельна либо перпендикулярна направлению внешнего поля. Иными словами, ось анизотропии играет роль потенциального барьера. Если поле приложено вдоль оси анизотропии в плоскости аЪ или перпендикулярно ему, также в плоскости ab, то появление правой или левой сверхспирали равновероятно, и снятие вырождения киральной симметрии не наблюдается (Рис. 3.14). Если поле приложено в плоскости ab между этими направлениями, существует большая вероятность формирования одного из типа спиралей. Как видно из Рис. 3.14, такие условия однозначно определяют направление закручивания сверхспирали т.е. киральность сверхструктуры.

Одним из вариантов, ведущим к появлению одноосной анизотропии, является наличие т. н. R - срезов на поверхности корундовой подложки (используемой при синтезе образцов), представляющих из себя атомарные дорожки, идущие друг параллельно другу на расстоянии примерно 0,5 мкм. Такие срезы появляются в результате полировки при подготовке подложек. На Рис. 3.15 представлен снимок таких дорожек (направлении 1120 перпендикулярно плоскости рисунка), выполненный на сканирующем атомно-силовом микроскопе в Институте физики и астрономии университета города Уппсала (Швеция).

Снимок корундовой подложки, выполненный на атомно-силовом микроскопе. При выращивании гетероэпитоксиальных пленок существует проблема сопряжения кристаллических решеток выращиваемой пленки и подложки на границе раздела, который определяется степенью соответствия периодов решеток плоских сеток, по которым происходит сращивание. Решетки сопрягающихся плоскостей упруго деформируются таким образом, чтобы частично или полностью ликвидировать геометрическое различие между ними на определенных участках поверхности, а оставшаяся доля несоответствия, выходящая за пределы упругой деформации, компенсируется возникновением дислокаций несоответствия. В данном случае такой дислокацией несоответствия могут являться границы атомарных дорожек на поверхности подложки, причём ориентированных в одном направлении. Поэтому мы и можем говорить о наличии одноосной анизотропии. При росте гетероэпитоксиальной плёнки плотность таких дислокаций резко уменьшается с толщиной пленки - пленка становится всё более и более совершенной с увеличением толщины.

Основные результаты, изложенные в данной главе, опубликованы в работе [50, 51]. Глава 4. Dy/Y сверхструктура во внешнем магнитном поле

Нарушение киральной спиновой симметрии в многослойной Dy/Y структуре было представлено в работах [16, 40, 43]. Исследовались три Dy/Y сверхструктуры с различной толщиной Dy-го и Y-го слоёв: [Dy30/Y15]150, обозначенная как Dy30Y15, [Dy30/Y30]150, обозначенная как Dy30Y30 и [Dy42/Y30]350, обозначенная как Dy42Y30. Значения 150- и 350- обозначают количество повторяющихся бислоёв Dy/Y структуры, нижние индексы в Dy и Y указывают на толщину каждого слоя. Исследования показали яркую зависимость параметра от магнитного поля и от температуры.

Согласно работам [43] (см. раздел 1.4) и [46] (см. раздел 3.6), изменение знака параметра у в Dy/Y структуре связано с тем, что энергия взаимодействия магнитного поля и некомпенсированных магнитных моментов зависит от периода спиновой спирали в слое Dy. Период спирали меняется с изменением температуры так, что энергия взаимодействия минимизируется по двум различным механизмам, определяющим знак параметра у. В Ho/Y структуре период спиновой спирали меняется слабо с изменением температуры, на один -два атомарных слоя, и энергия взаимодействия минимизируется по одному механизму без изменения знака параметра у.

Рассмотрим полевую зависимость параметра у для структуры Dy30Y30, полученную в режиме FC. При температуре Т = 150 К параметр у растёт в диапазоне 0 Ж 4 кЭ, достигая максимального значения у = 0.22. С дальнейшим увеличением поля, в диапазоне 4.2 Ж 9 кЭ значение параметра у уменьшается и при значении поля Я = 9 кЭ у 0. При Г= 130 К иГ= 110 К зависимость параметра у принимает отрицательные значения. Для обеих температур зависимости у{Н) схожи друг с другом. С увеличением магнитного поля, абсолютное значение параметра у увеличивается и при Н 4 кЭ выходит в некоторое насыщение при у = - 0.22.

Столь нетривиальное поведение зависимости у{Н) для структуры Dy30Y30 делает целесообразным дальнейшее подробное изучение воздействия магнитного поля на поведение магнитной системы Dy30Y30 сверхструктуры. 4.2 Результаты экспериментов по нейтронной рефлектометрии на Dy/Y сверхструктуре

Методом нейтронного рассеяния в широком интервале температур был исследовано влияние магнитного поля на спиновую структуру в многослойной структуре Dy30Y30. Как было показано в [26], в такой структуре геликоидальная фаза существует во всем диапазоне от температур ниже TN и спиновая спираль когерентно проникает через несколько пар бислоев. За счет кристаллической анизотропии направление вектора магнитной спирали k жестко зафиксировано вдоль направления с. Критическая температура TN для данного образца равна 160 ± 1 К, что на 18 К ниже, чем для “объемного” диспрозия. Это, по-видимому, связано с наличием эпитаксиальных напряжений [1, 26]. Эксперименты по рассеянию нейтронов были проведены на рефлектометре NeRo.

Зависимость интенсивности рассеяния от переданного импульса была измерена при температурах Т = 130 и 155 К в диапазоне магнитных полей от 0 до 0.9 Тл. На Рис. 4.3 представлена полевая эволюция зависимости интенсивности рассеяния нейтронов от переданного импульса, полученная при Т = 130 К. Наиболее интенсивный пик, обозначенный как SL (QSL = 0.105 –1), является отражением от ядерной + магнитной периодической структуры (его положение не зависит ни от температуры образца, ни от величины внешнего магнитного поля), однако интенсивность зависит от величины магнитного поля. Рис. 4.3. Зависимость интенсивности рассеяния нейтронов от переданного импульса для структуры Dy30Y30 при Т = 130 К во внешнем магнитном поле Н: 4.5 кЭ (а); 5.7 кЭ (б); 6.9 кЭ (в); 8.1 кЭ (г); 8.7 кЭ (е). Рисунок разделен на две части с разным масштабом по интенсивности: слева представлено отражение от ядерной + магнитной сверхструктуры, справа – от магнитной структуры.

Пик, обозначенный как М (QM = 1.68qSL), появляется при температуре ниже TN = 160 К. Следовательно, пик является результатом отражения от несоразмерной структуры спиновой спирали. В отсутствие внешнего магнитного поля и при малых полях H 4.5 кЭ на картине рассеяния присутствуют лишь отражения от сверхструктурной решетки и несоразмерной геликоидальной структуры (Рис. 4.3 (а)). Когерентная длина спиновой спирали оценивается по уширению магнитного рефлекса. Значение l составляет порядка 700 , что в несколько раз превышает толщину бислоя Dy/Y и говорит о проникновении спиновой спирали через несколько бислоев. С ростом внешнего магнитного поля интенсивность сверхструктурного рефлекса ISL возрастает, в то время как интенсивность отражения от несоразмерной магнитной спирали IМ уменьшается. Этот эффект связан с появлением и ростом ферромагнитной компоненты намагниченности в слое диспрозия (рассеяние на которой добавляется к вкладу от ядерного рефлекса). Это также приводит к уменьшению когерентности спиновой спирали. В интервале полей 0.7 – 0.9 Тл появляется пик М15 с QM15 = 1.5qSL. С увеличением магнитного поля пик M15 не изменяет своего положения. В то же время пик спирали М смещается от qM = 1.6qSL (при H = 4.5 кЭ) к qM = 1.65qSL (при H = 9 кЭ), что говорит об уменьшении периода спирали на 3%.

При температуре T = 155 K (Рис. 4.4), близкой к температуре Нееля TN = 160 ± 1 K, картина эволюции магнитной структуры с полем меняется. Как и на Рис. 4.3, пики SL и М обозначают отражения от ядерной периодической структуры и несоразмерного ей геликоида. При Т = 155 К когерентная длина геликоида по-прежнему превышает толщину бислоя в несколько раз и составляет значение порядка 600 . Вплоть до значения поля 1.5 кЭ на картине рассеяния наблюдаются три пика: SL с QSL = 0.105 -1, M с QM = 1.72QSL и М2 с QM2 = 2QSL. Рост интенсивности отражения SL и появление M2 с увеличением поля объясняется появлением ферромагнитной компоненты в спиновой структуре внутри диспрозиевого слоя, добавляющейся к вкладу от ядерного рефлекса. В поле H = 2.3 кЭ интенсивность рефлекса IМ заметно уменьшается, и появляются два дополнительных пика М125 qM125 = 1.25qSL и М175 qM175 = 1.75qSL (М175 практически сливается на координатной шкале с пиком М, поэтому в рефлексе, обозначенном как M175, также присутствует вклад от несоразмерной спиновой спирали). Величина обоих пиков (M125 и M175) достигает максимального значения при H = 6 кЭ. При H = 7.5 кЭ они практически исчезают, в то время как появляется новый пик M15 при QM15 = 1.5qSL, который растет вплоть до верхнего предела измерительного диапазона поля H = 9 кЭ.