Index of /rozprawy2/10130

Pełen tekst

(1)Akademia Górniczo – Hutnicza im. Stanisława Staszica w Krakowie WYDZIAŁ FIZYKI I INFORMATYKI STOSOWANEJ. PRACA DOKTORSKA mgr inż. Michał Ślęzak. Wpływ morfologii podłoża na magnetyzm epitaksjalnych nanostruktur metali 3d. Promotor: Prof. dr hab. Józef Korecki Kraków 2009.

(2) Podziękowania. Serdecznie dziękuję mojemu Promotorowi prof. dr. hab. Józefowi Koreckiemu za wszystko, czego mnie nauczył i co dla mnie zrobił.. Dr Nice Spiridis, mgr inż. Kindze Freindl oraz dr Dorocie Wilgockiej-Ślęzak z PAN dziękuję za wykonanie i opracowanie pomiarów STM.. Dziękuję wszystkim współpracownikom z KFCS a w szczególności dr. Tomaszowi Ślęzakowi, dr. inż. Marcinowi Zającowi, mgr. inż. Krzysztofowi Matlakowi oraz mgr Annie Kozioł za pomoc i wspaniałą atmosferę w czasie pracy.. Dziękuję prof. Andrzejowi Maziewskiemu i dr. Andrzejowi Stupakiewiczowi z Zakładu Fizyki Magnetyków Instytutu Fizyki Doświadczalnej Uniwersytetu w Białymstoku za owocną współpracę w ramach sieci naukowej ARTMAG.. Praca była częściowo finansowana z grantu promotorskiego KBN Nr N N202 205334. 2.

(3) Spis treści 1.Wstęp. 4. 2. Wpływ morfologii i struktury krystalicznej na magnetyzm. 6. 2.1. Wprowadzenie. Wpływ struktury krystalicznej na magnetyzm. 6. 2.2. Wpływ obniżonej koordynacji atomowej na właściwości magnetyczne układu. 7. 2.2.1 Modyfikacja momentu magnetycznego i parametrów oddziaływań nadsubtelnych. 9. 2.2.2 Modyfikacja anizotropii magnetycznej. 15. 3. Fe/W(110) – przegląd literatury. 25. 4. Metodyka badań. 42. 4.1 Standardowe metody preparatyki i powierzchniowej charakteryzacji. 42. 4.2 NRS. 44. 5. Aparatura badawcza. 52. 6. Podłoża stosowane w pracy. 57. 7. Wpływ stopni atomowych na magnetyzm ultra cienkich warstw Fe/W(110/540). 61. 7.1 Struktura i wzrost ultra cienkich warstw Fe/W(110/540). 61. 7.2 Struktura magnetyczna w ultra cienkich warstwach Fe/W(110/540). 64. 8. Wpływ stopni atomowych na anizotropię magnetyczną w układzie Ag/Fe/W. 78. 8.1 Optymalizacja preparatyki układu Fe/W(110/540). 79. 8.2 Wyniki i dyskusja pomiarów magnetooptycznych MOKE ex-situ. 82. 8.3 Oszacowanie anizotropii magnetycznej pochodzącej od stopni atomowych. 93. 9. Wpływ stopni atomowych na właściwości magnetyczne układu Au/Co/Au/W. 96. 10. Podsumowanie. 104. Bibliografia. 105. Lista publikacji autora pracy. 112. 3.

(4) 1.Wstęp. Magnetyczne układy niskowymiarowe stały się w ostatnim okresie niezwykle ważne z punktu widzenia ich potencjalnych zastosowań w technice magnetycznego zapisu informacji. O dużym zainteresowaniu tymi układami decydują takie zjawiska jak gigantyczny i tunelowy magnetoopór (GMR i TMR), prostopadła anizotropia magnetyczna, czy pośrednie sprzężenie międzywarstwowe, połączone z możliwością wytwarzania nowych, nie występujących w formie litej, materiałów magnetycznych. Współczesne techniki preparatyki, oparte na wyrafinowanych metodach epitaksji z wiązek molekularnych, dają możliwości wytwarzania struktur cienko- i wielowarstwowych z precyzją ułamka warstwy atomowej. Kontrola stanu powierzchni nabrała nowego wymiaru w związku z możliwością jej obrazowania w skali atomowej przy użyciu skaningowej mikroskopii tunelowej i metod jej pokrewnych. Dzięki temu postępowi możliwe staje się podejmowanie zadań badawczych dotyczących coraz bardziej skomplikowanych układów wykazujących nowe, ciekawe właściwości fizyczne. Jednym z takich przykładów są układy cienkowarstwowe zawierające dużą koncentrację stopni atomowych na powierzchniach i międzypowierzchniach, które mogą stanowić obiekty modelowe służące do badań wpływu struktury, morfologii i defektów na właściwości fizyczne układu, w szczególności na jego właściwości magnetyczne. Istnieją liczne dowody na to, że morfologia użytego podłoża może w znaczny sposób modyfikować właściwości magnetyczne układu [Gamb02]. Jednym ze sposobów wytworzenia układu o dużej i dobrze określonej gęstości oraz periodycznej strukturze stopni atomowych jest zastosowanie podłoży o tzw. powierzchniach wicynalnych. Podłoża takie wykorzystywane są często do produkcji i badania samoorganizujących się magnetycznych nanostruktur, takich jak nanodruty czy ultracienkie paski [Piet00], jak również do swego rodzaju inżynierii anizotropii magnetycznej, jako, że wpływ stopni atomowych na oddziaływanie spin-orbita może być porównywalny z tym, jaki indukowany jest przez obecność atomowo gładkiej powierzchni [Iuni07]. W związku z ich obniżoną koordynacją, atomy wchodzące w skład stopni, zarówno tych o dobrze określonej, zaprojektowanej gęstości i strukturze jak i tych związanych z zawsze obecną w rzeczywistych układach fizycznych szorstkością powierzchni, wpływają też wyraźnie na takie wielkości fizyczne jak moment magnetyczny czy parametry oddziaływań nadsubtelnych. Badania dotyczące wpływu stopni atomowych na właściwości magnetyczne układów fizycznych są niezwykle istotne nie tylko z punktu widzenia znaczącej roli zagadnienia w zastosowaniach. 4.

(5) we współczesnej elektronice (np. spintronice) i przemyśle technicznym, ale również stanowią cenny wkład do dziedziny tzw. badań podstawowych. Obszerny opis wpływu obniżonej wymiarowości, struktury i morfologii na właściwości magnetyczne układów fizycznych został, na podstawie dostępnych danych literaturowych, przedstawiony w rozdziale drugim niniejszej pracy. Ponieważ znaczna część wyników uzyskanych w ramach realizacji tej pracy doktorskiej dotyczy układu Fe/W(110), to rozdział trzeci stanowi przegląd bardzo obszernej literatury naukowej na ten temat. W rozdziałach czwartym i piątym opisane zostały metody strukturalnej, morfologicznej i magnetycznej charakteryzacji badanych układów oraz laboratoria, w których miała ona miejsce.. Kolejny. rozdział. to. krótki. opis. stosowanych. przez. autora. podłoży. monokrystalicznych wolframu, zarówno tych o nominalnie atomowo gładkiej, jak i wicynalnej powierzchni, sposobów ich czyszczenia i udokumentowanie ich dobrze określonej struktury. Ostatnie trzy rozdziały zawierają wyniki badań wpływu obecności gęsto upakowanych stopni atomowych na magnetyzm konkretnych układów fizycznych. W rozdziałach 7 i 8 dokonano analizy porównawczej właściwości magnetycznych epitaksjalnych warstw żelaza w układach: bez stopni - Fe/W(110) i zawierającym stopnie atomowe - Fe/W(540), na podstawie których wyciągnięto wnioski odnośnie sposobu w jaki stopnie atomowe modyfikują magnetyzm układu Fe/W. Rozdział 7 poświęcony jest bardzo niewielkiemu zakresowi grubości warstw Fe, bo jedynie ~(1 - 5) warstw atomowych, natomiast badania przedstawione w rozdziale 8 dotyczą reorientacji spinowej obserwowanej w układzie Fe/W(110) dla warstw o grubości sięgającej kilkudziesięciu warstw atomowych. Analogiczna analiza, oparta na porównaniu właściwości magnetycznych układów pokrewnych o gładkich i wicynalnych powierzchniach i międzypowierzchniach, została opisana w rozdziale 9 dla warstw Au/Co/Au/W. Ostatni rozdział stanowi zebranie i podsumowanie wyciągniętych we wcześniejszych rozdziałach wniosków częściowych.. 5.

(6) 2. Wpływ morfologii i struktury krystalicznej na magnetyzm. 2.1 Wprowadzenie. Wpływ struktury krystalicznej na magnetyzm. Zrozumienie korelacji pomiędzy właściwościami magnetycznymi a strukturą i morfologią układów fizycznych jest celem badań naukowców już od bardzo dawna. Już we wczesnych latach trzydziestych dwudziestego wieku Bethe i Slater odkryli na drodze fenomenologicznej zależność bezpośredniego oddziaływania wymiennego od odległości międzyatomowych w ciele stałym [Beth33, Slat30]. W latach 80-tych tegoż wieku, na podstawie obliczeń teoretycznych, przewidziana została zależność magnetyzmu metali 3d od objętości atomowej (molowej) [Moru88, Moru89]. Metale przejściowe wykazujące właściwości magnetyczne w normalnych warunkach powinny je tracić pod wpływem zmniejszenia. objętości. atomowej. i. odwrotnie. -. metale. przejściowe. normalnie. niemagnetyczne wskutek wzrostu objętości mogą przejść w stan ferromagnetyczny. Zależność momentu magnetycznego od stałej sieci Fe była liczona przez wiele grup (np. [Moru89]). W przypadku żelaza bcc obliczenia przewidują ferromagnetyczny stan podstawowy z momentem magnetycznym atomu równym 2.2 magnetonu Bohra i stałą sieci 2.8Å, pozostając tym samym w dobrej zgodności z wynikami doświadczalnymi (odpowiednio 2.22μB oraz 2.86Å). Sytuacja staje się dużo bardziej skomplikowana dla żelaza fcc, gdzie spodziewane jest pojawienie się 3 różnych stanów: niemagnetycznego (NM – ang. nonmagnetic), ferromagnetycznego (FM – ang. ferromagnetic) lub antyferromagnetycznego (AF – ang. antiferromagnetic). Dla stałej sieci mniejszej niż 3.44Å najbardziej stabilny jest stan NM. Wraz ze wzrostem stałej sieci Fe stan AF staje się bardziej korzystny energetycznie. W okolicach 3.5Å rozwiązania AF i NM są prawie zdegenerowane i nie jest w pełni jasne czy żelazo fcc o takiej stałej sieci jest niemagnetyczne czy też wykazuje właściwości antyferromagnetyczne. Eksperymentalnie zaobserwowano anomalię w postaci nieciągłych zmian momentu magnetycznego w funkcji odległości międzyatomowych w γ-Fe [Wutt04]. Panuje przekonanie, że tego typu efekty są kluczem do pełnego zrozumienia stopów Invara, które wykazują liczne anomalie w zależnościach temperaturowych rozszerzalności cieplnej, stałych sieci, sprężystości czy podatności magnetycznej. Już sam przykład żelaza fcc pokazuje, że konieczne są eksperymenty zmierzające do weryfikacji przewidywań teoretycznych dotyczących wpływu struktury na magnetyzm metali 3d. We wspominanym powyżej przypadku zależności momentu magnetycznego (i ogólniej właściwości magnetycznych) od stałej sieci Fe (ogólniej od struktury krystalicznej 6.

(7) dowolnego metalu przejściowego) oczywistą trudnością w doświadczalnej weryfikacji obliczeń jest kontrolowanie zmiany stałej sieci, umożliwiające jednoznaczne określenie jej wpływu na magnetyzm układu. Z pomocą przychodzi tu olbrzymi postęp w dziedzinie otrzymywania i charakteryzacji warstw epitaksjalnych. W układach heteroepitaksjalnych charakteryzujących się niewielkim niedopasowaniem sieciowym możliwe jest wytworzenie naprężonej warstwy adsorbatu przejmującej stałą sieci podłoża w warstwie granicznej. Trzymając się przykładu żelaza fcc, odpowiednim podłożem do jego stabilizacji. jest. powierzchnia miedzi, której stała sieci w temperaturze 300K wynosi 3.61Å, będąc nieznacznie większą niż ekstrapolowana wartość stałej sieci dla żelaza fcc w tej temperaturze. Bardzo małe niedopasowanie sieciowe (-0.7%) w układzie Fe/Cu powoduje, że możliwe jest uzyskanie warstwy Fe pozbawionej dyslokacji mogących powstawać, gdy stałe sieci adsorbatu i podłoża różnią się znacznie. Co ważniejsze, stała sieci Cu znajduje się w przedziale wartości, w którym obliczone energie stanów NM, AF i FM są do siebie bardzo zbliżone, co pozwala przypuszczać, że wpływ wzrostu i struktury na magnetyzm układu będzie tu wyjątkowo wyraźnie widoczny. W rzeczy samej, udowodniono istnienie 3 różnych przedziałów grubości w epitaksjalnym układzie Fe/Cu(001) [Wutt04], z których najciekawszym jest zakres grubości Fe obejmujący od 5 do 11ML (ML - ang. Monolayer, monowarstwa). W przedziale tym tylko powierzchniowa warstwa atomowa (lub najwyżej 2 warstwy) wykazuje właściwości ferromagnetyczne, podczas gdy pozostała (bliższa podłoża Cu) część Fe nie stanowi źródła sygnału magnetycznego, co można interpretować albo jako stan antyferromagnetyczny z temperaturą Néela poniżej temperatury 110K, albo jako paramagnetyzm tych warstw żelaza. Badania strukturalne pokazują z kolei, że pierwsza (licząc od powierzchni) odległość międzywarstwowa Fe jest powiększona o ok. 0.1Å, natomiast warstwy głębsze są od siebie odległe o 1.77Å, zgodnie z przewidywaniami dla epitaksjalnie naprężonego żelaza fcc. Powyższe fakty pozostają w bardzo dobrej zgodności z przewidywanym teoretycznie dla układu Fe/Cu(001) istnieniem ferromagnetycznej powierzchni, odseparowanej zwiększoną odległością międzywarstwową od pozostałych, antyferromagnetycznych warstw Fe [Kraf94]. 2.2 Wpływ obniżonej koordynacji atomowej na właściwości magnetyczne układu Oprócz wytwarzania epitaksjalnych warstw metali 3d o zaprogramowanej strukturze krystalicznej, możliwe jest również sterowanie ich morfologią np. poprzez wpływanie na 7.

(8) rodzaj ich wzrostu. W praktyce cienkie warstwy i powierzchnie nie są nigdy idealnie płaskie, lecz charakteryzują się fluktuacjami grubości oraz obecnością defektów, będących efektem określonego rodzaju wzrostu (warstwowego, wyspowego) lub struktury powierzchni użytego podłoża. Najlepszym przykładem takich fluktuacji czy defektów jest występowanie na powierzchni stopni atomowych, zarówno tych uzyskanych w sposób przypadkowy i bez określonej periodyczności, jak i wytwarzanych w sposób planowy, o zdefiniowanej strukturze i periodyczności. Atomy zlokalizowane na takich stopniach znajdują się w zupełnie innym otoczeniu (mają inną koordynację) niż atomy na płaskich obszarach powierzchni lub wewnątrz warstwy, i tym samym spodziewana jest zmiana wartości ich momentu magnetycznego i dodatkowy przyczynek do anizotropii magnetycznej. Ilościowa analiza wpływu stopni atomowych na magnetyzm cienkich warstw wymaga jednakże znajomości ich gęstości i geometrii na powierzchni lub innej badanej powierzchni granicznej. Jednym ze sposobów manipulowania gęstością stopni atomowych w układzie jest zamierzone przycięcie kryształu stanowiącego podłoże pod niewielkim, dokładnie określonym kątem do wybranej, nisko-indeksowej płaszczyzny krystalograficznej. W ten sposób powstaje tzw. powierzchnia wicynalna zawierająca tarasy (obszary płaskie) o dobrze określonej szerokości oraz stopnie atomowe, dla której możliwe jest dokładne wyznaczenie struktury i geometrii stopni. Rysunek 2.1 prezentuje jak zmienia się liczba pierwszych (NN – ang. Nearest Neighbour) i drugich (NNN - ang. Next Nearest Neighbour) sąsiadów w strukturze bcc dla atomów na powierzchni (110) oraz dla atomów w pobliżu stopni atomowych.. Rys. 2.1. Liczba pierwszych (NN) i drugich (NNN) sąsiadów dla różnych otoczeń atomowych: w litym monokrysztale bcc, na atomowo gładkiej powierzchni bcc(110) oraz dla trzech nierównoważnych (oznaczonych kolorami) położeń atomów w pobliżu stopnia atomowego na powierzchni wicynalnej do bcc(110).. 8.

(9) 2.2.1 Modyfikacja momentu magnetycznego i parametrów oddziaływań nadsubtelnych. Widać, że już atomy płaskiej („idealnej”) powierzchni cechuje znacznie obniżona koordynacja, co pozwala przypuszczać, że będą one miały również inną, niż w strukturach litych, wartość momentu magnetycznego. Potwierdzają to obliczenia teoretyczne [Vict84] przewidując wartość momentu magnetycznego na powierzchni Fe(110) ok. 2.64μB (dla porównania eksperymentalna wartość momentu magnetycznego w litym Fe wynosi 2.22μB) i pozostając tym samym w jakościowej (zwiększenie momentu magnetycznego na powierzchni) zgodności z wynikami eksperymentalnymi [Wall82, Grad83] (ok. 3μB). Jeszcze większy wzrost wartości momentu magnetycznego do 2.98μB został przewidziany teoretycznie dla bardziej otwartej, a tym samym niżej skoordynowanej powierzchni Fe(001) [Ohni83, Vict84]. Dla obu wymienionych terminacji Fe policzone zostały też wartości spinowego i orbitalnego przyczynku do momentu magnetycznego atomu na powierzchni [Aute06]. Jak widać z rysunku 2.2 [Aute06], dla obu powierzchni Fe obok znacznego wzrostu spinowego momentu magnetycznego przewidziane jest jeszcze bardziej drastyczne zwiększenie (czasem nawet ponad dwukrotne) orbitalnego momentu magnetycznego, który dodatkowo silnie zależy od tego czy namagnesowanie jest w płaszczyźnie, czy prostopadłe do niej.. Rys. 2.2. Teoretyczne zależności spinowego i orbitalnego przyczynku do momentu magnetycznego atomu na powierzchniach Fe(001) i Fe(110) od numeru warstwy atomowej, liczonego od powierzchni. Przyczynek orbitalny zależy dodatkowo od kąta θ określającego orientację wektora namagnesowania od normalnej do powierzchni [Aute06]. 9.

(10) Oprócz obliczeń dla powierzchni Fe dostępne są również dane dotyczące wzrostu wartości momentu magnetycznego na innych powierzchniach, np. (001): fcc Mn, hcp Co czy fcc Ni [Erik92]. Zależność. wartości. momentu. magnetycznego. atomu. od. jego. koordynacji. potwierdzają również prace teoretyczne dotyczące klasterów atomowych, np. [Zwol07]. Rysunek 2.3 ilustruje obliczoną zależność momentu magnetycznego i gęstości elektronowej od otoczenia atomowego dla klasterów atomowych bcc, o różnej liczbie wchodzących w ich skład atomów. Kolory w przedstawionych przekrojach odnoszą się w przypadku momentu magnetycznego do jego wartości w litym krysztale, w przypadku gęstości elektronowej do jej krytycznej wartości, dla której ma miejsce zanik stanu ferromagnetycznego. Widać wyraźnie, że wzrost lokalnego momentu magnetycznego wiąże się bezpośrednio ze spadkiem lokalnej gęstości elektronowej oraz, że efekt ten przybiera na sile z obniżeniem rozmiarów klastera oraz, że lokalna konfiguracja dla atomów na powierzchni klastera (naroże, krawędź) odgrywa też istotną rolę.. Rys. 2.3. Ilustracja teoretycznej zależności momentu magnetycznego i gęstości elektronowej od otoczenia atomowego dla klasterów atomowych bcc, o różnej liczbie wchodzących w ich skład atomów [Zwol07]. Na przykładzie Fe widać, że teoria sugeruje ciągły wzrost momentu magnetycznego od wartości 2.2μB dla atomów w litym krysztale, przez 2.6μB i 3.0μB na powierzchniach Fe(110) i Fe(001), 3.1μB w swobodnej monowarstwie Fe(001) [Wu94], aż do 4.0μB dla swobodnego atomu Fe. Zauważyć można wyraźną korelację tych zmian z obniżaniem liczby najbliższych sąsiadów, odpowiednio: 8, 6, 4, 2 i 0. Należy się zatem spodziewać. 10.

(11) odpowiedniej modyfikacji wartości momentu magnetycznego atomów wchodzących w skład lub będących w pobliżu stopni atomowych na powierzchni. W rzeczy samej, eksperymentalne tego potwierdzenie można znaleźć w pracy Albrechta et al. [Albr92A], w której przy pomocy magnetometrii in-situ wyznaczono momenty magnetyczne atomów powierzchniowych w układzie Fe(110)/W(110). Poprzez dobranie odpowiednich warunków preparatyki i wygrzewania próbek możliwe było uzyskanie powierzchni zarówno bardzo gładkiej jak i szorstkiej, charakteryzującej się obecnością stopni atomowych. Wyniki pomiarów wykazały, że moment magnetyczny atomu wchodzącego w skład stopni wynosi 3.4μB i jest mniej więcej o 0.5μB większy od momentu wyznaczonego dla atomów na gładkiej powierzchni Fe(110). Teoria przewiduje również modyfikacje zależności temperaturowych momentu magnetycznego indukowane zmianą koordynacji atomowej w pobliżu powierzchni czy stopni atomowych. Na rysunku 2.4.a przedstawiono obliczone wartości momentu magnetycznego litego Fe i momentu magnetycznego na powierzchni Fe(001) w funkcji temperatury [Mokr01]. 2.4.a. 2.4.b. Rys. 2.4. Temperaturowe zależności momentu magnetycznego dla: a. litego Fe(gwiazdki) i powierzchni Fe(001) (kwadraty) oraz dla b. powierzchni Fe(001) - kwadraty, Fe(111) – kółka i Fe(110) – trójkąty [Mokr01]. Rysunek 2.4b zawiera też porównanie analogicznych zależności dla powierzchni Fe (001), (110) i (111). W tej samej pracy dokonano również porównania dla atomów powierzchniowych „idealnej” powierzchni Fe(001) oraz dla powierzchni wicynalnej do niej, z czterema nierównoważnymi położeniami atomów (A, B, C i D) wchodzących w jej skład, jak pokazano na rysunku 2.5. Co ciekawe, moment magnetyczny dla powierzchni wicynalnej uśredniony poprzez uwzględnienie wszystkich nierównoważnych położeń A, B, C i D wykazuje zależność temperaturową niemal identyczną z wyliczoną dla powierzchni Fe(001), co zostało pokazane na rysunku 2.6.. 11.

(12) Rys. 2.5. Model powierzchni wicynalnej do Fe(001) wraz z zaznaczonymi nierównoważnymi położeniami atomów A, B, C i D [Mokr01]. Atomy w położeniach B i C mają koordynację pierwszych i drugich sąsiadów taka samą jak atomy powierzchni Fe(001) i z tego powodu zależność temperaturowa ich momentu magnetycznego jest praktycznie tożsama z wyznaczoną dla Fe(001). Z kolei przyczynki do momentów magnetycznych pochodzące od najwyżej skoordynowanych atomów D i najniżej skoordynowanych atomów A znoszą się, w wyniku, czego średni moment magnetyczny nie różni się znacząco od momentu magnetycznego atomów idealnej powierzchni (001).. Rys. 2.6. Temperaturowa zależność średniego momentu magnetycznego obliczona dla atomów powierzchni Fe(001)-czarne kwadraty i powierzchni zilustrowanej na rysunku 2.5- puste kwadraty [Mokr01]. W świetle tych obserwacji, zmierzony wzrost momentu magnetycznego na powierzchni ze stopniami jest nieco zagadkowy, jeśli weźmie się pod uwagę fakt, że zastosowana metoda miała charakter całkujący [Albr92A]. Znacznie lepiej do badania lokalnych właściwości magnetycznych nadają się metody spektroskopowe, takie jak np. spektroskopia mössbauerowska, jako, że obecność powierzchni, jej struktura i szorstkość, jak również fakt istnienia stopni atomowych mogą też istotnie wpływać na wartości parametrów oddziaływań nadsubtelnych, w szczególności magnetycznych pól nadsubtelnych.. 12.

(13) Oddziaływania nadsubtelne to oddziaływania powłoki elektronowej (ładunku i spinu) z jądrem atomowym (jego ładunkiem i spinem). W wyniku tych oddziaływań poziomy energetyczne jądra ulegają przesunięciu i rozszczepieniu. Dla celów niniejszej pracy szczególnie istotne jest omówienie źródeł pola magnetycznego widzianego przez jądro 57Fe. Przy braku zewnętrznego pola magnetycznego efektywne pole nadsubtelne BHF jest sumą trzech przyczynków: BC, wynikającego z kontaktowego oddziaływania Fermiego, dipolowego Borb pochodzącego od momentu orbitalnego powłoki elektronowej oraz dipolowego BD od spinu powłoki elektronowej atomu własnego i sąsiadów [Gons75]: BHF = BC + Borb + BD. (2.1). W przypadku metali przejściowych i ich stopów o strukturze regularnej, ze względu na efekt wygaszania orbitalnego momentu magnetycznego przez pole krystaliczne, drugi składnik wyrażenia 2.1 jest równy zero. Ostatni składnik w wyrażeniu 2.1 jest dla Fe i jego stopów zaniedbywalnie mały w porównaniu z całkowitą wartością pola efektywnego. Tak więc, za wewnętrzne pola magnetyczne w żelazie i jego stopach w głównym stopniu odpowiedzialny jest człon kontaktowy Fermiego, który jest rezultatem bezpośredniego oddziaływania momentu magnetycznego jądra ze spinem elektronów s, których gęstość w obszarze jądra jest różna od zera. Człon kontaktowy Fermiego można podzielić na dwie części: BC = Bcore + Bce. (2.2). Pierwsza część, Bcore, pochodzi od polaryzacji elektronów rdzenia atomowego (1s, 2s, 3s) przez moment magnetyczny elektronów 3d własnego atomu. Człon ten skaluje się z momentem magnetycznym [Ohni83]. Drugi człon, Bce, pochodzi od polaryzacji elektronów przewodnictwa 4s i zależy on przede wszystkim od momentów magnetycznych sąsiadów. Mierzona wartość Bhf w metalicznym żelazie (ekstrapolowana do 0K) wynosi –34T (znak minus oznacza, że Bhf jest przeciwnie skierowane niż magnetyzacja). Obliczenia oparte na teorii funkcjonału lokalnej gęstości (LDF) odtwarzają tą wartość z dokładnością do paru Tesli [Lind88]. Pokazują one, że przyczynek Bcore skaluje się z momentem magnetycznym ze stałą proporcjonalności ok. –13.7 T/μB, co oznacza, biorąc pod uwagę moment magnetyczny μ = 2.2μB, że Bcore≈-30T. Człon pochodzący od elektronów przewodnictwa Bce jest także ujemny i wynosi około –5T. Różnica pomiędzy zmierzoną wartością BHF (-34 T), a wartością teoretyczną (ok. –35 ÷ –36T) jest zwykle przypisywana zaniedbywanym w obliczeniach przyczynkom orbitalnym i dipolowym. Tak więc, dla materiału litego można mówić o istnieniu proporcjonalności między magnetycznym polem nadsubtelnym a momentem magnetycznym i w związku z tym Bhf może służyć jako miara lokalnego namagnesowania. Sytuacja zmienia się diametralnie dla powierzchni i ultracienkich warstw, 13.

(14) co doskonale ilustruje porównanie teoretycznych wartości pól nadsubtelnych i momentów magnetycznych w pobliżu powierzchni Fe(001) [Ohn83] i Fe(110) [Fu87] zestawione w tabeli 2.1. Podobnie jak dla materiału litego, Bcore skaluje się z momentem magnetycznym (który jest jednak przy powierzchni znacznie zwiększony) ze stałą proporcjonalności ok. 13 T/μB. Natomiast zaburzony złamaną symetrią translacyjną człon pochodzący od elektronów przewodnictwa, odzwierciedlający wpływ otoczenia, przyjmuje dla warstwy powierzchniowej dużą dodatnią wartość. Co więcej, osiąganie stanu elektronów (gęstości elektronowych) przewodnictwa typowego dla materiału litego odbywa się z oddalaniem się od powierzchni w sposób oscylacyjny (oscylacje Friedela), co powoduje, że całkowita wartość Bhf wykazuje też niemonotoniczne zachowanie. moment magnet.[μB]. Bcore[T]. Bce[T]. BC[T]. (001). (110). (001). (110). (001). (110). (001). (110). powierzchnia S. 2.98. 2.65. -39.8. -36.4. +14.3. +4.0. -25.2. -32.4. S-1. 2.35. 2.37. -30.6. -32.6. -8.9. -6.1. -39.5. -38.7. S-2. 2.39. 2.28. -31.1. -31.3. -1.6. -5.1. -32.0. -36.5. S-3. 2.25. 2.25. -29.1. -30.9. -7.5. -5.3. -36.6. -36.2. Tabela 2.1. Teoretyczne wartości pól nadsubtelnych i momentów magnetycznych dla powierzchni Fe(001) [Ohn83] i Fe(110) [Fu87] oraz dla 3 kolejnych warstw atomowych od powierzchni. Oznacza to, że dla powierzchni i interfejsów magnetyczne pole nadsubtelne wyrażone jako suma przyczynków od elektronów rdzenia i elektronów przewodnictwa nie może być, w ogólnym przypadku, traktowane jako bezpośrednia miara momentu magnetycznego. Eksperymentalna weryfikacja redukcji pola nadsubtelnego na powierzchni i występowania przestrzennych. oscylacji. Friedela dla. warstw. Fe(110) znajduje się w pracach. [Kore86, Kore85]. W przypadku powierzchni Fe(001) obniżenie wartości pola nadsubtelnego zostało wstępnie potwierdzone w pracy [Zają07], bardziej systematyczne badania i publikacja ich dotycząca są w przygotowaniu [Spir08]. W dostępnej literaturze istnieją bardzo nieliczne prace dotyczące wpływu stopni atomowych na wartości pól nadsubtelnych w warstwach granicznych. Uzdin et al. [Uzdi01] badali interfejs Fe/Cr dokonując pomiarów pól nadsubtelnych przy pomocy spektroskopii mössbauerowskiej oraz szukając ich korelacji z wyliczonymi teoretycznie wartościami momentów magnetycznych dla różnych rodzajów interfejsu Fe/Cr: gładkiego, szorstkiego,. 14.

(15) z obecnością stopni atomowych i z uwzględnieniem interdyfuzji. Dla interfejsów gładkich, charakteryzujących się szerokimi, płaskimi tarasami atomowymi autorzy przewidują znaczny wzrost magnetycznego pola nadsubtelnego w drugiej, licząc od interfejsu, warstwie Fe. Takie zachowanie jest jednak specyfiką układu Fe-Cr, odzwierciedlającą wpływ drugich sąsiadów. 2.2.2 Modyfikacja anizotropii magnetycznej. Obniżenie wymiarowości układu i koordynacji atomowej, złamanie symetrii translacyjnej na powierzchni kryształu, czy obecność defektów wpływają nie tylko na wartości momentu magnetycznego i pól nadsubtelnych, lecz również na anizotropię magnetyczną. Anizotropia magnetyczna jest zdefiniowana poprzez przyczynek do energii swobodnej układu zależny od kierunku wektora namagnesowania Js (przy założeniu jednorodnego namagnesowania w całej objętości próbki). Kierunek ten można określić przy użyciu dwóch kątów: polarnego θ, liczonego od normalnej do powierzchni oraz azymutalnego. φ,. określonego. względem. wybranego. kierunku. krystalograficznego. w płaszczyźnie. Możemy wyróżnić kilka przyczynków do anizotropii magnetycznej: a.. anizotropia magnetostatyczna (anizotropia kształtu, której źródłem są dalekozasięgowe oddziaływania dipolowe), której przyczynek do energii swobodnej na jednostkę objętości dany jest wzorem: fM = (JS2/2µ0)cos2θ. b.. (2.3). anizotropia magnetokrystaliczna fK (będąca efektem oddziaływania spinorbita). c.. anizotropia magnetoelastyczna fε (istotna zwłaszcza w przypadku cienkich warstw, gdzie występować mogą epitaksjalne naprężenia i dyslokacje). d.. magnetyczna anizotropia powierzchniowa - MSA (ang. Magnetic Surface Anisotropy), której energia na jednostkę powierzchni zapisywana jest często jako: σ = Kscos2θ + Kspsin2θsin2φ. (2.4). Pierwszy składnik w wyrażeniu 2.4 jest odpowiedzialny za tzw.. „magnetyczną. anizotropię prostopadłą do powierzchni” (opisaną przez stałą anizotropii prostopadłej Ks), drugi opisuje anizotropię magnetyczną w płaszczyźnie (analogicznie opisana przez stałą anizotropii Ksp). Wprowadzenie pojęcia MSA przypisuje się Néelowi [Néel54], który jako pierwszy zauważył, że złamanie symetrii translacyjnej na powierzchni powinno pociągać za 15.

(16) sobą powstanie dodatkowej anizotropii magnetycznej. Ponadto stworzył on model opisujący poprawnie jakościowo związek pomiędzy właściwościami magnetoelastycznymi i stałymi anizotropii MSA. Całkowity przyczynek do energii swobodnej układu (liczony na jednostkę objętości) pochodzący od anizotropii magnetycznej można dla warstwy o grubości d, przy uwzględnieniu istnienia przyczynków od obu powierzchni σ1 i σ2, zapisać jako: F/V = [(JS2/2µ0)cos2θ + fK(θ, φ) + fε(θ, φ)] + (1/d)[σ1(θ, φ) + σ2(θ, φ)]. (2.5). Często zaniedbuje się anizotropię w płaszczyźnie, czego nie można jednak zrobić dla opisanego w następnym rozdziale układu Fe/W(110), i zakłada, że anizotropia objętościowa ma jednoosiowy charakter: fK(θ, φ) + fε(θ, φ) = Kvcos2θ. (2.6). ze stałą magnetycznej anizotropii objętościowej Kv. Jeśli dodatkowo zaniedbać przyczynek magnetostatyczny i przyjąć, że wkład od obu powierzchni układu jest jednakowy to gęstość energii swobodnej układu F/V można zapisać w uproszczonej, często spotykanej w literaturze postaci: F/V = (Kv + 2Ks/d)cos2θ = Acos2θ. (2.7). gdzie A oznacza efektywną stałą anizotropii magnetycznej drugiego rzędu: A = Kv + 2Ks/d. (2.8). Gdy stała A jest ujemna, minimum energii przypada dla θ = 0°, a więc anizotropia faworyzuje kierunek namagnesowania prostopadły do powierzchni próbki. Dla stałej A ujemnej oś łatwa namagnesowania układu leży w płaszczyźnie. Jak widać taka definicja anizotropii dopuszcza tylko dwie orientacje osi łatwych w układzie cienkowarstwowym. W niektórych przypadkach wymagane jest jednak uwzględnienie wyrażenia kolejnego rzędu umożliwiającego pojawienie się fazy o namagnesowaniu nachylonym względem powierzchni, leżącym na powierzchni bocznej tzw. stożka łatwego. Przyczynek składowej objętościowej nie zależy od grubości, podczas gdy udział anizotropii powierzchniowej w anizotropii efektywnej skaluje się jak 1/d. Prawdziwość formuły 2.8 została potwierdzona w licznych eksperymentach [Barb83, Grad93, Chua94]. Graficzne przedstawienie A·d w funkcji grubości d pozawala wyznaczyć obie stałe, Kv i Ks. Efektywna stała anizotropii, oprócz zależności od grubości warstwy, wykazuje również silną zależność od temperatury: A(d, T). W cienkich warstwach metali przejściowych przy dobrym dopasowaniu sieciowym z podłożem (brak efektów magnetoelastycznych) wypadkowa anizotropia objętosciowa KV faworyzuje zwykle oś łatwą namagnesowania w płaszczyźnie układu, ze względu na dominującą anizotropię kształtu. W KS dominuje zaś anizotropia 16.

(17) magnetokrystaliczna Néela, która często faworyzuje prostopadłą orientację spontanicznego namagnesowania. W takiej sytuacji, w wyniku współzawodnictwa tych anizotropii, zgodnie z relacją 2.8, wraz z obniżaniem grubości układu (czyli ze wzrostem udziału powierzchni), obserwuje się dla pewnej krytycznej grubości, przełączenie łatwego kierunku z równoległego na kierunek prostopadły do powierzchni (rys. 2.7). Jest to tzw. reorientacja spontanicznego namagnesowania wymuszona zmianą grubości (SRT - Spin Reorientation Transition).. -A·d. 2KS. 0. KV. d⊥. 0. d. Rys. 2.7. Efektywna anizotropia magnetyczna na jednostkę powierzchni w funkcji grubości zgodnie z relacją: A = (Kv + 2Ks/d). KV jest współczynnikiem kierunkowym prostej, a 2KS wyrazem wolnym. Dla grubości d⊥=-2KS/KV przyczynki od KV i KS równoważą się. Eksperymenty [Oepe97, Lee02] pokazują, że reorientacja nie zawsze odbywa się skokowo dla określonej grubości, lecz czasami zachodzi stopniowo, w pewnym przedziale grubości, przy udziale fazy pośredniej. Efekt ten wymaga uwzględnienia w anizotropii przyczynku czwartego rzędu zgodnie z wyrażeniem: F/V = Acos2θ + Bcos4θ. (2.9). Na stałych A(d) i B(d) można rozpiąć tzw. przestrzeń anizotropii, w której przeprowadza się analizę faz. Szczegóły takiej analizy zostaną wyjaśnione dokładnie w rozdziale 8, przy okazji omawiania przejścia SRT zachodzącego w układzie Fe/W w płaszczyźnie próbki. Opisane powyżej polarne przejście SRT zostało zaobserwowane doświadczalnie m. in. w układach cienkowarstwowych Fe/Cu(001) [Thom69], Fe/Ag(001) [Papp92], Fe/Cr(110) [Frit94A], Fe/Si(111) [Garr05], Fe/Gd(111) [Arno99], Co/Rh(111) [Xiao98], Co/Pd(111) [Lee02A], Co/Pt(111) [Lee02B], Co/W(110) [Sell01A], jak również w układach wielowarstwowych, np. CeH2/Fe [Schu95], CeH2/Co [Nawr97] czy Fe/Tb(111) [Cher91]. Ponadto ten sam rodzaj przejścia SRT udokumentowano również eksperymentalnie w cienkich warstwach stopów takich jak FeNi [Tham02], FeCo [Zdyb03] oraz w układach 17.

(18) magnetycznych dwuwarstw jak np. Fe/Ni [Liu01], Fe/Gd(111) [Arno99], Co/Ni [Kuch00] czy Tb/Co [Garr96]. Z punktu widzenia wyników omawianych w rozdziale 9 niniejszej pracy najistotniejszy jest jednak fakt obserwacji polarnego SRT w układzie Co/Au(111) [Pütt01, Spec95, Oepe97, Ding01, Alle90, Cagn01, Sell01B, Lang02, Kisi02]. Rysunek 2.8 przedstawia pętle histerezy magnetycznej MOKE (ang. Magneto-Optic Kerr Effect, metoda ta zostanie opisana w rozdziale 4) dla pomiarów w geometrii polarnej (czułej na składową namagnesowania prostopadłą do płaszczyzny próbki) oraz w geometrii podłużnej (czułej na składową w płaszczyźnie), zmierzone w funkcji grubości warstwy Co w układzie Co(0001)/Au(111)/W(110)/Al2O3(11-20) [Sell01B].. Rys. 2.8. Pętle histerezy magnetycznej zmierzone dla układu Co/Au(111) w geometriach polarnej (lewa kolumna) i podłużnej (prawa kolumna) MOKE w funkcji grubości Co oraz tabela z granicami wyróżnionych przedziałów grubości Co i grubością dCo*, przy której jednodomenowy stan o anizotropii prostopadłej, przestaje być stabilny [Sell01B]. Już z pobieżnej analizy wynika, że ze wzrostem grubości warstwy Co pętle mierzone w geometrii polarnej (kolumna lewa na rysunku 2.8) przyjmują coraz trudniejszy charakter, tzn. maleje namagnesowanie w stanie remanencji i rośnie pole konieczne do nasycenia. 18.

(19) magnetycznego układu. Jednocześnie w pomiarach pętli histerezy w geometrii podłużnej (prawa kolumna na rysunku 2.8) obserwuje się pojawienie mierzalnej składowej namagnesowania w płaszczyźnie próbki. Analogiczne pomiary w funkcji grubości Co zostały wykonane przez autorów [Sell01B] również dla próbek przykrytych warstwami W i Au, a ich dokładniejsza analiza prowadzi do wyróżnienia trzech charakterystycznych przedziałów grubości warstwy Co. W tabeli zamieszczonej na rysunku 2.8 zebrane zostały grubości dCo,c┴ i dCo,cII będące granicami tych przedziałów. W przedziale pierwszym, dla grubości warstwy Co mniejszej niż dCo,c┴, magnetyczna anizotropia powierzchni (i międzypowierzchni) preferująca kierunek łatwy namagnesowania prostopadły do powierzchni próbki ma wpływ na właściwości magnetyczne układu dominujący nad anizotropią kształtu. W przedziale drugim (dCo,c┴<dCo<dCo,cII) obserwuje się spadek namagnesowania w stanie remanencji dla pomiarów w geometrii polarnej, co interpretować można jako fakt, że prostopadła do powierzchni próbki orientacja wektora namagnesowania warstwy Co przestaje być stabilna. W przedziale tym autorzy wyznaczają też grubość krytyczną dCo* warstwy Co, przy której charakterystyczny. dla. pierwszego. przedziału. grubości. jednodomenowy. stan. o anizotropii prostopadłej przestaje być stabilny i prawdopodobnie rozpada się na mniejsze domeny. Dla grubości większych niż dCo,cII próbka jest już w stanie po przejściu SRT, co objawia się bardzo małym namagnesowaniem w stanie remanencji dla pomiarów w geometrii polarnej oraz prostokątną i o małym polu koercji pętlą histerezy magnetycznej dla pomiarów w. geometrii. podłużnej.. Dodatkowo. widać,. że. przykrycie. próbki. warstwami. W lub Au powoduje przesunięcie przejścia SRT do większych grubości Co, przy czym przesunięcie to jest większe w przypadku pokrycia warstwą Au. Oznacza to że, m.in. poprzez dobór warstwy adsorbatu istnieje możliwość kontrolowanej modyfikacji anizotropii magnetycznej badanego układu. Tego rodzaju manipulacji właściwościami magnetycznymi układu Co/Au, sterowanych pokryciem Ag, dokonano w pracy [Kisi02]. Po raz pierwszy w literaturze wpływ regularnych stopni atomowych na anizotropię magnetyczną został opisany przez Albrechta et al. [Albr92B], w układzie Fe/W(110). Ideą autorów była preparatyka stosunkowo grubej warstwy Fe w podniesionej temperaturze (600K), tak by uniknąć tworzenia się defektów wewnątrz rosnącej warstwy. Następnie doparowanych zostało dodatkowych kilka monowarstw Fe w obniżonej temperaturze (200K), a w końcu tak otrzymana próbka została wygrzana w temperaturze 600K. Dzięki takiemu procesowi preparatyki uzyskano układ o morfologii schematycznie przedstawionej na rysunku 2.9, charakteryzujący się dużą gęstością stopni atomowych. Weryfikacja. 19.

(20) eksperymentalna takiego modelu powstałej powierzchni została dokonana za pomocą analizy SPA-LEED (ang. Spot Profile Analysis - Low Energy Electron Diffraction). 2Å. Fe. [001] [1-10]. Fe. Fe. W(110). Rys. 2.9. Schemat morfologii próbki badanej w pracy [Albr92B]. Szczegółowa analiza pomiarów TOM (ang. Torsion Oscilation Magnetometry) w funkcji grubości badanych warstw pozwoliła autorom wyznaczyć przyczynki objętościowy i powierzchniowy do magnetycznej anizotropii układu. Określone zostały stałe anizotropii w płaszczyźnie (110) i anizotropii prostopadłej, indukowanej przez stopnie atomowe. Stałe anizotropii wyznaczone przez Albrechta dla niepokrytych warstw Fe zostały wyznaczone z uwzględnieniem magnetycznej anizotropii kształtu powierzchni ze stopniami, której wielkość została określona na drodze obliczeń teoretycznych. Wyniki zaskakująco dobrze zgadzają. się. z. przewidywaniami. modelu. Néela. anizotropii. powierzchniowej,. zmodyfikowanego odpowiednio przez autorów w celu uwzględnienia obecności stopni na powierzchni. Dobra zgodność z modelem Néela sugeruje, że badana anizotropia magnetyczna pochodząca od stopni atomowych, podobnie jak anizotropia idealnie płaskiej powierzchni, ma swoje źródło w obniżonej symetrii otoczenia atomów powierzchniowych. Szerokie możliwości badania wpływu stopni atomowych na anizotropię magnetyczną układów cienkowarstwowych dają podłoża o powierzchniach wicynalnych, które były stosowane przez kilka grup [Kawa98, Hyuk99, Hyuk98 , Qiu99, Chen92, Li09, Chua94, Roda07, Berg94, Froh91, Wulf94, Stup08A, Stup08B]. Chen i Erskine [Chen92] stosując technikę MOKE zaobserwowali istnienie dodatkowej (jednoosiowej) anizotropii magnetycznej w płaszczyźnie w warstwach Fe naniesionych na wicynalną powierzchnię W(001). Zaskakujący może się wydawać fakt, iż kierunek osi łatwej preferowanej przez obecność stopni atomowych jest w tym przypadku prostopadły do kierunku stopni, podczas gdy wydaje się, że anizotropia kształtu wynikająca z geometrii stopni powinna wymuszać kierunek łatwy równoległy do nich. Doniesienie to zostało potwierdzone przez Hyuk et al. [Hyuk98], którzy użyli jako podłoża kryształu wolframu o odpowiednio zakrzywionej powierzchni, tak, że kąt wicynalności do płaszczyzny (001) zmieniał się w sposób ciągły w funkcji położenia na próbce. Dało to możliwość 20.

(21) ilościowego określenia magnetycznej anizotropii stopni w zależności od kąta definiującego wicynalność powierzchni, który określa gęstość upakowania stopni. Zaobserwowano kwadratowy charakter zależności efektywnej stałej anizotropii układu od gęstości stopni oraz bardzo słabą zależność od grubości warstwy d. Niewielki wpływ grubości na badaną anizotropię sugeruje, że jej źródło ma charakter inny niż powierzchniowy, dla którego spodziewana jest zależność 1/d. Możliwym wytłumaczeniem są olbrzymie epitaksjalne naprężenia, jakim poddana jest warstwa Fe w układzie Fe/W, w którym niedopasowanie sieciowe wynosi aż 10%. W pozornej sprzeczności do wyników opisanych powyżej stoją prace Oepena i współpracowników [Berg92, Oepe93, Kram93], badających układ Co/Cu(1 1 13), w którym powierzchnia (1 1 13) miedzi leży w płaszczyźnie nachylonej pod kątem 6.2˚ do płaszczyzny (001). Powierzchnia ta zawiera tarasy (001) szerokie na 7 rzędów atomowych i rozdzielone pojedynczymi stopniami atomowymi zorientowanymi wzdłuż kierunku [1-10]. Przy pomocy technik MOKE i BLS (ang. Brillouin Light Scattering) zostało co prawda potwierdzone istnienie jednoosiowej anizotropii magnetycznej związanej z obecnością stopni atomowych, jednak tym razem preferowany przez nią kierunek osi łatwej okazał się być równoległy do kierunku stopni. Wart uwagi jest fakt, że pomimo odmiennego charakteru anizotropii magnetycznej warstw Co na podłożach Cu(001) i Cu(1 1 13), obserwowana przez autorów struktura domenowa jest w obu przypadkach bardzo podobna i nieregularna. Wynik ten sugeruje, że efekt zamocowania ścian domenowych na stopniach nie odgrywa kluczowej roli w mechanizmie odpowiedzialnym za strukturę domenową w ultracienkich warstwach magnetycznych. Najistotniejszym pytaniem, na które próbują odpowiedzieć autorzy jest kwestia źródła powstawania obserwowanej w Co/Cu(1 1 13) anizotropii jednoosiowej. Jako odpowiedź autorzy podają dwie możliwości. Pierwszą z nich jest obecność naprężeń wynikających z tetragonalnej dystorsji w Co/Cu(001). Dystorsja ta może zmieniać swój charakter w pobliżu stopni atomowych w związku z odmiennym geometrycznym uporządkowaniem atomów na stopniach. Drugim wyjaśnieniem może być modyfikacja struktury elektronowej spowodowana obniżoną symetrią powierzchni warstwy Co. Dwa zaproponowane mechanizmy różnią się bardzo między sobą; pierwszy jest bezpośrednio związany z istnieniem stopni i musiałby być brany pod uwagę zawsze, gdy istnieją stopnie atomowe (niekoniecznie periodyczne i o uporządkowanej strukturze), drugi natomiast odgrywałby rolę tylko w przypadku istnienia na powierzchni dobrze zdefiniowanej nadstruktury stopni, o średniej szerokości tarasów rzędu kilku odległości atomowych. W pracy Kramsa i Oepena [Kram93] dokonano ilościowej analizy anizotropii magnetycznej 21.

(22) w płaszczyźnie, wyindukowanej przez stopnie atomowe, jednak nie było możliwe rozseparowanie przyczynków objętościowego i powierzchniowych (za drugą powierzchnię można uważać powierzchnię graniczną Co/Cu). Dla warstw Co o grubościach 8 i 12Å otrzymano wartości stałej anizotropii (4.4 ± 0.4) x 104 J/m3. Porównanie tego wyniku z obliczeniami teoretycznymi przemawia za pierwszym z omówionych powyżej mechanizmów powstawania anizotropii jednoosiowej, mającym związek z efektami magnetoelastycznymi. Ciekawe wyniki, również dotyczące Co na wicynalnej miedzi, prezentują Weber et al. [Webe95]. Dwa podłoża Cu stosowane w cytowanej pracy to powierzchnie wicynalne otrzymane przez przycięcie kryształu Cu pod kątami 1.6˚ i 3.4˚ w stosunku do płaszczyzny (001); średnia szerokość tarasów atomowych wynosi odpowiednio 6nm i 3.5nm. Na takich podłożach badano wpływ niewielkich, kontrolowanych ilości adsorbatów Cu, Ag, Fe i O na anizotropię magnetyczną warstw kobaltu. Jednoosiowa anizotropia magnetyczna preferująca początkowo kierunek łatwego namagnesowania równoległy do stopni atomowych ulega drastycznym zmianom pod wpływem niewielkich ilości wspomnianych adsorbatów. Oś łatwa obraca się w płaszczyźnie o 90˚, do kierunku prostopadłego do stopni pod wpływem adsorpcji 0.03ML Cu, 0.27ML Ag czy 20L O (L – langmuir, 1 L = 1.33x10-6 mbar·s). Co jeszcze bardziej zaskakujące, pod wpływem dalszej adsorpcji Cu następuje powrót kierunku osi łatwej do równoległego do stopni. Mechanizm tego zjawiska wydaje się być bardzo trudny do wyjaśnienia. Badania STM (ang. Scanning Tunneling Microscope) dowodzą, że warstwy Co grubsze niż 5 ML odzwierciedlają strukturę stopni podłoża Cu [Gies95]. Z obrazów STM wiadomo również, że przy niewielkich ilościach adsorbatu Cu w układzie Co/(wicynalna powierzchnia Cu) atomy miedzi dekorują stopnie na powierzchni Co. W omawianej pracy Webera przeskok kierunku łatwego namagnesowania obserwuje się przy adsorpcji 0.03ML Cu, podczas gdy dla próbek na podłożu o kącie wicynalności 1.6˚ stosunek liczby atomów stopni do wszystkich atomów powierzchniowych wynosi również 0.03. Ta idealna zgodność może być oczywiście przypadkowa, tzn. anizotropia magnetyczna w przeliczeniu na atom może być wystarczająco duża, by nawet przy niepełnym obsadzeniu krawędzi stopni Co przez atomy miedzi wymusić obrót osi łatwej namagnesowania. Wpływ stopni na polarne SRT badał Kawakami et al. [Kawa96] dla warstw Fe/Ag(001). W pracy zastosowano opisaną już wyżej technikę polegającą na użyciu jako podłoża kryształu srebra o odpowiednio zakrzywionej powierzchni, tak, że kąt wicynalności do płaszczyzny Ag(001) zmieniał się w sposób ciągły w funkcji położenia na próbce od wartości 0º do 10º. Rysunek 2.10 przedstawia zależności namagnesowania w stanie 22.

(23) remanencji w funkcji grubości warstwy Fe wyznaczone z pomiarów MOKE w geometriach podłużnej (skala po prawej stronie) i polarnej (skala po lewej stronie) dla obszarów próbki o kącie wicynalności równym 0º (górna część rysunku 2.10) i 6º (dolna część rysunku 2.10).. Rys. 2.10. Zależności namagnesowania w stanie remanencji w funkcji grubości warstwy Fe wyznaczone z pomiarów MOKE w geometriach podłużnej (skala po prawej stronie) i polarnej (skala po lewej stronie), dla obszarów próbki badanej w pracy [Kawa96] o kącie wicynalności równym 0º (góra) i 6º (dół). Dla obu badanych rodzajów powierzchni wraz z zanikaniem namagnesowania w stanie remanencji wyznaczonego z pętli histerezy magnetycznej w geometrii polarnej obserwuje się wzrost analogicznego sygnału w geometrii podłużnej, podobnie jak to miało miejsce dla przejścia SRT w układzie Co/Au. Obecność stopni atomowych przesuwa jednak krytyczną grubość SRT do większych wartości. Można zatem powiedzieć, że obserwuje się stabilizację prostopadłej anizotropii magnetycznej układu, niezwykle pożądanej z punktu widzenia zastosowań we współczesnych magnetycznych technikach zapisu danych. Stabilizacja ta niewątpliwie związana jest z obecnością stopni atomowych o dużej gęstości i dobrze określonej periodyczności. Podobny efekt, jednak znacznie wyraźniejszy, bo obserwowany do znacznie większych grubości warstwy magnetycznej, zostanie opisany w rozdziale 9 niniejszej pracy dla układu Co/Au. Podsumowując cytowane wyżej prace dotyczące wpływu stopni atomowych na anizotropie magnetyczną należy zauważyć, że oś łatwa indukowanej przez stopnie anizotropii zależy od badanego układu. O ile w Fe/W(001), czy w Fe/Pd(001) [Qiu99], oś łatwa omawianej anizotropii jest prostopadła do kierunku stopni, to w układach takich, jak Co/Cu(001) czy Fe/Ag(001) [Kawa96] jej kierunek jest do stopni równoległy. Wartość anizotropii zależy z kolei od kąta wicynalnego α jak αn, przy czym n=2 dla układu. 23.

(24) Fe/W(001) natomiast dla układów Co/Cu i Fe/Pd wyniki pomiarów MOKE dają n=1. Okazuje się, że dla wyjaśnienia powyższych różnic, należy wziąć po uwagę symetrię atomów stopni w strukturach bcc i fcc. Można udowodnić [Qiu99], że w oparciu o rozważania symetrii oraz model Néela, energia anizotropii w płaszczyźnie, indukowanej przez stopnie wzdłuż kierunku [001] na powierzchni kryształu bcc, (np. dla Fe/W(001)), dana jest wzorem: Ea = K* α2*uy2,. (2.10). natomiast dla powierzchni kryształów fcc, ze stopniami wzdłuż [1-10] (np. Co/Cu): Ea = -2*K* α*uy2,. (2.11). gdzie K oznacza stałą anizotropii jednoosiowej a uy jest wersorem w płaszczyźnie, prostopadłym do kierunku stopni. Wzory 2.10 i 2.11 tłumaczą obserwowane kwadratowe i liniowe zależności anizotropii stopni od gęstości upakowania stopni. Znak + w 2.10 oznacza, że oś łatwa indukowanej anizotropii jest prostopadła do stopni, analogicznie znak – w 2.11 oznacza oś łatwą równoległą do stopni. Od powyższej interpretacji odbiega przykład Fe/Pd, w którym, pomimo, że Fe ma strukturę bcc a Pd fcc, obserwowana jest liniowa zależność anizotropii stopni od ich gęstości. Odstępstwo to interpretuje, się jako zdominowanie właściwości magnetycznych układu przez pallad, ferromagnetycznie spolaryzowany przez Fe.. 24.

(25) 3. Fe/W(110) – przegląd literatury. Od blisko 30 lat cienkie warstwy i nanostruktury Fe na podłożu W(110) stanowią jeden z najbardziej intensywnie badanych obiektów w fizyce cienkich warstw i powierzchni. Powodem tak dużego zainteresowania układem Fe/W(110) jest olbrzymia różnorodność ciekawych efektów fizycznych jakie można w nim zaobserwować, takich jak współistnienie magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie i prostopadłej do niej [Haus98A], frustracja magnetyczna (brak uporządkowania dalekiego zasięgu) w określonym przedziale grubości Fe [Elme95], niezwykle duże wartości pól koercji [Sand96] czy indukowany wzrostem grubości obrót osi łatwej namagnesowania [Grad85] w płaszczyźnie (110). Zasadniczo można wyróżnić dwa przedziały grubości, w których obserwuje się najciekawsze właściwości fizyczne Fe/W(110): a. ultracienkie warstwy Fe (~0.4 – 4.0 ML), dla których udowodniono istnienie obszarów o anizotropii magnetycznej prostopadłej do powierzchni (110) b. relatywnie grube warstwy Fe (~30 – 60 ML), w których zmiana grubości wymusza reorientację spinową w płaszczyźnie (110) od kierunku krystalograficznego [1-10] do [001] Zarówno żelazo jak i wolfram krystalizują w strukturze bcc. Ich stałe sieci różnią się znacznie (aFe = 2.866Å, aW = 3.165Å), co oznacza, że homo-symetryczny układ Fe/W charakteryzuje bardzo duże niedopasowanie sieciowe (aW - aFe)/aW = 0.094. W roku 1982 Gradmann i Waller opublikowali wyniki swoich pionierskich badań nad wzrostem Fe na W(110) [Grad82]. Stosując dyfrakcję niskoenergetycznych elektronów (LEED) oraz spektroskopię elektronów Auger’a (AES, ang. Auger Electron Spectroscopy) określili oni typ wzrostu i strukturę ultracienkich warstw Fe preparowanych w temperaturze 500K. Od tego czasu przyjmuje się, że pierwsza warstwa atomowa Fe rośnie pseudomorficznie z podłożem wolframowym (1 monowarstwa W(110) lub też 1 pseudomorficzna monowarstwa Fe(110) zawiera 1.41 x 1015atomów/cm2, co odpowiada 0.82 monowarstwy (110) w litym Fe). Dla wyższych nominalnych pokryć Fe obserwuje się powstawanie dyslokacji wynikających z niedopasowania sieciowego adsorbatu i podłoża. Dyslokacje te cechuje dwuwymiarowa periodyczna struktura, widoczna w obrazach LEED jako charakterystyczna multipletowa struktura satelitów dyfrakcyjnych wokół każdego z refleksów (110), jak np. na rysunku 3.1. W późniejszych pracach dwuwymiarowa struktura dyslokacji została zidentyfikowana bezpośrednio przez zastosowanie techniki skaningowej mikroskopii tunelowej (STM) [Beth95] oraz pośrednio, przez pomiary naprężeń epitaksjalnych jakim poddana jest warstwa 25.

(26) w czasie wzrostu [Sand99A]. W związku z dużym niedopasowaniem sieciowym omawianego układu dyslokacje „misfitowe” powstają nawet przy pokryciu nominalnym wynoszącym zaledwie 1.2ML i powodują relaksację naprężeń od wartości ok. 40GPa w pierwszej warstwie atomowej Fe do prawie zera w warstwach drugiej i trzeciej [Sand99B].. Rys. 3.1. Obraz dyfrakcyjny LEED warstwy Fe/W(110) o pokryciu nominalnym 4ML. Energia padających elektronów E =114 eV. Dodatkowa struktura plamek dyfrakcyjnych odzwierciedla obecność dyslokacji misfitowych w warstwie Fe. Dokładnej analizy dwuwymiarowych dyslokacji dokonali Popescu et al. [Pope03], prezentując m.in. porównanie ich struktury wysymulowanej i obserwowanej przy pomocy STM (rysunek 3.2). Rys. 3.2. Wysymulowana (góra) i zobrazowana przy pomocy techniki STM (dół) periodyczna struktura dwuwymiarowych dyslokacji w Fe/W(110) [Pope03] .. 26.

(27) Zarówno z wyników symulacji jak i z pomiarów STM widać wyraźnie, że dyslokacje tworzą dwuwymiarową, periodyczną nadstrukturę, o okresach ~51Å i ~36Å, odpowiednio wzdłuż kierunków [001] i [1-10]. Charakter wzrostu Fe na W(110) w funkcji pokrycia był badany przez Bethge et al. [Beth95] poprzez obserwację obrazów STM. Wzrost w temperaturze pokojowej charakteryzuje się powstawaniem małych wysepek (o rozmiarach lateralnych rzędu 50Å), których koalescencja jest zahamowana aż do pokrycia nominalnego ok. 2.0ML. Zdaniem autorów jest to powodem opóźnienia powstawania dyslokacji „misfitowych”, aż do pokrycia 1.8ML. Podniesienie temperatury preparatyki do 570K powoduje, że dyslokacje powstają już przy pokryciu 1.3ML, a ich struktura, w przeciwieństwie do wzrostu w temperaturze pokojowej, ewoluuje z rosnącym pokryciem od 1- do 2-wymiarowej, zapewniającej pełną relaksację epitaksjalnych naprężeń. Dla przedziału pokryć nominalnych 0.4 – 2.0 ML istnieje chyba największa liczba doniesień literaturowych dotyczących ciekawych i często do dziś niezrozumiałych właściwości magnetycznych Fe/W(110). Dla pokryć mniejszych niż θ = 0.58 obserwuje się powstawanie stabilnych i dobrze odseparowanych od siebie pseudomorficznych wysepek Fe [Przy88]. Związek między ich właściwościami magnetycznymi a morfologią badali Elmers et al. [Elme94A] w zakresie temperatur od pokojowej do 115K, obserwując przy pomocy techniki SPLEED (ang. Spin Polarized LEED) ich superparamagnetyczny charakter. Niskotemperaturowy (4.5K – 300K) magnetyzm takich wysp, jednak przykrytych warstwą zabezpieczającą Ag, badali Rohlsberger et al. [Rohl01] używając techniki NRS (ang. Nuclear Resonant Scattering), dokładnie opisanej w rozdziale 4. Wyspy te wykazują magnetyczną anizotropię prostopadłą do powierzchni próbki, indukowaną najprawdopodobniej przez efekty magnetoelastyczne, czego dowodem może być obserwowane przez Sandera et al. [Sand99B] maksimum naprężeń w okolicy pokrycia 0.6ML. Monowarstwa Fe na W(110) jest termodynamicznie stabilna (w przeciwieństwie do takich układów warstwa/podłoże jak np. Fe/Cu czy Fe/Ag) i jest ferromagnetyczna z temperaturą Curie TC = 230K [Elme94A]. Pokrycie srebrem nie zmienia charakteru uporządkowania magnetycznego, powoduje natomiast. podniesienie. temperatury. Curie. do. 296K. [Przy87].. Kierunek. łatwy. namagnesowania leży w płaszczyźnie warstwy i jest równoległy do [1-10]. Magnetyzm w przedziale pokryć (0.4 – 1.0psML) badano też w pracach [Elme00, Haus98B]. Porównano w nich wzrost i właściwości magnetyczne warstw Fe po wygrzaniu w temperaturze 700K, na dwóch różnych podłożach. Oba użyte podłoża były powierzchniami wicynalnymi o stosunkowo niewielkim kącie wycięcia kryształu (ok. 1.4º, co oznacza, że taras atomowy 27.

(28) ma szerokość ok. 9nm, czyli 40 rzędów atomowych). To co różniło oba podłoża to kierunki stopni atomowych: [1-10] i [001]. Rysunek 3.3 przedstawia obrazy STM dla 0.5psML Fe po wygrzaniu w 700K, na obu podłożach: (a) - dla stopni wzdłuż [001] oraz (b) - dla stopni wzdłuż [1-10]).. Rys. 3.3. Obrazy STM 0.5psML Fe/W(110) po wygrzaniu w 700K, na podłożach wicynalnych: a) ze stopniami wzdłuż [001] oraz b) ze stopniami wzdłuż [1-10]) [Elme00]. Rzuca się w oczy drastycznie różna morfologia powstałych nanostruktur Fe, pomimo zastosowania takich samych warunków preparatyki. Wynika ona zdaniem autorów z faktu, że korzystne energetycznie jest powstawanie stopni Fe wzdłuż gęsto upakowanych kierunków, tak jak to ma miejsce dla stopni wzdłuż kierunku [001]. Tłumaczy to, dlaczego dla stopni zorientowanych w kierunku [1-10] (mała gęstość atomów w tym kierunku) Fe tworzy po wygrzaniu trójkątne wyspy, zamiast dekorować stopnie atomowe podłoża. W badanym zakresie pokryć nie zaobserwowano ferromagnetycznego porządku w przypadku próbek ze stopniami podłoża wzdłuż [1-10], a ich stan magnetyczny zinterpretowano jako superparamagnetyczny. Dla stopni [001] stwierdzono natomiast ferromagnetyzm w niskich temperaturach o osi łatwej w płaszczyźnie próbki, wzdłuż kierunku [1-10], w tym wypadku prostopadłego do stopni. Dokładne i bardzo skomplikowane wytłumaczenie mechanizmu odpowiedzialnego za ferromagnetyczny porządek dla tak niskich pokryć Fe można znaleźć w pracy [Haus98B]. Dla wyższych pokryć Fe właściwości magnetyczne komplikują się znacznie. Elmers et al. [Elme95] zaobserwowali, że warstwy Fe preparowane w pokojowej temperaturze cechuje brak ferromagnetycznego uporządkowania dalekiego zasięgu w przedziale nominalnych pokryć (1.2 – 1.48psML), dla temperatur 115K – 300K. Ten krytyczny przedział grubości odcina się od przedziałów (0.58 – 1.2psML) oraz (1.48psML, ∞), dla których warstwy są ferromagnetyczne, co ilustruje rysunek 3.4. 28.

(29) Rys. 3.4. Namagnesowanie (góra) i temperatura Curie w wyróżnionych przedziałach pokrycia Fe na W(110). W przedziale III zaobserwowano brak ferromagnetycznego uporządkowania dalekiego zasięgu [Elme95]. Przejście obszaru III w obszar IV obserwowane na rysunku 3.4 dla pokrycia ok. 1.5psML odbywa się w wyniku koalescencji wysp drugiej warstwy atomowej i związanym z nią, nasilającym się sprzężeniem ferromagnetycznym. Ta sama grupa Gradmanna opublikowała jednak 2 lata później wyniki badań STM, TOM i MOKE dla 1.5psML Fe/W(110) [Webe97], które znacznie różnią się od poprzednich doniesień. Zgodnie z wcześniejszymi pracami obszary monowarstwowe są ferromagnetyczne poniżej 222K, natomiast powstające na nich wyspy DL (ang. Double Layer) charakteryzuje anizotropia magnetyczna prostopadła do płaszczyzny próbki. Analiza pomiarów magnetycznych (temperatura pomiarów nie przekraczała 245K) oraz rozważania dotyczące rozmiarów wysp DL prowadzą autorów [Webe97]. do. wniosku,. że. w. typowej. próbce. 1.5psML. Fe/W. (wzrost. w 300K) istnieją 3 rodzaje wysp DL: superparamagnetyczne, termicznie stabilne oraz, w przypadku małych rozmiarów, wyspy sprzężone ferromagnetycznie z namagnesowaną w płaszczyźnie monowarstwą. Wyniki prezentowane w pracy [Elme95] i ich interpretacja stoją też w sprzeczności z pracą Sandera et al. [Sand96]. W pracy tej badano magnetyzm warstw z przedziału grubości nominalnej 0.8 – 2.0psML, preparowanych w pokojowej temperaturze. Przy pomocy metody MOKE zaobserwowano ferromagnetyczny porządek w płaszczyźnie próbki, w temperaturze 140K. Dla pokrycia 1.5psML pętla histerezy magnetycznej charakteryzuje się znacznie podniesionym (nawet 10-krotnie w stosunku do. 29.

(30) pętli dla pokrycia 0.8psML) polem koercji, co zostało zinterpretowane jako efekt przyszpilenia ścian domenowych na niejednorościach. Częściowe potwierdzenie wyników uzyskanych w pracy [Webe97] prezentują Kubetzka et al. [Kube01], którzy zaobserwowali w niskotemperaturowych (15K) pomiarach SP-STS (ang. Spin Polarized - Scanning Tunneling Spectroscopy) antyferromagnetyczne uporządkowanie wysp DL namagnesowanych prostopadle do powierzchni (110). Taki porządek magnetyczny, jak również kierunek osi łatwej namagnesowania, utrzymuje się w przedziale pokryć (1.2 – 2.1psML), pomimo postępującej koalescencji wysp drugiej warstwy atomowej oraz związanej z obecnością dyslokacji misfitowych relaksacji naprężeń epitaksjalnych. To wyraźne odstępstwo od obserwowanej w przedziale grubości (0.8 – 2psML) magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie [Elme95, Sand96] może być spowodowane preferencją prostopadłej anizotropii magnetycznej w niskich temperaturach. Grupa Gradmanna badała też wpływ morfologii stopni podłoża oraz adsorpcji gazów resztkowych na właściwości magnetyczne ultracienkich warstw Fe/W(110) [Durk97, Elme00, Elme99]. Preparowana w temperaturze pokojowej warstwa Fe o pokryciu 1.46psML dzieli się na obszary monowarstwowe (TC = 222K) oraz wyspy DL. Wyspy DL zaraz po preparatyce są w temperaturze pokojowej namagnesowane wzdłuż normalnej [Durk97]. Adsorpcja gazów resztkowych o ekspozycji rzędu 1L wymusza reorientację spinową SRT w wyspach DL polegającą na obrocie osi łatwej namagnesowania od kierunku prostopadłego do powierzchni do kierunku [1-10] w płaszczyźnie. Przejście takie odbywa się w wąskim zakresie ekspozycji ~ (0.8 – 2.0L), a jego stan początkowy i końcowy różni nie tylko kierunek łatwy namagnesowania. Podczas gdy w stanie początkowym obszary DL mają charakter superparamagnetyczny, nie jest do końca jasne czy stan taki utrzymuje się po SRT. Znacznemu zmniejszeniu ulega pole potrzebne do nasycenia próbki, od wartości 0.2T do 0.01T. Z drugiej strony moment magnetyczny ulega znacznemu zwiększeniu. Obszary monowarstwowe, namagnesowane w płaszczyźnie poniżej temperatury 222K, nie są najwyraźniej. w. stanie. sprząc. prostopadle. namagnesowanych. obszarów. DL. (superparamagnetycznych) w stanie początkowym, ale udaje im się to w stanie końcowym. Wskutek tej polaryzacji przez monowarstwę, obszary DL zwiększają swój moment magnetyczny, a niewykluczone też, że polaryzacja stabilizuje superparamagnetyzm na tyle, że układ namagnesowany w płaszczyźnie staje się ferromagnetyczny. W celu zrozumienia niezwykle skomplikowanych właściwości magnetycznych wysp DL oraz wytłumaczenia licznych sprzeczności, przeprowadzono badania dotyczące magnetyzmu Fe w tym samym przedziale grubości, jednak preparowanych na podłożu 30.

(31) wicynalnym [Elme99, Haus98B]. Kąt wicynalności podłoża dobrany był tak, by średnia szerokość tarasów atomowych wynosiła 9nm. Autorzy uzasadniają, że taka odległość między stopniami atomowymi na powierzchni podłoża, ogranicza rozmiary wysp DL w kierunku lateralnym [1-10] i tym samym uniemożliwia powstawanie w nich dyslokacji misfitowych [Elme95, Jens96]. Związana z dyslokacjami relaksacja naprężeń może zdaniem autorów [Elme99] powodować zanik prostopadłej anizotropii magnetycznej wysp DL. Preparowana w temperaturze 700K warstwa Fe o nominalnym pokryciu 1.8psML wykazuje periodyczną strukturę pasków, o wysokości na przemian 1psML i 2psML, jak to pokazuje rysunek 3.5.. Rys. 3.5. Obraz STM warstwy Fe/W(110) o nominalnym pokryciu 1.8psML preparowanej w temperaturze 700K. [Elme99]. Analiza wykonanych w temperaturze 165K pomiarów MOKE,. w geometriach polarnej. i podłużnej, prowadzi autorów do mikromagnetycznego modelu zakładającego, że paski DL, rozseparowane. namagnesowanymi. w. płaszczyźnie. paskami. o. wysokości. 1psML,. charakteryzuje anizotropia magnetyczna prostopadła do płaszczyzny próbki. Ponadto sąsiednie paski DL są namagnesowane antyrównolegle, co zostało zinterpretowane jako efekt ich. antyferromagnetycznego. oddziaływania. magnetostatycznego.. Bezpośrednio. potwierdzenie słuszności tego modelu zostało udokumentowane w pracy [Piet00], w której stosując podobne warunki preparatyki oraz podłoże zobrazowano bezpośrednio (przy pomocy techniki SP-STS) opisaną powyżej strukturę antyferromagnetyczną (rysunek 3.6).. 31.

(32) Rys. 3.6. Model próbki z tworzącymi antyferromagnetyczną strukturę paskami DL, rozdzielonymi paskami Fe o lokalnym pokryciu 1psML. Model powstał na podstawie analizy pomiarów SP-STS [Piet00]. Należy jednak pamiętać, że prace [Elme99] i [Piet00] różnią znacznie temperatury, w których badane były właściwości magnetyczne próbek: odpowiednio 165K i 16K. Z publikacji [Piet00] pochodzi również rysunek 3.7 prezentujący przejście pomiędzy obszarami namagnesowanymi. prostopadle. i. monowarstwowymi. obszarami. namagnesowanymi. w płaszczyźnie w modelu grupy z Clausthal [Elme99] oraz w modelu prezentowanym przez autora. 3.7a. 3.7b. Rys. 3.7. Przejście pomiędzy obszarami namagnesowanymi prostopadle i monowarstwowymi obszarami namagnesowanymi w płaszczyźnie w modelu a) grupy z Clausthal [Elme99] oraz w modelu b) prezentowanym przez autorów [Piet00]. Widać, że w obu przypadkach (nawet w modelu powstałym na podstawie bezpośredniego obrazowania SP-STS) nie jest znany stan magnetyczny w częściach obszarów DL bliższych podłożu. Wiąże się to ze stricte powierzchniową czułością techniki SP-STS. Niemniej jednak, prace [Elme99] i [Piet00] w dużym stopniu wyjaśniają skomplikowane i często sprzeczne ze sobą dane dotyczące magnetyzmu w układach o pokrewnej morfologii: dwuwarstwowych wyspach otoczonych pseudomorficzną z podłożem monowarstwą Fe. Dobranie warunków preparatyki tak, by powstałe obszary DL wykazywały namagnesowanie w stanie remanencji skierowane prostopadle do płaszczyzny próbki, jest. 32.

(33) niezwykle trudne, nawet w niskich temperaturach. Gdy wyspy DL są zbyt małe ich namagnesowanie leży w płaszczyźnie. Dla rosnących rozmiarów wysp antyferromagnetyczne oddziaływanie. dipolowe. miedzy. wyspami. prowadzi. do. kompensacji. momentów. magnetycznych prostopadłych do płaszczyzny próbki (nie oznacza to zaniku anizotropii prostopadłej a jedynie brak sygnału magnetycznego w metodach o charakterze uśredniającym przestrzennie, takich jak np. TOM czy MOKE). Pola koercji w tym stanie mogą być bardzo duże, co skutecznie uniemożliwia detekcję sygnału magnetycznego w polarnej geometrii MOKE. Ponadto obserwowana anizotropia prostopadła ma prawdopodobnie źródło w naprężeniach wynikających z pseudomorfizmu Fe i W, i może w związku z tym zanikać, jeśli rozmiary wysp lub pasków w kierunku [1-10] przekraczają 9nm, pozwalając tym samym na powstawanie dyslokacji. Wydaje się, że obserwacja obszarów dwuwarstwowych o osi łatwej namagnesowania skierowanej wzdłuż normalnej do płaszczyzny próbki będzie jeszcze trudniejsza w temperaturze pokojowej. Potwierdzają to wyniki prezentowane w pracy [Berg06], gdzie obrót osi łatwej namagnesowania pasków DL od kierunku prostopadłego do płaszczyzny do kierunku [1-10] w płaszczyźnie badano w funkcji temperatury, dla rosnących pokryć. nominalnych.. Rysunek. 3.8. przedstawia. zależność. temperatury. krytycznej. wspomnianego przejścia od nominalnego pokrycia Fe (preparatyka w 500K), wyznaczoną na podstawie analizy serii pomiarów SP-STS.. Rys. 3.8. Zależność temperatury krytycznej reorientacji spinowej SRT od nominalnego pokrycia Fe, wyznaczona na podstawie analizy serii pomiarów SP-STS [Berg06]. Przejście odbywa się w obszarze pomiędzy punktami zaznaczonymi jako pełne i puste kółka. Szara linia służy jedynie za przewodnik dla oka. Szary prostokąt oznacza obszar pokryć i temperatur badanych w pracy [Haus98A].. 33.

(34) Puste kółka na przedstawionym wykresie oznaczają najniższą temperaturę, w której dla danego pokrycia nominalnego nie zaobserwowano magnetycznego kontrastu prostopadłego do płaszczyzny próbki. Analogicznie pełne kółka to najwyższa temperatura, w której paski DL wykazują jeszcze anizotropię prostopadłą. Szary prostokąt odnosi się do zakresu temperatur i grubości badanych przy pomocy techniki MOKE w pracy [Haus98B], w którym obserwowano niezerowe namagnesowanie w stanie remanencji, w kierunku prostopadłym do płaszczyzny. Widać wyraźnie, że podniesienie temperatury pomiaru utrudnia znacznie znalezienie przedziału grubości, w którym możliwa byłaby detekcja sygnału związanego z namagnesowaniem prostopadłym do płaszczyzny. Należy jednak pamiętać, że obserwowane przez autorów [Berg06] przejście może mieć swe źródło nie tylko w temperaturowej zależności anizotropii, lecz również w pominiętej w ich rozważaniach czułości na adsorpcję gazów resztkowych [Durk97]. Wpływ gazów resztkowych może być w tym przypadku szczególnie duży w związku z czasochłonnym charakterem pomiarów SP-STS, jak również ze względu na niskie temperatury (sprzyjające adsorpcji na powierzchni próbek), w których były one wykonywane. Rodzaj wzrostu, struktura oraz lokalne uporządkowanie magnetyczne przykrytych srebrem warstw Fe /W(110) w przedziale nominalnych pokryć od 1psML do ~4psML były tematem badań w pracy [Przy89]. Stosując techniki CEMS, AES i LEED potwierdzono warstwowy rodzaj wzrostu i pseudomorfizm dwóch pierwszych warstw atomowych Fe dla preparatyki w temperaturze 300K oraz pokazano, że wzrost w temperaturze podniesionej do 475K jest wyraźnie różny. W szczególności, druga warstwa atomowa nie rośnie już pseudomorficznie. Lokalny charakter pomiaru Mössbauerowskiego pozwolił autorom na zidentyfikowanie pól nadsubtelnych: a. Monowarstwy. pokrytej. Ag,. wykazującej. prawie. niemagnetyczny. charakter. w temperaturze pokojowej. Wraz z rosnącym pokryciem Fe ulega ona polaryzacji magnetycznej od grubszych obszarów, skutkiem czego rośnie związane z nią pole nadsubtelne ( do ok. ~4T). b. Warstwy graniczącej z podłożem W, przykrytej jednak następnymi warstwami Fe (interfejs Fe/W, ~20T). c. Drugiej warstwy atomowej Fe przykrytej Ag (~28T). d. Obszarów o właściwościach magnetycznych identycznych lub zbliżonych do Fe litego (np. warstwy druga i trzecia w obszarach trójwarstwowych przykrytych Ag, ~33T).. 34.

(35) Warstwy o grubości rzędu kilkunastu warstw atomowych są już w pełni zrelaksowane - w obrazach LEED nie obserwuje się dodatkowych plamek związanych z dyslokacjami misfitowymi. Dla pokrycia nominalnego w zakresie (~4 - ~20ML) warstwy Fe wykazują anizotropię magnetyczną o osi łatwej w płaszczyźnie, skierowanej wzdłuż [1-10]. Genezy zmiany kierunku łatwego namagnesowania z [001] dla litego Fe do [1-10] dla cienkich warstw Fe(110) w tym przedziale grubości należy szukać w anizotropii powierzchniowej. W przypadku powierzchni Fe(110)/W(110), dla której występująca w równaniu 2.4 stała Ks = 3.0 erg/cm2 > 0 [Grad86], jest w pełni usprawiedliwione by ograniczyć rozważania do namagnesowania leżącego w płaszczyźnie (110) i opisanego kątem azymutalnym ϕ, mierzonym od wybranego kierunku krystalograficznego, np. od [001] jak to zostało pokazane na rysunku 3.9. normalna do płaszczyzny (110). M. θ. [001] θ=90º, płaszczyzna (110). φ. M. Fe/W(110) a). [1-10]. b). Rys. 3.9. Definicja kątów a) polarnego θ od normalnej do płaszczyzny (110) oraz b) azymutalnego φ w płaszczyźnie (110). Można pokazać, że wzór na gęstość energii anizotropii przyjmuje w takim przypadku formę: (F/V)110 = (Kvp/4)(sin22ϕ + sin4ϕ) – (Ksp/d)sin2ϕ Przyjmując. stałą. anizotropii. magnetokrystalicznej. taką. (3.1) jak. w. litym. Fe. (Kvp = 4.5 * 105erg*cm-3) oraz stałą anizotropii magnetycznej w płaszczyźnie Ksp = 0.11 erg*cm-2 [Grad86] można wyrysować zależność 3.1 w funkcji kąta azymutalnego, dla różnych grubości Fe jak na rysunku 3.10. Przyczynek objętościowy faworyzuje kierunek [001], natomiast przyczynek powierzchniowy sprzyja namagnesowaniu układu zgodnemu z kierunkiem [1-10]. Dla niewielkich grubości Fe, minimum globalne energii przypada dla kąta azymutalnego φ = 90º (czyli dla kierunku [1-10]). Wraz ze wzrostem grubości, dla pewnej krytycznej grubości (wynoszącej dla przyjętych. wartości stałych anizotropii ok.. 100Å) minimum globalne dla kąta φ = 90º staje się jedynie minimum lokalnym, a minimum globalne obserwuje się teraz dla kąta φ = 0º, co oznacza, że oś łatwa namagnesowania jest. 35.

(36) równoległa do kierunku [001], tak jak to ma miejsce w litym Fe. Można więc powiedzieć, że obserwowane SRT w płaszczyźnie (110), wymuszone wzrostem warstwy, odbywa się skutkiem kompetycji przyczynków anizotropii powierzchniowej i objętościowej.. F/V * (1/105erg*cm-3). 2. lite Fe. 1 0 -1. 100Å grubość krytyczna SRT. -2 -3. 20Å. -4 -5 0. [001]. 45. 90. [1-10]. ϕ. 135. 180. [00-1]. Rys. 3.10. Zależność 3.1 energii magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie w funkcji kąta azymutalnego φ dla różnych grubości Fe.. Wraz ze wzrostem grubości warstwy przyczynek objętościowy do energii swobodnej układu zaczyna przeważać nad przyczynkiem powierzchniowym i magnetyczne anizotropowe właściwości warstwy stają się identyczne z obserwowanymi w litych kryształach Fe. W literaturze spotkać można jeszcze jedną, odmienną interpretację opisanego przejścia SRT, w której jako jego źródło podaje się nie magnetyczną anizotropię powierzchniową, a dodatkową anizotropię magnetoelastyczną związaną z naprężeniami warstwy Fe, wynikającymi z niedopasowania sieciowego Fe/W [Pope03]. Anizotropia ta preferuje zdaniem autorów kierunek łatwy namagnesowania [1-10] i wraz ze wzrostem warstwy oraz relaksacją jej naprężeń zanika, powodując tym samym obrót namagnesowania warstwy do kierunku [001]. Interpretacja ta jednak nie jest powszechnie akceptowana. Oba 36.