Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 13
1.1. Наведенная магнитная анизотропия 13
1.1.1. Магнитная анизотропия, наведенная наклонным осаждением 14
1.1.2. Магнитная анизотропия, наведенная ступенями подложки 15
1.2. Явление электромиграции. Феномен самоорганизации атомных ступеней вицинальной поверхности 20
1.3. Магнитные нанопроволоки и нанополоски 23
1.4. Системы с конкурирующими магнитными анизотропиями 27
1.5. Массивы нанопроволок. Магнитостатическое взаимодействие 30
1.6. Выводы 35
Глава 2. Методика эксперимента 36
2.1. Управление морфологией вицинальной поверхности Si(111) 36
2.2. Сканирующая туннельная микроскопия 39
2.3. Дифракция быстрых электронов 40
2.4. Осаждение монокристаллических пленок в сверхвысоком вакууме 42
2.4.1. Формирование буферного слоя Cu 42
2.4.2. Осаждение монокристаллических пленок Co 43
2.5. Осаждение поликристаллических пленок 44
2.6. Электронно-лучевая литография 46
2.7. Сфокусированное ионное травление 49
2.8. Атомно- и магнитно-силовая микроскопия 51
2.9. Магнитометр на основе магнитооптического эффекта Керра 52
2.10. Керр-микроскопия 53
2.11. Индукционный метод исследования магнитных свойств 55
Глава 3. Структурные и магнитные свойства пленок Co, выращенных на подложках с различной морфологией поверхности 57
3.1. Формирование рельефа подложек для получения монокристаллических пленок 57
3.1.1. Модификация поверхности кремния высокотемпературным отжигом 57
3.1.2. Модификация поверхности высокотемпературным отжигом постоянным 64
3.2. Структура и ростовые процессы монокристаллических пленок Co, выращенных на поверхности кремния с эшелонами и макроэшелонами 66
3.3. Магнитные параметры и доменная структура монокристаллических пленок Co, выращенных на поверхности Si(1 11) с эшелонами и макроэшелонами 68
3.4. Магнитные свойства монокристаллических и поликристаллических пленок Co, выращенных на вицинальных подложках с поверхностной фазой Si(111)-5.555.55-Cu 79
3.5. Структура и магнитные свойства монокристаллических пленок Co выращенных на вицинальной поверхности кремния с равномерным распределением моноатомных ступеней 81
3.6. Магнитные свойства и магнитная структура наклонно осажденных поликристаллических пленок Co выращенных на оксиде кремния 83
3.7. Выводы 86
Глава 4. Магнитные параметры и доменная структура массивов поликристаллических и монокристаллических нанополосок Co 88
4.1. Влияние магнитного взаимодействия на магнитные параметры массивов нанополосок 89
4.2. Магнитные свойства и доменная структура поликристаллических наклонно осажденных нанополосок 98
4.2.1. Магнитные параметры массивов наклонно осажденных полосок. Угол падения молекулярного пучка Є = 70 98
4.2.2. Магнитные параметры массивов наклонно осажденных полосок. Угол падения молекулярного пучка Є = 60 101
4.2.3. Доменная структура наклонно осажденных массивов нанополосок 109
4.3. Магнитные параметры и доменная структура массивов монокристаллических нанополосок с поперечной анизотропией 120
4.4 Выводы 133
Заключение 134
Список литературы 138
- Магнитная анизотропия, наведенная ступенями подложки
- Модификация поверхности кремния высокотемпературным отжигом
- Влияние магнитного взаимодействия на магнитные параметры массивов нанополосок
- Магнитные параметры и доменная структура массивов монокристаллических нанополосок с поперечной анизотропией
Введение к работе
Актуальность исследования
Изучение доменной структуры и механизмов перемагничивания массивов
магнитных нанополосок представляет интерес в первую очередь с прикладной
точки зрения. В настоящее время на основе эффекта перемещения доменных
границ в нанополосках активно разрабатываются новые типы энергонезависимой
магнитной памяти и логических устройств [1, 2]. Кроме практического
применения наноструктур, также требуют особого внимания фундаментальные
исследования, позволяющие прийти к пониманию взаимосвязи между
параметрами наноразмерных систем и их функциональными свойствами. В
массивах близко расположенных магнитных нанополосок реализуется
магнитостатическая связь между полосками, которая играет важную роль в
процессах перемагничивания и существенно влияет на критические поля каждой
полоски, спиновую динамику и магнитотранспортные свойства [3-9].
Существование в системе магнитосвязанных нанополосок такого параметра, как
анизотропия формы приводит к замыканию магнитного потока на полюсах
соседних полосок. Если в такой системе индуцировать магнитную анизотропию,
направленную под углом к оси нанополосок, то это приведет к изменению
магнитной конфигурации каждой нанополоски в массиве, за счет появления
ламинарной доменной структуры, образованной доменами с антипараллельной
ориентацией намагниченности [10]. Кроме того, вследствие магнитного
взаимодействия, домены в ближайших нанополосках, будут выстраиваться таким
образом, чтобы намагниченность в них была сонаправлена. Варьируя шириной
нанополосок, можно контролировать соотношение энергий магнитных
анизотропий, а изменяя расстояние между нанополосками и их количество в
массивах - величину магнитостатической энергии. Это позволит управлять
процессами коллективного перемагничивания нанополосок. В настоящее время,
детально исследованы отдельные нанополоски с конкурирующими
анизотропиями. Однако системы, состоящие из конечного числа
взаимодействующих между собой нанополосок изучены недостаточно.
Цели и задачи
Целью работы является исследование магнитных свойств и доменной структуры массивов поликристаллических и монокристаллических магнитно-связанных нанополосок Co, в которых реализованы две наведенные магнитные анизотропии.
Для осуществления поставленной цели решены следующие задачи.
- Сформировать монокристаллические и поликристаллические пленки
кобальта с наведенной одноосной магнитной анизотропией на подложках Si(111)и
SiO2 с буферным слоем немагнитного металла. Исследовать влияние рельефа
подложки и ростовых процессов на анизотропные свойства полученных пленок.
- Из полученных поликристаллических и монокристаллических магнитных
пленок сформировать массивы нанополосок с различным числом элементов в
массиве и различными геометрическими размерами.
При помощи экспериментальных и аналитических методов исследования, получить данные о магнитных свойствах, доменной структуре и механизмах перемагничивания.
для детального анализа поведения векторов намагниченности в доменах и доменных границах, провести моделирование процессов перемагничивания.
Достоверность полученных научных результатов
Результаты, представленные в данной работе, получены на основе экспериментов проведенных на современном научном оборудовании, с использованием аналитических методов. Достоверность результатов также обеспечивалась набором взаимодополняющих методик, воспроизводимостью получаемых результатов. Полученные результаты опубликованы в научных изданиях, входящих в базы цитирования Scopus и Web of Science.
Положения, выносимые на защиту
-
Изменение локальной плотности ступеней вицинальной подложки, позволяет управлять энергией наведенной магнитной анизотропии, плотностью доменных границ и полями переключения в магнитных монокристаллических пленках.
-
Магнитостатическое взаимодействие между нанополосками в массивах, приводит к уменьшению энергии анизотропии массива. Поля взаимодействия между нанополосками в массивах можно определить посредством анализа полей анизотропии отдельной нанополоски и массива нанополосок.
-
В массивах поликристаллических нанополосок с конкурирующими анизотропиями, за счет магнитостатического взаимодействия изменяется соотношение между наведенными анизотропиями, что приводит к изменению ориентации ОЛН эффективной анизотропии. Взаимная ориентация наведенных анизотропий влияет на вид доменной структуры и процессы перемагничивания.
-
Перемагничивание массивов монокристаллических нанополосок с двумя взаимно перпендикулярными наведенными магнитными анизотропиями, осуществляется тремя механизмами в зависимости от ориентации и величины внешнего поля: смещение доменной границы, смещение вихрей в Неелевской доменной границе, когерентное вращение.
Научная новизна
-
Впервые экспериментально показана возможность контроля плотности Неелевских доменных границ, посредством модификации локальной плотности ступеней подложки, на примере структуры Cu/Co/Cu/Si(111).
-
Предложен метод определения полей взаимодействия между нанополосками в массивах, основанный на анализе полей анизотропии отдельной полоски и массива полосок.
-
Экспериментально показано влияние взаимодействия между нанополосками на ориентацию эффективной анизотропии в массиве нанополосок с двумя наведенными анизотропиями.
4. Экспериментально обнаружено и аналитическими расчетами
подтверждено, что в процессе перемагничивания массивов нанополосок с двумя анизотропиями задействованы три механизма: смещение вихрей вдоль доменной границы, вращение вектора намагниченности в доменах, а также поперечное смещением доменных границ.
Научно-практическая значимость
Полученные данные о доменной структуре, магнитных свойствах и
механизмах перемагничивания массивов нанополосок с двумя наведенными
магнитными анизотропиями, могут быть полезны в разработке и
совершенствовании устройств магнитной логики, записи и хранения информации основанных на динамике доменных границ в магнитных нанополосках.
Диссертационная работа подготовлена при поддержке государственных заданий и грантов: Государственное задание Минобрнауки РФ №559 «Разработка методов формирования и исследование структурных, магнитных и транспортных свойств наносистем» 2014-2016, РФФИ, 16-02-01015 А. «Исследование магнитных свойств и доменной структуры магнитостатически связанных наноразмерных систем с конкурирующими анизотропиями» 2016-2018.
Личный вклад автора заключается в постановке эксперимента, выполнении измерений, анализе и интерпретации полученных результатов. Автором, совместно с Колесниковым А.Г., Стеблий М.Е., Самардаком А.С. и Пустоваловым Е.В. получены образцы с использованием методов электроннолучевой литографии и сфокусированного ионного травления. Совместно с Самардаком А.Ю. проведены исследования методом FORC. Обсуждение результатов проводилось совместно с научным руководителем. Подготовка полученных результатов к публикации проводилась совместно с соавторами.
Апробация научных результатов
Материалы диссертационного исследования неоднократно были
представлены на международных школах и конференциях: Euro-Asian Symposium Trends in Magnetism EASTMAG-2013 (Владивосток, Россия, 2013), Moscow International Symposium on Magnetism MISM-2014 (Москва, Россия, 2014), Asia-Pacific Symposium on Solid Surface, APSSS-1 Young Scientists School (Владивосток Россия 2014), International Magnetic Conference INTERMAG-2015 (Пекин, Китай, 2015), Third Asian School-Conference on Physics and technology of Nanostructured Materials, ASCO-NANOMAT-2015 (Владивосток, Россия, 2015), Euro-Asian Symposium Trends in Magnetism EASTMAG-2016 (Красноярск, Россия, 2016), 61st Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials MMM-2016 (Новый Орлеан, США 2017), Moscow International Symposium on Magnetism MISM-2017 (Москва, Россия, 2017), 62nd Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials MMM-2017 (Питтсбург, США 2017).
Основные результаты диссертации представлены в 22 публикациях, из них 9 статей в рецензируемых зарубежных журналах, входящих в базы цитирования Web of Science и Scopus.
Магнитная анизотропия, наведенная ступенями подложки
В этом разделе кратко рассмотрена магнитная анизотропия являющаяся результатом влияния ступеней подложки. Очевидно, что на практике магнитные пленки никогда не являются идеально ровными и существуют некоторые флуктуации толщины слоя, как результат технологических особенностей осаждения пленки, а также топологических особенностей поверхности подложки, на которой формируется пленка. Атомы, локализованные на краях ступеней, находятся в различных условиях с теми, которые локализованы на плоских участках поверхности или в объеме пленки. Поэтому следует ожидать, что они будут вносить дополнительный вклад в магнитную анизотропию. Следовательно, количественное определение последнего требует контроля и правильной оценки количества атомных ступеней для исследуемой пленки. Одним из наиболее удобных способов манипуляции количеством атомных ступеней является полировка подложки под ненулевым углом, по отношению к какой-либо из кристаллографических плоскостей. В результате такой процедуры получается вицинальная поверхность, состоящая из террас, заданной ширины с известным количеством ступеней на единицу длины [11].
С использованием такой техники было проведено несколько экспериментов. Berger [30] изучал ультратонкие эпитаксиальные пленки ГЦК Со выращенные на вицинальной поверхности Cu(1 1 13) и атомарно гладкой поверхности Cu(001). В результате было показано наличие одноосной анизотропии с ОЛН направленной параллельно краям ступеней в пленках Co/Cu(1 1 13) толщиной 5 и 9 монослоев. Намагниченность в обоих случаях лежала в плоскости магнитной пленки, перпендикулярной составляющей анизотропии обнаружено не было. Было показано, что влияние анизотропии на доменную структуру в ультратонких пленках незначительно, что в свою очередь противоречит результатам экспериментов с толстыми пленками и объемными ферромагнетиками.
Также наличие одноосной магнитной анизотропии в плоскости пленки, с ОЛН параллельно краям ступеней было показано в работах [31, 32] на основе исследования системы Co/Cu(1 1 13). Результаты экспериментов, позволили количественно оценить вклад наведенной одноосной анизотропии. Однако оказалось невозможным четко разграничить вклад от объема и вклад от интерфейсов. Для пленок были получены количественные значения энергии анизотропии, причем авторы утверждают, что анизотропия может иметь магнитоупругое происхождение, которое в соответствии с расчетами действительно дает близкую по значению величину [32].
Исследование одноосной анизотропии ультратонких эпитаксиальных пленок Fe, выращенных на атомарно-гладких и вицинальных поверхностях W(001) [33] показало, что ступени на поверхности являются контролирующим фактором. Авторы обнаружили изотропное поведение магнитных свойств пленок осажденных на атомарно гладкие поверхности и анизотропное поведение пленок, осажденных на ступенчатых подложках. Однако ОЛН в плоскости пленки, как оказалось, направлена перпендикулярно ступеням. Это противоречит тому, что можно было бы ожидать от вклада анизотропии формы, которая была бы непосредственно связана с геометрией ступеней. Кроме того авторы показали отсутствие взаимодиффузии в системе Fe/W, что исключает факторы композиционных эффектов.
Толщинная зависимость энергии анизотропии магнитных пленок Fe/W(110) на ступенчатых и гладких поверхностях, изучалась в работе [34]. В результате были определены объемная и плоскостная компоненты анизотропии наведенные ступенями в плоскости и вне плоскости. Результаты, в которых учтена поправка на анизотропию формы, рассчитаны в приближении непрерывной среды и хорошо согласуются с моделью Нееля.
Интерпретация этой ступенчатой анизотропии в рамках модели Нееля дается в работе [35]. Предложенная модель достаточно корректно описывает наблюдаемую магнитную анизотропию. В работе авторы использовали Неелевскую модель, измененную с учетом влияния напряжений для расчета энергий поверхностной и объемной анизотропии для разных кристаллографических структур (ОЦК и ГЦК). Также учитывалась энергия на краях ступеней для ГЦК(001) и ОЦК(001) вицинальных поверхностей. Анализ вицинальных поверхностей объяснил наблюдаемую анизотропию на ступенчатых Co/Cu(1 1 13) пленках, с ОЛН, ориентированной параллельно ступеням и в Fe/W(0 1 14) пленках с ОЛН - перпендикулярно ступеням.
Результаты моделирования указывают на важные особенности поведения анизотропии ультратонких пленок. По мнению авторов работы [35], анизотропия, обусловленная напряжениями, имеет второстепенное значение относительно анизотропии из-за нарушенной симметрии подобно тому, как происходит это на ступенчатых поверхностях. При этом вклад объемных и поверхностных напряжений не обязательно должен совпадать. Кроме того, авторами было показано, что эффекты анизотропии из-за нарушенной симметрии поверхности или ступеней всегда намного сильнее, чем любая анизотропия из-за обычных напряжений за счет несоответствий.
Согласно работе [36], магнитная анизотропия с ОЛН направленной параллельно краю ступеней, в ультратонких пленках Fe выращенных на ступенчатой подложке Ag(001), создается за счет нарушения симметрии пленки атомными ступенями. Связь между наведенной анизотропией и плотностью ступеней пленок, выращенных на подложке с изменяющимся вицинальным углом от 0 до 100, систематически исследовалась in-situ методом поверхностного магнитооптического эффекта Керра. В результате было обнаружено, что одноосная анизотропия квадратично зависит от плотности ступеней. Этот результат объясняется Неелевской моделью. Перпендикулярная намагниченность в ступенчатых пленках более стабильна при больших толщинах и более высоких температурах, чем наблюдаемая в гладких пленках. Такое поведение, согласуется с наблюдаемой одноосной анизотропией в плоскости.
Авторы работы [37] также показали, что ступени наводят одноосную магнитную анизотропию, энергия которой, квадратично зависит от вицинального угла. Кроме того, была найдена слабая зависимость энергии анизотропии от толщины. Они предположили, что анизотропия может индуцироваться напряжениями на краях ступеней. В предложенной модели каждый из ближайших соседей связан между собой и способствует появлению анизотропии Kcos2, где К – константа анизотропии, - угол между спином и направлением связи. Для атомов на краях ступеней одноосная магнитная анизотропия может быть создана просто за счет сокращения расстояния до ближайших соседей, без необходимости изменения K. Это влияние нарушенной симметрии решетки. Если постоянные решеток пленки и подложки не соответствуют друг другу, тогда напряжения наведенные краями ступеней могут привести к анизотропии с различной величиной К для различно связанных ближайших соседей. Поэтому влияние напряжений на углах ступеней может внести в магнитную анизотропию дополнительное влияние от нарушенной симметрии решетки. Напряжения из-за несоответствия параметров решеток могут сохраняться до некоторой критической толщины ведущей к возникновению объемной анизотропии [38].
Особого внимания заслуживает магнитная анизотропия наведенная эшелонами атомных ступеней. В работе [39] авторы показывают, что анизотропные свойства, наблюдаемые в тонких пленках Co и NiFe осажденных на вицинальную подложку Si(111) с эшелонами ступеней имеют магнитостатическое происхождение, индуцированное за счет топологической модуляции поверхности. В образцах Co, уменьшение поля насыщения с увеличением толщины пленки происходит быстрее, чем в образцах NiFe, что предполагает различное происхождение наведенной магнитной анизотропии для обоих материалов.
В случае поликристаллических образцов NiFe магнитокристаллическим и магнитоупругим вкладами можно пренебречь, то есть в случае пермаллоя измеренная анизотропия имеет магнитостатическое происхождение.
Соответствующий размагничивающий фактор определялся на основе простой модели, основанной на плотности распределения поверхностных магнитных зарядов рис.1.1.
Модификация поверхности кремния высокотемпературным отжигом
Отжиг Si(111) постоянным током в условиях сверхвысокого вакуума, приводит к нестабильности атомных ступеней вицинальной поверхности, к процессу электромиграции. Нестабильность сопровождается изменением распределения моноатомных ступеней, причем распределение зависит от температуры, времени отжига и направления тока при отжиге. На данном этапе эксперимента, температура подложки при отжиге оставалась постоянной, равной 1230С.
Режимы отжига определялись направлением электрического тока относительно ориентации атомных ступеней, как «вверх по ступеням», когда ток был направлен в сторону верхних ступеней и «вниз по ступеням», когда ток направлен в сторону нижних ступеней, рис. 3.1.
В результате отжига постоянным током в течение четырех минут, в режиме «вверх по ступеням», моноатомные ступени на поверхности кремния перераспределяются, образуя небольшие эшелоны ступеней, разделенные террасами, шириной 40 нм. Средняя высота эшелонов ступеней составляет 1,6 нм, что соответствует высоте пяти атомных ступеней Si(111). Период такой структуры в направлении [11-2] составляет около 45±5 нм, рис.3.2(а-в).
Величина среднеквадратичной шероховатости Rms = 0,594 нм. Протяженность террас может достигать нескольких микрометров. Картины ДБЭ c чистой поверхности Si(111), снятые в направлениях 110 и 112 показывают четкие и яркие рефлексы на отражение, соответствующие поверхностной реконструкции Si(111)-7x7, рис. 3.2 (г, д). О поверхностной реконструкции Si(111)-7x7 также свидетельствует расположение междоузельных ямок, наблюдаемых на изображениях СТМ, рис. 3.2 (в). Увеличение продолжительности отжига в режиме «вверх по ступеням» до восьми минут, не привело к существенным изменениям морфологии поверхности.
Распределение атомных ступеней на поверхности кремния, модифицированной путем отжига постоянным током в течение четырех минут, в режиме «вниз по ступеням», является неоднородным. Поверхность представляет собой набор широких атомарно гладких (Rms=0,06 нм) террас, шириной около 1300 нм, разделенных областями, которые характеризуются повышенной плотностью ступеней. На рис.3.3(а) показано СТМ изображение участка поверхности, включающего три области с разной плотностью ступеней – две террасы (обозначены как I и III) и большой эшелон ступеней между ними (II). Суммарная высота атомных ступеней (здесь рассматривается расстояние между плоскостями «верхней» (I) и «нижней» (III) террас в направлении [111]) в области такого эшелона, согласно профилю приведенного СТМ изображения, составляет Іімакроступени 80 нм. Такая очередность широких террас и больших эшелонов задает макрорельеф поверхности. Исходя из вышесказанного, можно отметить, что перепад высоты между соседними террасами не является резким, то есть большой эшелон ступеней является растянутым в пространстве. Ширина большого эш елона (II) составляет ЛУмакроступени = 900 нм.
Большие эшелоны ступеней - далее «макроступени» [106] содержат малые скопления ступеней – малые эшелоны, рис. 3.3(б). Высота таких малых эшелонов, согласно профилю рельефа, составляет 8,2 и 3,8 нм, что соответствует высоте 26 и 12 атомных ступеней кремния, в плоскости (111). Это обстоятельство свидетельствует о том, что представленная «макроступень» не является фасеткой. Ступенька расщепляется на две ступени (рис 3.3(в)) с образованием террасы с поверхностной реконструкцией Si(111) 77. О поверхностной реконструкции кремния 77 также свидетельствуют картины дифракции, снятые при падении электронного пучка вдоль направлений 110 и 112 , рис.3.3 (г, д). На картинах ДБЭ, наряду с четкими, яркими точечными рефлексами на отражение в обоих кристаллографических направлениях, наблюдаются вытянутые рефлексы, рис 3.3(д). Дифракционная картина в данном случае, характеризует суперпозицию отражения от поверхности макротеррасы, с высокой длиной когерентности [107] и от шероховатости макроступени. Рассчитанная величина среднеквадратичной шероховатости, поверхности «макроступени» с площади 800800 нм2 составила Rms=1,205 нм.
Увеличение плотности ступеней, приводит к повышению локального угла разориентации между нормалью к поверхности «макроступени» и нормалью к плоскости (111), который можно рассчитать как у = arcsin(hмакроступени/ wмакроступени) =4,97.
Максимальная площадь рабочей области сканирующего туннельного микроскопа, позволяет исследовать не более двух-трех периодов макроструктуры. АСМ-сканирование поверхности дает возможность оценить распределение макроступеней с большей площади. На рис 3.4(а) приведено АСМ-изображение рельефа такой поверхности, согласно которому, террасы макроструктуры имеют протяженность в несколько десятков микрометров. Согласно профилю рельефа, в отдельных случаях макроступени могут достигать высоты около сотни нанометров. Изображение фазового контраста, рис.3.4(б), формировалось одновременно со сканированием рельефа. Изменение угла наклона кантилевера, в плоскости, нормальной к его оси, при появлении шероховатости дает картину фазового контраста. Таким образом, фазовый контраст, соответствующий изображению рельефа, не отражает перепад высоты структуры, однако является очень чувствительным к шероховатостям на поверхности и позволяет оценить их распределение.
На АСМ-изображении фазового контраста, рис.3.4(б), светлые области соответствуют террасам, а темные макроступеням. Анализ профиля фазового контраста позволил оценить среднюю ширину макроступеней и макротеррас. Схематическое изображение поверхности показано на рисунке 3.5.
Следует отметить, что процесс формирования поверхности с макрорельефом является обратимым. Иными словами при отжиге подложки с макрорельефом, в режиме «вверх по ступеням», макроступени на поверхности распадаются на малые эшелоны атомных ступеней, которые равномерно распределяются по поверхности, образуя структуру, представленную на рис.3.2.
Увеличение времени отжига в режиме «step-down» приводит к увеличению периода макроструктуры, (рис.3.7(а)) и изменению формы ступеней, от преимущественно вытянутой, или линейной (рис. 3.6 а) до синусоидальной [47] (рис. 3.6 г).
Увеличение времени модификации вицинальной подложки Si(111), путем отжига постоянным током, влияет на геометрические параметры ступенчатой структуры поверхности, следующим образом. При увеличении продолжительности отжига до 16 минут, возрастает период макроструктуры, а вместе с ним увеличивается средняя ширина террас. Однако при более длительном отжиге, увеличивается линейное натяжение ступеней, что приводит к нестабильности структуры, длина террас уменьшается за счет того, что форма ступеней переходит в синусоидальную. При этом период структуры, ширина террас также уменьшается, рис.3.7.
Возрастание среднего периода структуры сопровождается также увеличением средней высоты макроступеней, за счет того, что на один период структуры приходится большее число атомных ступеней Si(111).
Кроме того, меняется локальный угол разориентации у в области макроступени от 4,9 до 8,2, что свидетельствует о повышении плотности ступеней и соответственно об уменьшении доли макроступеней от общей площади поверхности, рис.3.7(б). Для дальнейших исследований использовались только структуры с линейной формой ступеней.
Влияние магнитного взаимодействия на магнитные параметры массивов нанополосок
В данном параграфе приведены экспериментальные результаты исследования магнитостатического взаимодействия в массивах поликристаллических нанополосок. В рамках исследования было сформировано две серии образцов с различными параметрами. Первая серия представляла собой набор из 16 массивов, содержащих по 20 нанополосок. Массивы отличались шириной нанополосок, а также расстоянием между нанополосками. Вторая серия представляла набор как отдельных нанополосок, так и массивов, содержащих от двух до четырех полосок, расположенных на различном расстоянии. Для получения более достоверной информации, каждый из массивов был неоднократно продублирован.
Методами магнетронного распыления в вакууме и электронно-лучевой литографии были получены образцы массивов поликристаллических нанополосок кобальта. В качестве подложки использовался оксидированный кремний. Чтобы исключить возможность химического взаимодействия магнитного материала с атомами кислорода, на подложке формировали буферный слой немагнитного металла Ta, толщиной 2 нм. Осаждение магнитного материала производилось под углом 15 к нормали поверхности. Во время осаждения, подложка вращалась вокруг нормали к поверхности, при помощи поворотного механизма, что исключило возможность индуцирования магнитной анизотропии в плоскости, за счет влияния ростовых процессов и, таким образом, обеспечивало изотропный рост пленки. В массивах магнитная анизотропия наводилась формой нанополосок и соответственно, ось легкого намагничивания была ориентирована вдоль длинной стороны.
Магнитометрические измерения проводились при помощи магнитооптического эффекта Керра. Диаметр лазерного пятна составляет около 15 мкм.
Массивы нанополосок имели следующие геометрические параметры: длина полосок l = 30 мкм, толщина магнитного слоя h = 15 нм, ширина полосок варьировалась в диапазоне w = 1500 –3000 нм. Расстояние между полосками d = 200 – 800 нм. Расстояние между соседними массивами составляло 50 мкм, что исключало взаимодействие между ними. В качестве примера, на рис.4.1 приведены СЭМ-изображения массива нанополосок, ширина которых 1500 нм, а расстояние между полосками в массиве -200 нм.
Магнитные параметры системы, зависят от энергии взаимодействия между ее элементами. В свою очередь энергия взаимодействия зависит от характеристик материала, а также от геометрических параметров системы
Соответственно, полная энергия диполь-дипольного взаимодействия является суммой всех парных взаимодействий между нанополосками в массиве. Это свидетельствует о том, что чем больше в массиве нанополосок, тем больше будет полная энергия взаимодействия, при прочих равных параметрах. Большое число нанополосок делает расчет энергии взаимодействия достаточно сложным. Оценить энергию взаимодействия можно экспериментально по изменению магнитных параметров.
График, приведенный на рис. 4.2 демонстрирует возрастание поля переключения с увеличением расстояния между полосками. Кроме того, массивам нанополосок меньшей ширины, соответствуют более высокие значения полей переключения. Увеличение ширины полосок приводит к уменьшению поля переключения [118]. Это связано с двумя факторами. Во-первых, при увеличении ширины, и соответственно, эффективного объема нанополосок, понижается вклад от поверхностной шероховатости. Во-вторых, в системе взаимодействующих частиц, увеличение объема проволок приводит к увеличению магнитного момента, что сказывается на энергии взаимодействия, которая в свою очередь, понижает величину полей переключения. Иными словами, повышение магнитного момента, при постоянном значении расстояния между элементами, также будет приводить к возрастанию магнитостатического взаимодействия. Таким образом, минимальное значение поля переключения будет соответствовать массиву с минимальным расстоянием между полосками и максимальной шириной полосок, а максимальное поле переключения, будет характеризовать массивы с максимальным расстоянием d и минимальной шириной w.
Создание массивов с конечным числом нанополосок позволяет исследовать более тонкие процессы, происходящие в системах взаимодействующих элементов. Оценка энергии анизотропии формы производилась путем исследования поля анизотропии отдельной нанополоски, а влияние магнитостатического взаимодействия на магнитные параметры исследовалось на примере массивов содержащих от двух до четырех нанополосок. Массивы формировались методом электронно-лучевой литографии и магнетронного распыления. На рис.4.3 приведен график зависимости поля анизотропии (Ha) массивов из n = 2, 3, 4 полосок шириной w=1500 нм, при изменении расстояния между полосками от 85 до 330 нм. В таких массивах присутствует только анизотропия формы, поэтому можно сказать что Ha - есть поле анизотропии формы.
График построен на основании петель гистерезиса, снятых в магнитном поле, приложенном в направлении короткой оси полосок, рис.4.3(б, в). Также на графике обозначены экспериментальные точки для d = 0, которые соответствуют наноструктурам прямоугольной формы, с шириной, равной суммарной ширине массива нанополосок. Черным пунктиром показано значение поля анизотропии отдельной нанополоски.
При исследовании массивов полосок, следует учитывать, что петли гистерезиса, детектируемые магнитометром, отражают суммарный сигнал, который включает в себя как анизотропию формы, так и компоненту взаимодействия между элементами. Разницу полей анизотропии отдельной полоски и массива полосок можно трактовать как поле, связанное с взаимодействием между элементам массива, далее по тексту обозначено как поле взаимодействия Нвзаим. Таким образом, разность полей анизотропии формы каждой отдельно взятой полоски и полей взаимодействия даст эффективное поле анизотропии формы, соответствующей массиву
Увеличение числа элементов в массиве сопровождается изменением полной энергии системы, за счет появления магнитостатического взаимодействия между полосками. При увеличении расстояния между полосками уменьшается поле взаимодействия, что приводит к возрастанию эффективного поля Нмассива которое стремится к На при достаточно больших d.
На рис.4.3 (а) стрелкой показано Нвзаим соответствующее массиву из четырех полосок, с расстоянием между полосками 200 нм. Из графика видно, что с увеличением числа полосок в массиве при фиксированном значении d, поле Нмассива уменьшается за счет возрастания поля магнитостатического взаимодействия между полосками.
Оценить величину поля взаимодействия между нанополосками в массиве можно также на основании FORC-диаграмм. Метод FORC (First Order Reversed Curves) реализуется на анализе большого количества минорных петель гистерезиса, детектируемых при помощи индукционного вибромагнетометра. Поскольку вибромагнетометр снимает магнитный сигнал со всего образца, то на подложке не должно находиться массивов с разными качественными и количественными параметрами. Кроме того исследуемый образец должен обладать достаточным магнитным моментом. Для проведения измерений, на подложке методом электронно-лучевой литографии была создана матрица размером 2,52 мм2, содержащая 104 одинаковых массивов, каждый из которых состоял из четырех нанополосок, как показано на схеме (рис.4.5).
Нанополоски в массивах имели такие же геометрические размеры как и на предыдущем этапе исследования ( l = 30 мкм, w = 1500 нм,h = 15 нм,d = 200нм). Расстояние между соседними массивами в 10 мкм исключало возможность магнитного взаимодействия между массивами в матрице.
FORC-диаграмма построенная на основании петель гистерезиса снятых с матрицы массивов (рис.4.6) отражает плотность состояний процессов перемагничивания, в зависимости от величины внешнего магнитного поля. Hc образца определяется по наибольшему значению , так как коэрцитивная сила это наибольшее значение энергии, требуемой для перемагничивания образца из одного состояния в другое. Максимум на кривой распределения по коэрцитивным силам, приходится на 147 Э. В этом поле перемагничивается наибольшее число элементов. Непрерывное распределение свидетельствует о некотором разбросе значений коэрцитивной силы, который может быть связан с дефектами.
Магнитные параметры и доменная структура массивов монокристаллических нанополосок с поперечной анизотропией
В настоящем параграфе описаны результаты исследования магнитных свойств и процессов перемагничивания массивов монокристаллических нанополосок Со с двумя взаимно перпендикулярными, наведенными магнитными анизотропиями: анизотропия формы Kформы и анизотропия индуцированная атомными ступенями подложки Kступеней (см. п. 3.6). Изучены зависимости полей переключения от ширины и числа нанополосок в массивах и механизмы процессов перемагничивания в полях ориентированных вдоль и поперек оси нанополосок.
Нанополоски формировались методом травления сфокусированным пучком ионов Ga+, из кристаллических структур Si(111)/Cu(2нм)/Co(15нм)/Cu(3нм) с плоскостной одноосной магнитной анизотропией, наведенной ступенями вицинальной подложки. Поскольку нанополоски получали из монокристаллических пленок Со(111), то следует учесть существование кристаллографической анизотропии. ОЛН кристаллографической анизотропии ГЦК Со ориентирована вдоль [111], однако пленка Co выращивалась в плоскости (111) в которой нет направления [111]. В плоскости (111) существует три средних оси, ориентированных вдоль 110 , которые повторяются через каждые 60. Поэтому кристаллографическую анизотропию в дальнейшем можно не учитывать. Атомные ступени подложки ориентированы вдоль Si [110] Co [11-2] (см 3 гл.). Массивы располагались таким образом, чтобы длинная ось нанополосок была ориентирована строго перпендикулярно направлению ступеней подложки, то есть ОЛНKформы Co[110]. Анизотропия наведенная ступенями ОЛНKступеней Co[11-2] в массивах составляла Kступеней = 4,5 105 Эргсм-3. Можно считать, что эта величина не зависит от геометрических параметров объекта и остается постоянной на всей площади рабочей области образца.
Рассчитанные значения энергий магнитных анизотропий Кступетй и Кформы нанополосок различной ширины, приведены на рис. 4.26. Пунктирными линиями указан диапазон ширины нанополосок, использованных в работе. Видно, что для указанных значений ширины нанополосок анизотропия, наведенная ступенями больше анизотропии, наведенной формой полосок. Поскольку в образце присутствуют две взаимно перпендикулярные наведенные анизотропии, то результирующая эффективная анизотропия будет определяться их разностью.
Длина полосок в массивах составляла 30 мкм, толщина равна толщине пленки (магнитный слой 15 нм) глубина травления была больше суммарной толщины магнитного, буферного и покрывающего слоев. Поскольку длина и толщина полосок в массивах оставались постоянными для всех образцов, то, соответственно, анизотропия формы определялась шириной нанополосок, значения которой были равны 800, 1000, 1500 и 2000 нм. Увеличение ширины нанополосок приводит к понижению энергии анизотропии формы, рис. 4.26. Для полосок, ширина которых находится в диапазоне 800 2000 нм, Кформы = 1,8 -4105 Эргсм-3. Поскольку Кформы Кступеней, а следовательно и Кмассива Кступеней то ОЛН эффективной анизотропии будет направлена вдоль короткой стороны полосок.
Из приведенных графиков видно, что во всех исследуемых массивах ось легкого намагничивания направлена вдоль короткой стороны полосок, т.е. вдоль ступенек. С увеличением числа нанополосок в массиве, возрастает отношение My/Ms, когда внешнее поле Н параллельно ступеням. Когда внешнее магнитное поле ориентировано вдоль оси нанополосок наблюдается обратная зависимость, с увеличением числа полосок МУМ3 уменьшается. Зависимости имеют линейный характер. Особенно это хорошо видно на рис.4.27(б). Экстраполяция экспериментальных кривых МУМ3 = f(n) до пересечения с осью абсцисс показывает, что при п =6, M/Ms l для Н ОЛН (вдоль ступеней) и M/Ms 0 для полосок в поле направленном вдоль оси нанополосок.
Значения полей переключения Нsw, определенные из петель магнитного гистерезиса, для массивов с разным числом п и шириной w приведены на рис.4.28. Когда внешнее поле Н оси полосок величина полей переключения Нsw массивов понижается с увеличением числа и ширины полосок, рис.4.28 (а). Такое поведение Нsw объясняется наличием поля взаимодействием между полосками [122].
Когда внешнее поле ориентировано параллельно ступеням, зависимость поля переключения от ширины и числа полосок проявляется слабо, рис.4.28 (б). Это обусловлено тем, что в случае Н ОЛН значения полей переключения (коэрцитивной силы) на порядок выше поля взаимодействия.
На рис.4.29 приведены петли магнитного гистерезиса массива монокристаллических Со нанополосок, полученные в поле Н ОЛН (рис.4.29 (а)) и в Н ОТН (рис.4.29(б)). Согласно теории [123] коэрцитивная сила в нанополосках обусловлена двумя компонентами - неоднородностями локальной анизотропии и неоднородностями поверхности. В нашем случае первая компонента отсутствует, так как нанополоски монокристаллические и в них не наблюдается дисперсии кристаллографической анизотропии. Можно считать, что коэрцитивная сила Нс, в монокристаллических нанополосках, обусловлена шероховатостями граней полосок, возникающими в процессе формирования массивов.
Объем дефекта аппроксимировали формой купола и рассчитывали как Vd = тг(//2)2/7/2. В результате расчета значения коэрцитивной силы, которые приведены в таблице 2. Оцененные значения коэрцитивной силы находятся в хорошем согласии с экспериментально измеренными значениями. Коэрцитивное поле в направлении Н \ ОЛН на порядок выше поля взаимодействия нанополосок, поэтому явной зависимости Нс =f(n,w) не наблюдается. Следует также иметь ввиду, что дефекты на нанополосках распределяются неравномерно. К примеру в центре нанополоски амплитуда шероховатости не превышает 2 нм, а на краях может быть больше 5 нм (рис.4.30). Именно дефекты на краях структур вносят наибольший вклад в увеличение коэрцитивной силы, что также связано с перемешиванием материала при ионном травлении.
На рис.4.31 приведен процесс перемагничивания массива двух взаимодействующих нанополосок, находящихся на расстоянии 80 нм друг от друга. После принудительного размагничивания в переменном магнитном поле с убывающей амплитудой, магнитная конфигурация приобретает конфигурацию ламинарной доменной структуры рис.4.31 (б) с узкими замыкающими доменами на внешних краях нанополосок. В поле Hx = 300 Э наноструктура находится в состоянии насыщения. При выключении внешнего поля, рис.4.31 (г) образуются 180 градусные доменные границы, разделяющие домены, в которых намагниченность ориентирована вдоль направления ступеней.
При увеличении внешнего поля в обратном направлении намагниченность в доменах начинает разворачиваться в направлении внешнего поля, и доменные границы постепенно размываются, после чего массив перемагничивается вдоль направления внешнего поля. Следует отметить, что в массиве обе нанополоски перемагничиваются синхронно, причем доменные границы распространяются на обе нанополоски, как бы продолжая друг друга.
Изображения МСМ доменной структуры и моделирование процесса намагничивания массива из четырех полосок Со приведены на рис. 4.32. На изображении МСМ доменной структуры хорошо видно, что доменная граница проходит через четыре полоски и на крайних полосках образуются замыкающие домены. При микромагнитном моделировании моделировании использовались следующие параметры: A = 310-6 Эргсм-1, Ms = 1400 Гс для монокристаллического кобальта, размер ячейки - 555 нм3. Константа одноосной анизотропии соответствовала экспериментальной Kступеней.
Намагниченность в основных доменах ориентирована вдоль короткой оси полосок. Образование замыкающих доменов с ориентацией вектора намагничивания вдоль анизотропии формы обусловлено стремлением системы понизить магнитостатическую энергию. Обращает на себя внимание тот факт, что Неелевские доменные границы проходят через все полоски и в каждой полоске изменяют свою полярность, образуя вихрь