Index of /rozprawy2/11278

Pełen tekst

(1)Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej. Praca doktorska. Barbara Matlak. Polaryzacja wymienna w epitaksjalnych układach Fe/CoO oraz Co/CoO ´ ezak Promotor: dr hab. Tomasz Sl ˛. Kraków, 2017.

(2) O±wiadczenie autora rozprawy: O±wiadczam, ±wiadoma odpowiedzialno±ci karnej za po±wiadczenie nieprawdy, »e niniejsz¡ prac¦ doktorsk¡ wykonaªam osobi±cie i samodzielnie i »e nie korzystaªam ze ¹ródeª innych ni» wymienione w pracy.. data, podpis autora. O±wiadczenie promotora rozprawy: Niniejsza rozprawa jest gotowa do oceny przez recenzentów.. data, podpis promotora rozprawy.

(3) Dzi¦kuj¦ mojemu promotorowi, dr. hab. Tomaszowi l¦zakowi, za pomoc okazan¡ podczas przygotowywania niniejszej pracy doktorskiej. Dzi¦kuj¦ równie» wszystkim Kole»ankom i Kolegom z Katedry Fizyki Ciaªa Staªego AGH i z Instytutu Katalizy i Fizykochemii Powierzchni PAN, a w szczególno±ci dr Annie Kozioª-Rachwaª, dr Ewie Mªy«czak, mgr in». Piotrowi Dró»d»owi i dr in». Michaªowi l¦zakowi za wszelk¡ pomoc i »yczliwo±¢ w czasie pracy . Chciaªabym podzi¦kowa¢ równie» prof. dr. hab. Józefowi Koreckiemu za wprowadzenie mnie do wspaniaªego ±rodowiska naukowego. Dzi¦kuj¦ równie» mojemu M¦»owi, Krzysztofowi, za wszelkie wsparcie podczas realizacji tej pracy.. Praca projektu. zostaªa. przygotowana. Narodowego. 2011/02/A/ST3/00150. ne. przez. Mariana O±rodek. Krakowskie. Centrum Badania. Konsorcjum. Smoluchowskiego, Wiod¡cy. na. w. lata. ramach. Nauki byªy. nr. dotowa-. Naukowe. im.. Krajowy. Naukowy. 2012-2017,. wspierany. przez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wy»szego.. 3.

(4) Streszczenie Praca dotyczy bada« eksperymentalnych zjawiska polaryzacji wymiennej (ang.. bias ),. exchange. wyst¦puj¡cego w ukªadach, w których warstwa ferromagnetyka (FM) graniczy. z antyferromagnetykiem (AFM). W ukªadzie Fe/CoO pokazano, »e kontrolowana zmiana anizotropii magnetycznej warstwy Fe, uzyskana dzi¦ki zjawisku reorientacji spinowej, sterowanemu zmian¡ jej grubo±ci, ma daleko id¡ce konsekwencje dla zjawiska polaryzacji wymiennej w dwuwarstwach Fe/CoO. Wyniki dotycz¡ce ukªadu Fe/CoO wskazuj¡ na silny wpªyw anizotropii magnetycznej warstw ferromagnetycznych na wªa±ciwo±ci podwarstw antyferromagnetycznych. W klasycznym obrazie zjawiska. exchange bias,. to warstwa AFM polaryzuje. magnetycznie warstw¦ FM. W prezentowanym w niniejszej pracy eksperymencie pokazano, »e w ukªadzie Fe/CoO równolegle wyst¦puje drugi efekt, polegaj¡cy na silnej modykacji anizotropii magnetycznej warstwy AFM przez warstw¦ FM. Dla ukªadu Co/CoO pokazano jednoczesne wyst¦powanie polaryzacji wymiennej oraz prostopadªej anizotropii magnetycznej. Wyniki bada« ukªadu Co/CoO wskazuj¡ na to, »e zjawisko. exchange bias. ma wpªyw na wzmocnienie anizotropii magnetycznej. warstwy ferromagnetycznej w ukªadach FM/AFM, co jest szczególnie istotne w przypadku warstw ferromagnetycznych wykazuj¡cych prostopadª¡ anizotropi¦ magnetyczn¡. Podsumowuj¡c, przedstawione w rozprawie wyniki bada« ukªadów FM/AFM pokazuj¡, »e oddziaªywanie wymienne na interfejsie FM/AFM ma daleko bardziej id¡ce konsekwencje, ni» tylko przesuni¦cie p¦tli histerezy ukªadu wzdªu» osi pola magnetycznego. W opisie magnetyzmu ukªadów FM/AFM uwzgl¦dni¢ nale»y wpªyw warstw FM na warstwy AFM, wyra¹nie udowodniony dla ukªadu CoO/Fe, oraz wpªyw warstw AFM na podstawowe wªa±ciwo±ci magnetyczne sprz¦»onych z nimi warstw FM, co pokazuj¡ badania ukªadu Co/CoO.. 4.

(5) Abstract The thesis reports on the experimental studies of exchange bias eect, which appears in a bilayers composed of ferromagnetic (FM) material neighboring the thin lm of antiferromagnet (AFM). In case of Fe/CoO bilayers it is shown that controlled modication of magnetic anisotropy of Fe layer, provided by thickness-driven spin reorientation transition, has a signicant consequences for exchange bias eect in Fe/CoO bilayers. Magnetooptical Kerr Eect (MOKE) results obtained for Fe/CoO system indicate a strong inuence of magnetic anisotropy of ferromagnetic layers on antiferromagnetic sublayers. While in the classical explanation of exchange bias eect an antiferromagnetic layer magnetically biases a ferromagnetic one, it is shown for Fe/CoO system that simultaneously there is an additional eect, namely strong modication of magnetic anisotropy of AFM layer caused by the magnetic proximity of ferromagnetic layer. As for the second investigated system: namely Co/CoO bilayer, a simultaneous occurrence of perpendicular exchange bias and out-of-plane magnetic anisotropy has been observed. MOKE results for Co/CoO bilayer indicate that the exchange bias eect induced by CoO lm enhances perpendicular magnetic anisotropy of neighboring Co lm. Summarizing, the reported results concerning FM/AFM systems proves that exchange interaction at FM/AFM interface has by far more important consequences than simple horizontal shift of magnetic hysteresis loops. It was clearly proven for Co/Fe bilayer that a description of magnetism of FM/AFM systems should consider an inuence of FM layer on AFM one. Moreover, analysis of magnetic properties of Co/CoO system indicated an inuence of AFM layer on basic magnetic properties of FM layers.. 5.

(6) Spis tre±ci Wst¦p. 8. 1 Wªa±ciwo±ci magnetyczne cienkich warstw 1.1. 1.2. 10. Efekty zwi¡zane z obni»eniem wymiarowo±ci ukªadu . . . . . . . . . . . 1.1.1. Skutki modykacji struktury pasmowej metali . . . . . . . . . .. 11. 1.1.2. Zmiana temperatury Curie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 12. 1.1.3. Anizotropia magnetyczna w ukªadach cienkowarstwowych . . . .. 12. Zjawisko. exchange bias. (EB) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 1.2.1. Modele teoretyczne opisuj¡ce zjawisko. 1.2.2. Zjawisko. exchange bias. exchange bias. . . . . . .. prostopadªe do powierzchni warstwy. . .. 2 Przegl¡d literatury na temat Co, Fe oraz CoO 2.1 2.2. 2.3. 10. Wªa±ciwo±ci magnetyczne i strukturalne litych materiaªów Wzrost i struktura cienkich warstw. 17 19 28. 31 . . . . . . .. 31. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 32. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 32. 2.2.1. Preparatyka warstw CoO. 2.2.2. Wzrost warstw Co na podªo»ach o orientacji (111). 2.2.3. Wzrost warstw Fe na monokrystalicznym podªo»u W(110). . . . . . . . . . .. 35 36. Wªa±ciwo±ci magnetyczne wybranych ukªadów cienkowarstwowych zawieraj¡cych Co, Fe i CoO. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 37. 2.3.1. Ukªady CoCoO. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 37. 2.3.2. Reorientacja spinowa dla ukªadu Fe/W(110) . . . . . . . . . . .. 43. 2.3.3. Ukªady Fe-CoO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 45. 3 Metodyka bada«. 47. 3.1. Informacje wst¦pne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 47. 3.2. Wyznaczanie staªych sieci na podstawie analizy obrazów LEED. 48. 3.3. Podstawy opisu teoretycznego magnetooptycznego efektu Kerra (MOKE). 3.4. Konguracje magnetometru MOKE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 56. 3.5. Program steruj¡cy pomiarami MOKE . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 58. 3.6. Analiza obrazów mikroskopii MOKE. 60. . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 49. 4 Wpªyw anizotropii magnetycznej w ukªadzie CoO/Fe/W(110) na efekt exchange bias 63 4.1. Preparatyka i struktura krystalograczna warstw CoO/Fe. 4.2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. Anizotropia magnetyczna i efekt CoO(111)/Fe(110). exchange bias. 63. w warstwach. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 65. w funkcji temperatury . . . . . . . . . . . .. 66. exchange bias. 4.2.1. Efekt. 4.2.2. Ewolucja p¦tli histerezy magnetycznej z grubo±ci¡ warstwy Fe. 6. .. 67.

(7) 4.2.3. Symulacje p¦tli histerezy magnetycznej dla ukªadu CoO(111)/Fe(110). 4.2.4 4.3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. Interpretacja wyników. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. Anizotropia magnetyczna i efekt. exchange bias. 69 72. w warstwach CoO/Fe . podsumowanie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 74. 5 Wªa±ciwo±ci strukturalne i magnetyczne ukªadu Co/CoO/MgO(111) 76 5.1 5.2. Preparatyka i badania wªa±ciwo±ci strukturalnych. . . . . . . . . . . . .. 76. Badanie wªa±ciwo±ci magnetycznych metod¡ magnetooptycznego efektu Kerra . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5.2.1. Anizotropia jednoosiowa w pªaszczy¹nie dwuwarstwy Co/CoO(111). 5.2.2. Temperaturowa zale»no±¢ wªa±ciwo±ci magnetycznych ukªadu. w temperaturze pokojowej . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 78 79. Co/CoO(111) w badaniach magnetooptycznego efektu Kerra w geometrii prostopadªej . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5.3. Prostopadªa anizotropia magnetyczna i efekt stwie Co/CoO(111) podsumowanie. exchange bias. 82. w dwuwar-. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 90. 6 Podsumowanie. 91. Bibliograa. 93. 7.

(8) Wst¦p Dziedzina magnetyzmu nanostruktur stanowi jedn¡ z podstaw wspóªczesnych technologii informacyjnych. Rozwój tzw. spintroniki, czyli ukªadów wykorzystuj¡cych nie tylko ªadunek elektronu, lecz równie» jego spin, daje nadziej¦ na stworzenie urz¡dze« cechuj¡cych si¦ szybszym dziaªaniem, zmniejszonym poborem mocy oraz nieulotno±ci¡ zapisanych na nich informacji. Najwa»niejszymi przedstawicielami ukªadów elektronicznych bazuj¡cych na spinie s¡ zawory spinowe (ang.. spin valve,. SV) oraz magnetyczne zª¡-. magnetic tunnel junction, MTJ). Kluczowy element takich ukªadów stanowi¡ nanostruktury wykazuj¡ce tzw. efekt exchange bias (EB).. cza tunelowe (ang.. W latach 50. XX w. W. H. Meiklejohn oraz C. P. Bean zauwa»yli, »e p¦tla histerezy nanocz¡stek kobaltowych w otoczce tlenku kobaltu jest wyra¹nie przesuni¦ta wzgl¦dem zerowego pola magnetycznego [1]. Za ¹ródªo takiego przesuni¦cia uznano sprz¦»enie wymienne (ang.. exchange coupling ). na interfejsie mi¦dzy warstw¡ ferromagnetyka. (FM) oraz antyferromagnetyka (AFM). Samo zjawisko natomiast nazwano polaryzacj¡ wymienn¡ (ang.. exchange bias ).. Prowadzone przez ponad póª wieku intensywne. badania pozwoliªy odkry¢ ogromn¡ ró»norodno±¢ ukªadów typu FMAFM i innych, wykazuj¡cych efekt EB. W tym celu wykorzystywano liczne techniki eksperymentalne oraz stworzono wielorakie teorie próbuj¡ce wyja±ni¢ zjawisko. exchange bias. w caªej. jego zªo»ono±ci [2, 3]. Jednak pomimo wªo»onego ogromnego wysiªku, nadal nie udaªo si¦ osi¡gn¡¢ peªnego zrozumienia mechanizmu rz¡dz¡cego sprz¦»eniem w ukªadach FMAFM [4]. Dlatego te» tak istotne s¡ dalsze badania, zarówno eksperymentalne, jak i teoretyczne, systemów wykazuj¡cych polaryzacj¦ wymienn¡. Celem pracy byªo zbadanie cienkich dwuwarstw magnetycznych zawieraj¡cych tlenek kobaltu (jako antyferromagnetyk) oraz zamiennie kobalt lub »elazo (jako ferromagnetyk). Cech¡ ª¡cz¡c¡ te ukªady jest wyst¦powanie w nich efektu. exchange bias.. W szczególno±ci, podj¦to prób¦ okre±lenia wpªywu zjawiska polaryzacji wymiennej indukowanego przez warstw¦ tlenku kobaltu na anizotropi¦ magnetyczn¡ s¡siaduj¡cej z ni¡ warstwy kobaltowej. Ponadto, badano wpªyw anizotropii magnetycznej warstwy »elaza na anizotropi¦ magnetyczn¡ przylegªej warstwy tlenku kobaltu, przejawiaj¡cy si¦. 8.

(9) poprzez zmiany wielko±ci obserwowanego efektu. exchange bias w dwuwarstwie CoO/Fe.. Badania przeprowadzono w Laboratorium Powierzchni i Nanostruktur na Wydziale Fizyki i Informatyki Stosowanej Akademii Górniczo Hutniczej w Krakowie. Praca ma nast¦puj¡cy ukªad. W rozdziale 1 omówiono typowe wªa±ciwo±ci magnetyczne cienkich warstw: przeanalizowano najwa»niejsze zjawiska zwi¡zane z obni»aniem wymiarowo±ci ukªadów oraz przedstawiono efekt. exchange bias. w wielowarstwach FM. AFM. Rozdziaª 2 zawiera przegl¡d dost¦pnej w literaturze wiedzy na temat wªa±ciwo±ci strukturalnych i magnetycznych materiaªów wykorzystanych do przygotowania próbek, omawianych w. dalszej cz¦±ci pracy, a wi¦c kobaltu, »elaza oraz tlenku kobaltu. Nato-. miast w rozdziale 3 przedstawiono informacje dotycz¡ce metodyki pomiarów, w szczególno±ci bazuj¡cych na magnetooptycznym efekcie Kerra. Kolejne dwa rozdziaªy omawiaj¡ wyniki bada« wªa±ciwo±ci magnetycznych ukªadów: CoO/Fe/W(110) (rozdz. 4) oraz Co/CoO/MgO(111) (rozdz. 5). Rozdziaª 6 stanowi podsumowanie pracy.. 9.

(10) Rozdziaª 1 Wªa±ciwo±ci magnetyczne cienkich warstw W bie»¡cym rozdziale omówiono krótko wªa±ciwo±ci magnetyczne ukªadów niskowymiarowych. W podrozdziale 1.1 przedstawiono najwa»niejsze zjawiska pojawiaj¡ce si¦ na skutek obni»ania wymiarowo±ci ukªadów magnetycznych. Natomiast podrozdziaª 1.2 po±wi¦cony zostaª niezwykle interesuj¡cemu zjawisku, obserwowanemu m.in. w cienkich wielowarstwach FMAFM, jakim jest polaryzacja wymienna (ang.. 1.1. exchange bias ).. Efekty zwi¡zane z obni»eniem wymiarowo±ci ukªadu. Cech¦ charakterystyczn¡ atomów na powierzchni ciaªa staªego stanowi zredukowana liczba koordynacyjna (liczba najbli»szych s¡siadów), co jest rezultatem zªamania symetrii translacyjnej. Skutkuje ona znacz¡cymi zmianami struktury elektronowej, a wi¦c i wªa±ciwo±ci magnetycznych atomów powierzchniowych. Zmniejszanie grubo±ci warstwy prowadzi do stopniowego obni»ania wymiarowo±ci ukªadu: przej±cia od trój- do dwuwymiarowego systemu. Dla bardzo cienkich warstw, w których stosunek liczby atomów powierzchniowych do liczby atomów obj¦to±ciowych jest du»y, powierzchniowe modykacje wªa±ciwo±ci zycznych wpªywaj¡ na caª¡ obj¦to±¢ warstwy. Dzi¦ki temu mo»liwe staje si¦ wyst¦powanie zjawisk, silnie zale»nych od grubo±ci warstwy, takich jak: wzrost momentu magnetycznego. µ,. obni»enie temperatury Curie. anizotropii magnetycznej.. 10. TC ,. czy zmiany.

(11) 1.1.1. Skutki modykacji struktury pasmowej metali. W izolowanym atomie ¹ródªem momentu magnetycznego s¡ niesparowane elektrony. W metalach nakªadanie si¦ funkcji falowych skutkuje powstaniem pasm elektronowych, cechuj¡cych si¦ elektronow¡ g¦sto±ci¡ stanów. n(E).. Zmniejszenie liczby koordynacyj-. nej, spowodowane np. obecno±ci¡ powierzchni, powoduje zw¦»enie pasma przewodnictwa, prowadz¡c do zwi¦kszenia g¦sto±ci stanów na poziomie Fermiego tego, w przypadku wi¦kszo±ci metali Stonera. n(EF ) · U > 1,. 3d,. n(EF ). Skutkiem. dla powierzchni ªatwiej zrealizowa¢ warunek. ni» dla materiaªu litego (U oznacza wewn¡trzatomow¡ energi¦. oddziaªywania kulombowskiego mi¦dzy dwoma elektronami o przeciwnych spinach na tym samym orbitalu) [5]. Speªnienie warunku Stonera jest konieczne (lecz nie musi by¢ wystarczaj¡ce), aby mogªo zaistnie¢ uporz¡dkowanie ferromagnetyczne. Ponadto, obni»enie liczby koordynacyjnej prowadzi do przesuni¦cia oraz rozszczepienie pasma. d, zmiany g¦sto±ci stanów (transfer ªadunków) w pasmach sp i d, hybrydyzacji. pasm, a tak»e do pojawienia si¦ niezerowego momentu orbitalnego (w obj¦to±ci metalu wygaszonego przez pole krystaliczne). Generalnie, modykacje te skutkuj¡ wzrostem momentu magnetycznego szenie warto±ci. µ.. Obliczenia dla wielu metali wyra¹nie wskazuj¡ na zwi¦k-. µ wraz z obni»aniem wymiarowo±ci ukªadu, a rezultat ten potwierdzaj¡. wyniki do±wiadczalne. Na rysunku 1.1 pokazano zaczerpni¦te z literatury wyniki pomiarów momentu magnetycznego Fe [6] oraz Ni [7] w funkcji liczby atomów. N. tworz¡cych. klastry tych metali, co odpowiada stopniowej zmianie wymiarowo±ci ukªadów. Wida¢, »e. µ. dla Fe zmienia si¦ od ok.. 3µB. przy. N < 100. atomów do. 2.2µB. dla. N > 500. atomów. Natomiast w przypadku atomów Ni ewolucja jest jeszcze bardziej gwaªtowna:. µ = 1.8µB N > 90 do. dla klastra 5-atomowego, spada do jedynie. 1.3µB. przy. N = 10 atomów, a dla. warto±¢ momentu magnetycznego zmienia si¦ ju» tylko w przedziale od. 0.9µB. 1µB .. Rysunek 1.1: Moment magnetyczny na atom (µ) klastrów Fe [6] (a) oraz Ni [7] (b), w funkcji rozmiaru klastrów poszczególnych metali.. 11.

(12) 1.1.2. Zmiana temperatury Curie. Kolejnym nast¦pstwem zªamania symetrii translacyjnej w metalach ferromagnetycznych jest utrata przez atomy powierzchniowe magnetycznych s¡siadów i wynikaj¡ce z niej zniesienie jednorodno±ci oddziaªywania wymiennego wzdªu» normalnej do powierzchni. Skutkuje to zwi¦kszeniem prawdopodobie«stwa wzbudze« termicznych, w nast¦pstwie czego na powierzchni obserwuje si¦ szybsze ni» w materiale litym temperaturowe zmiany namagnesowania. W ukªadach cienkowarstwowych zjawisko to prowadzi do obni»enia temperatury Curie. TC . Przykªadowo, na rysunku 1.2 pokazano wyniki oblicze« warto±ci. temperatury Curie dla ró»nych grubo±ci warstwy Co(0001), skonfrontowane z rezultatami eksperymentalnymi, uzyskanymi dla wielowarstw Co/Pt [8]. Jak wida¢, zmiana grubo±ci od jednej do sze±ciu monowarstw Co skutkuje wzrostem. TC. do ponad 1000 K (co i tak pozostaje warto±ci¡ znacznie ni»sz¡, ni». od poni»ej 500 K. TC = 1388. K litego. kobaltu).. Rysunek 1.2: Warto±¢ temperatury Curie (TC ) dla ultracienkiej warstwy Co (0001) w funkcji liczby pªaszczyzn atomowych. N.. Wypeªnione punkty oznaczaj¡ rezultat. oblicze«, a puste wyniki eksperymentalne uzyskane dla wielowarstw Co/Pt [8].. 1.1.3. Anizotropia magnetyczna w ukªadach cienkowarstwowych. ródªa anizotropii magnetycznej Anizotropia magnetyczna stanowi miar¦ zale»no±ci energii stanu podstawowego od kierunku namagnesowania. Deniuje preferowany (tzw. ªatwy), po±redni i trudny kierunek namagnesowania. Ma istotne znaczenie technologiczne w dziedzinie przechowywania i odczytu informacji m. in. w tematyce magnetooptycznego zapisu danych [9].. 12.

(13) W cienkich warstwach zjawiska zyczne, okre±laj¡ce preferowan¡ orientacj¦ momentu magnetycznego oraz jego wielko±¢, ulegaj¡ silnej modykacji w stosunku do materiaªów litych. Dzi¦ki temu, poprzez dobór odpowiednich materiaªów oraz zmiany grubo±ci warstw, mo»liwe staje si¦ wytwarzanie ukªadów o po»¡danej anizotropii magnetycznej. Najbardziej efektownym tego przejawem okazuje si¦ zmiana preferowanego kierunku namagnesowania od obserwowanej zwykle orientacji w pªaszczy¹nie, do kierunku prostopadªego do pªaszczyzny warstwy, czyli wywoªanie prostopadªej aniozotropii magnetycznej (ang.. perpendicular magnetic anisotropy, PMA).. Dwoma gªównymi ¹ródªami anizotropii magnetycznej s¡: dipolowe oddziaªywanie magnetyczne oraz oddziaªywanie spin-orbita [10, 9]. Z powodu swego dalekozasi¦gowego charakteru, oddziaªywanie dipolowe skutkuje przyczynkiem do anizotropii zale»nym od ksztaªtu ukªadu (tzw. anizotropia ksztaªtu). Jest ono szczególnie wa»ne w cienkich warstwach, gdy» odpowiada za cz¦sto obserwowane w takich ukªadach namagnesowanie w pªaszczy¹nie. W ukªadach, w których nie wyst¦puje oddziaªywanie spin-orbita, caªkowita energia ukªadu spinów elektronów nie zale»y od kierunku namagnesowania. Lecz gdy w ukªadzie istnieje sprz¦»enie spin-orbita, pojawiaj¡ si¦ w nim efekty zale»ne od kierunku. Orbitalne funkcje falowe przejawiaj¡ wtedy cechy symetrii krysztaªu, skutkiem oddziaªywania pomi¦dzy atomami sieci, wynikaj¡cego z elektrycznych pól krystalicznych oraz zachodzenia na siebie funkcji falowych. Spiny wiedz¡ o istnieniu anizotropii dzi¦ki sprz¦»eniu spin-orbita. Wtedy caªkowita energia ukªadu zale»y od ustawienia kierunku magnetyzacji wzgl¦dem osi symetrii krysztaªu, co skutkuje pojawieniem si¦ tzw. przyczynku magnetokrystalicznego do anizotropii magnetycznej. Obni»enie symetrii na powierzchni istotnie modykuje warto±¢ przyczynku magnetokrystalicznego w porównaniu do jego warto±ci w materiale litym. Skªadnik energii anizotropii zwi¡zany z efektami powierzchniowymi nazywany jest cz¦sto anizotropi¡ powierzchniow¡ albo anizotropi¡ Néela [11]. Warto zwróci¢ uwag¦, jak du»e warto±ci mo»e przyjmowa¢ anizotropia powierzchniowa. W tabeli 1.1 porównano energie anizotropii magnetycznej cienkich wielowarstw zawieraj¡cych Co oraz kilku innych zwi¡zków [10]. Jak wida¢, anizotropia wielowarstw jest kilkukrotnie wi¦ksza ni» litego Co, a tylko niewiele mniejsza od materiaªów wykorzystywanych do wykonywania magnesów trwaªych. Oddziaªywanie spin-orbita odpowiada równie» za anizotropi¦ magnetoelastyczn¡ (wraz z efektem przekrywania funkcji falowych s¡siednich atomów), wywoªywan¡ w ukªadzie przez napr¦»enia. W cienkich warstwach napr¦»enia mog¡ by¢ powodowane przez ró»ne czynniki, takie jak: ró»nice we wspóªczynnikach rozszerzalno±ci cieplnej s¡siadu-. 13.

(14) Tabela 1.1:. Energie anizotropii magnetycznej (ang.. magnetic anisotropy energy,. MAE), liczone na jednostk¦ obj¦to±ci materiaªu magnetycznego dla litych metali przej±ciowych, wielowarstw, oraz materiaªów na magnesy trwaªe [10].. Ukªad. MAE. 3 (MJ/m ). Materiaªy lite Fe. 0.017. Ni. 0.042. Co. 0.85. Wielowarstwy Co/Ni. 2. Co/Pd, Co/Pt. 5. YCo5. 7. Nd2 Fe14 B. 12. SmCo5. 30. Magnesy trwaªe. j¡cych materiaªów, wewn¦trzne napr¦»enia zwi¡zane z natur¡ procesu osadzania warstw oraz niedopasowanie sieciowe przylegªych materiaªów. Ponadto rzeczywiste warstwy nigdy nie s¡ idealnie pªaskie. Zawsze cechuj¡ si¦ pewn¡ szorstko±ci¡ lub wymieszaniem materiaªów na granicy warstw (interdyfuzj¡), co równie» skutkuje modykacjami wªa±ciwo±ci magnetycznych. Wpªyw szorstko±ci na anizotropi¦ magnetyczn¡ byª badany przez P. Bruno [12]. Cytowany autor charakteryzowaª interfejs za pomoc¡ parametru szorstko±ci. ζ,. oznaczaj¡cego ±rednie kwadratowe odchylenie od. idealnie pªaskiej powierzchni oraz dªugo±¢ korelacji. ξ , równ¡ ±redniej dªugo±ci pªaskiego. obszaru na powierzchni (tarasu). Szorstko±¢ skutkuje pojawieniem si¦ rozmagnesowuj¡cego pola magnetycznego w pªaszczy¹nie na kraw¦dziach tarasów, obni»aj¡c przez to anizotropi¦ ksztaªtu. Dlatego pochodz¡cy od szorstko±ci przyczynek do anizotropii magnetycznej zawsze jest dodatni, czyli faworyzuje anizotropi¦ prostopadª¡. Co wi¦cej, ze wzgl¦du na zwi¡zek jedynie z interfejsem, skaluje si¦ jak. 1/t,. gdzie. t. oznacza grubo±¢. warstwy. Podczas osadzania warstw mo»e zachodzi¢ równie» interdyfuzja. Nieostra granica mi¦dzy warstwami wprowadza losowo±¢ w wi¡zaniach magnetycznych par (wedªug modelu Néela [11]), co oczywi±cie skutkuje zmniejszeniem anizotropii interfejsowej. Obliczenia [13] pokazuj¡ siln¡ zale»no±¢ anizotropii magnetycznej od stopnia wymieszania na granicy warstw.. 14.

(15) Fenomenologiczny opis anizotropii magnetycznej i reorientacji spontanicznego namagnesowania w warstwach metali przej±ciowych Anizotropia magnetyczna jest wyra¹nie powi¡zana z symetri¡ krystaliczn¡ i z ksztaªtem próbki. W ukªadach cienkich warstw naturaln¡ o± symetrii stanowi normalna do powierzchni. Okazuje si¦, »e w takich ukªadach anizotropi¦ magnetyczn¡ zwykle wystarczaj¡co dobrze mo»na opisa¢ jako anizotropi¦ jednoosiow¡, której g¦sto±¢ energii na jednostk¦ obj¦to±ci. E. przedstawia proste wyra»enie:. E = K sin2 θ, gdzie. K. θ. (1.1). stanowi k¡t od kierunku namagnesowania próbki do normalnej, natomiast. oznacza staª¡ anizotropii. Niekiedy w opisie wyników eksperymentalnych koniecz-. ne jest uwzgl¦dnienie jeszcze czªonu anizotropii drugiego rz¦du, zwykle bardzo maªy. Ze wzoru 1.1 wynika, »e dodatnia staªa. K. K2 sin4 θ,. lecz jest on. opisuje przypadek prefe-. rowanego kierunku namagnesowania prostopadªego do pªaszczyzny warstwy (minimum energii przypada wtedy dla k¡ta nia le»y w pªaszczy¹nie. Staªa. K. θ = 0◦ ).. Z kolei dla. K <0. o± ªatwa namagnesowa-. okre±la jednocze±nie energi¦ anizotropii (deniowan¡. na jednostk¦ obj¦to±ci), uwzgl¦dniaj¡c wszystkie przyczynki z ró»nych ¹ródeª, st¡d te» bywa nazywan¡ efektywn¡ staª¡ anizotropii,. Kef .. Uwzgl¦dniaj¡c wnioski Néela doty-. cz¡ce anizotropii cienkich warstw [11], zwykªo si¦ stosowa¢ fenomenologiczny podziaª efektywnej anizotropii na przyczynek obj¦to±ciowy ze staª¡ oraz powierzchniowy. KS. KV. (na jednostk¦ obj¦to±ci). (na jednostk¦ powierzchni), wedªug nast¦puj¡cej zale»no±ci:. Kef = KV + 2KS /t, gdzie. t. (1.2). oznacza grubo±¢ warstwy, natomiast czynnik 2 okre±la wkªad od dwóch jed-. nakowych powierzchni warstwy. W ogólnym przypadku ka»da powierzchnia lub interfejs wnosi indywidualny wkªad typu. KS /t.. Wyra»enie 1.2 jest cz¦sto wykorzystywane. w badaniach eksperymentalnych w celu okre±lenia warto±ci pokazuje typowy wykres warto±ci iloczynu. Kef · tCo. KV. oraz. KS .. Rysunek 1.3. w funkcji grubo±ci kobaltu. tCo. dla wielowarstwy Co/Pd [14]. Ujemny wspóªczynnik kierunkowy dopasowanej prostej wskazuje na ujemn¡ staª¡ anizotropii. KV ,. faworyzuj¡c¡ namagnesowanie w pªaszczy¹-. nie, podczas gdy przeci¦cie osi rz¦dnych dla. tCo = 0. wskazuje na dodatni¡ warto±¢. staªej anizotropii powierzchniowej, faworyzuj¡c¡ z kolei namagnesowanie prostopadªe do powierzchni ukªadu. Poni»ej okre±lonej grubo±ci warstwy kobaltowej, oznaczonej jako. t⊥. (równej. t⊥ = −2KS /KV ,. w prezentowanym przykªadzie. t⊥ = 13. Å), przyczynek. 15.

(16) powierzchniowy anizotropii przewy»sza obj¦to±ciowy, co skutkuje prostopadªym namagnesowaniem wielowarstwy. Innymi sªowy dla. tCo < t⊥ ,. zostaje przezwyci¦»one silne. pole rozmagnesowuj¡ce, które pojawia si¦ gdy kierunek magnetyzacji odchyla si¦ od pªaszczyzny warstwy i odpowiada zwykle za ustawienie kierunku ªatwego namagnesowania w pªaszczy¹nie [9].. Kef f. Rysunek 1.3: Iloczyn efektywnej staªej anizotropii. i grubo±ci. tCo. warstwy Co. w funkcji tCo dla wielowarstw Co/Pd. Przeci¦cie dopasowanej prostej z osi¡ pionow¡. KS , a jej wspóªczynnik kieKV . Wykres zaczerpni¦ty z pra-. jest równe dwukrotno±ci anizotropii powierzchniowej runkowy odpowiada przyczynkowi obj¦to±ciowemu cy [14].. Przytoczony (rys. 1.3) przykªad wyników bada« wielowarstwy Co/Pd [14] wskazuje, »e w analizowanym ukªadzie zaszªo zjawisko spontanicznej reorientacji namagnesowania (ang.. spin reorientation transition,. SRT), wywoªane zmian¡ grubo±ci podwarstw. Co. W procesie SRT orientacja kierunku magnetyzacji samorzutnie zmienia si¦ od jednego kierunku wzgl¦dem sieci krystalicznej, do innego. Zjawisko to mo»e zachodzi¢ w funkcji ró»nych parametrów, takich jak temperatura, grubo±¢ warstwy lub obecno±¢ adsorbatów. W wi¦kszo±ci przypadków podawanych w literaturze [15] SRT odnosi si¦ do rotacji namagnesowania cienkiej warstwy od pªaszczyzny do kierunku prostopadªego, lub odwrotnie. Mo»liwe jest równie» przej±cie SRT w pªaszczy¹nie, gdy kierunek spontanicznego namagnesowania zmienia si¦ wzgl¦dem kierunków krystalogracznych tylko w pªaszczy¹nie próbki. Istotne jest, aby odró»nia¢. spontaniczn¡. reorientacj¦ kierunku. namagnesowania od zmian wywoªanych przyªo»eniem zewn¦trznego pola magnetycznego podczas pomiaru p¦tli histerezy. Podsumowuj¡c, równowagowy kierunek namagnesowania jest okre±lany przez anizotropie magnetyczne. Zjawisko SRT wynika ze wspóªistnienia dwóch lub wi¦cej wzajemnie konkurencyjnych anizotropii, preferuj¡cych ró»ne kierunki ªatwego namagnesowania. Gdy np. dwie wspóªzawodnicz¡ce anizotropie wykazuj¡ ró»ne zale»no±ci temperaturowe, w ukªadzie takim mo»e zaj±¢ spontaniczna reorientacja kierunku namagnesowania. 16.

(17) wywoªana zmianami temperatury. Zwykle gªównym ¹ródªem modykacji kierunku magnetyzacji w cienkich warstwach jest obecno±¢ powierzchniowych lub interfejsowych anizotropii, konkuruj¡cych z tymi zwi¡zanymi z wewn¦trzn¡ cz¦±ci¡ warstwy.. Zjawisko exchange bias (EB). 1.2. Efekt polaryzacji wymiennej (ang.. exchange bias, EB), okre±lany te» niekiedy jako ani-. zotropia wymienna, opisuje zjawisko sprz¦»enia magnetycznego, którego ¹ródªo stanowi interfejsowe sprz¦»enie wymienne mi¦dzy ferromagnetykiem (FM), a antyferromagnetykiem (AFM). Do gªównych przejawów zjawiska EB nale»¡: przesuni¦cie p¦tli histerezy wzdªu» osi pola magnetycznego oraz zwi¦kszenie pola koercji. Ponadto cz¦sto podawane s¡ takie cechy jak: tzw. efekt treningu (ang.. training eect ), przejawiaj¡cy si¦ w stopnio-. wym zmniejszaniu pola EB obserwowanego podczas kolejnych przemagnesowa« ukªadu, asymetria p¦tli histerezy, czy pionowe przesuni¦cie p¦tli histerezy (wzdªu» osi namagnesowania). Efekty te uwidaczniaj¡ si¦ po schªodzeniu ukªadu FMAFM w polu magnetycznym (ang.. eld-cooling, FC) poni»ej temperatury Néela (TN ) antyferromagnetyka,. rzadziej obserwuje si¦ je po schªodzeniu próbki bez zewn¦trznego pola magnetycznego (ang.. zero eld-cooling,. ZFC). Genez¦ wspomnianych zjawisk stanowi interfejs wspóª-. dzielony przez dwa uporz¡dkowane magnetycznie systemy: FM oraz AFM. W praktyce bardzo cz¦sto obserwuje si¦ zanik zjawiska EB w temperaturze nieco ni»szej od Warto±¢ temperatury, dla której efekt peratur¦ blokowania. TB .. exchange bias. TN .. zeruje sie, deniuje si¦ jako tem-. Zjawisko EB obserwowane byªo w licznych strukturach zawie-. raj¡cych interfejs AFMFM, takich jak: ukªady wielowarstwowe, cienkie warstwy FM na antyferromagnetycznych monokrysztaªach, czy nanocz¡stki typu rdze«-powªoka (ang.. core-shell ). Ponadto udowodniono, »e efekt exchange bias wyst¦puje równie» dla innych typów interfejsów, m. in.: FM/szkªo spinowe, FM/ferrimagnetyk (FI), magnetycznie mi¦kki FM/magnetycznie twardy FM, FI/AFM, FI/FI oraz AFM/rozcie«czony póªprzewodnik magnetyczny (ang.. diluted magnetic semiconductor,. DMS). W literaturze. dost¦pny jest szeroki przegl¡d aktualnego stanu wiedzy na temat efektu EB (np. [2, 3]). Najprostszy, fenomenologiczny model, ukazuj¡cy mechanizm zjawiska. exchange bias,. powoªuje si¦ na konguracj¦ spinów na interfejsie FMAFM. Na rys. 1.4 schematycznie przedstawiono genez¦ przesuni¦cia p¦tli histerezy dla sprz¦»onego wymiennie ukªadu FMAFM. Prezentowany model zakªada, »e temperatura Curie wy»sza, ni» temperatura Néela. TN. antyferromagnetyka, tzn.. TC. ferromagnetyka jest. TC > TN .. Ponadto war-. stwa AFM powinna cechowa¢ si¦ stosunkow¡ wysok¡ anizotropi¡ magnetokrystaliczn¡. KAF M . 17.

(18) Rysunek 1.4: Schemat ustawienia spinów sprz¦»onej dwuwarstwy FMAFM w kolejnych etapach jej przemagnesowania (po uprzednim schªodzeniu w zewn¦trznym polu magnetycznym), na podstawie [2].. Po przyªo»eniu zewn¦trznego pola magnetycznego, gdy temperatura w przedziale. T. zawiera si¦. TN < T < TC , spiny w warstwie FM ustawiaj¡ si¦ równolegle do linii pola.. W tym czasie spiny w warstwie AFM pozostaj¡ nieuporz¡dkowane (rys. 1.4 i). Natomiast po schªodzeniu do temperatury. T < TN. w zewn¦trznym polu magnetycznym,. spiny w warstwie AFM w pobli»u interfejsu ustawiaj¡ si¦ równolegle do spinów warstwy FM, skutkiem oddziaªywania wymiennego. Pozostaªe pªaszczyzny spinów w AFM porz¡dkuj¡ si¦ antyrównolegle, tak by utrzyma¢ zerowe wypadkowe namagnesowanie AFM (rys. 1.4 ii). Gdy nast¦puje zmiana znaku zewn¦trznego pola magnetycznego, spiny FM zaczynaj¡ si¦ obraca¢. Pomimo to, dla odpowiednio du»ej warto±ci. KAF M ,. orientacja spinów AFM pozostaje bez zmian (rys. 1.4 iii). Dlatego te» oddziaªywanie wymienne mi¦dzy spinami warstwy FM i AFM próbuje ustawi¢ spiny FM równolegle do interfejsowych spinów AFM. Innymi sªowy, spiny AFM na interfejsie wywieraj¡ niewielki moment skr¦caj¡cy na spiny FM, aby pozostaªy one w niezmienionym ustawieniu (tj. równolegle do AFM). Z tego powodu spiny FM zyskuj¡ jedn¡ stabiln¡ konguracj¦, czyli anizotropia jest. jednozwrotowa. Tote» warto±¢ pola magnetycznego koniecznego do. caªkowitego odwrócenia namagnesowania warstwy FM jest wi¦ksza, je±li pozostaje ona w kontakcie z warstw¡ AFM, gdy» potrzeba dodatkowej energii dla przezwyci¦»enia mikroskopowego momentu skr¦caj¡cego. Jednak»e gdy zewn¦trzne pole magnetyczne jest zawracane z powrotem do pocz¡tkowego kierunku, spiny FM zaczynaj¡ obraca¢ si¦ ju» w sªabszym lokalnym polu magnetycznym, wªa±nie z powodu oddziaªywania ze spinami AFM, które teraz dziaªaj¡ momentem skr¦caj¡cym w tym samym kierunku co. 18.

(19) pole zewn¦trzne (rys. 1.4 v). Ukªad zachowuje si¦ tak, jakby istniaªo dodatkowe, wewn¦trzne pole magnetyczne, powoduj¡ce przesuni¦cie p¦tli histerezy FM równolegle do osi pola czyli wªa±nie pole. exchange bias.. Dokªadniej, jako pole. exchange bias, HEB. zdeniowana jest wielko±¢, o jak¡ ±rodek p¦tli histerezy przesuni¦ty jest od zera osi pola magnetycznego. Powy»szy, bardzo uproszczony model, pozwala jedynie jako±ciowo wytªumaczy¢ pewne cechy zjawiska. exchange bias.. nej wielko±ci pola. HEB. exchange bias. Niestety, ju» jego przewidywania co do obserwowa-. s¡ bª¦dne. Model praktycznie nie uwzgl¦dnia wpªywu na efekt. takich parametrów, jak anizotropia, szorstko±¢, konguracja spinów czy. domeny magnetyczne, podczas gdy wyniki do±wiadczalne wyra¹nie wskazuj¡ na ich istotne znaczenie w opisie zjawiska. W kolejnym podrozdziale przedstawiono najwa»niejsze, bardziej zaawansowane teorie próbuj¡ce wyja±ni¢ efekt EB.. 1.2.1. Modele teoretyczne opisuj¡ce zjawisko exchange bias. Model Meiklejohna: pierwsza próba wyja±nienia zjawiska polaryzacji wymiennej Pierwsze usiªowania stworzenia intuicyjnego modelu EB podj¦te zostaªy przez odkrywc¦ zjawiska, W. P. Meiklejohna [16]. Jako±ciowo, jego model zostaª przedstawiony w poprzednim podrozdziale (1.2). Wychodz¡c z zaªo»enia o koherentnej (tj. wspólnej) rotacji magnetyzacji FM oraz AFM, Meiklejohn podaª nast¦puj¡ce wyra»enie opisuj¡ce warto±¢ energii na jednostk¦ powierzchni interfejsu. ε:. ε = −HMF M tF M cos(θ − β) + KF M tF M sin2 (β) + + KAF M tAF M sin2 (α) − JIN T cos(β − α), gdzie. H. oznacza nat¦»enie przykªadanego pola magnetycznego,. wanie nasycenia FM, tF M (tAF M ) grubo±¢ warstwy FM (AFM), anizotropii litego FM (AFM) oraz ne s¡ nast¦puj¡co:. JIN T. (1.3). MF M. namagneso-. KF M (KAF M ) staª¡. interfejsow¡ staª¡ wymiany. K¡ty zdeniowa-. α jest k¡tem pomi¦dzy kierunkiem momentów magnetycznych AFM. µ ~ AF M oraz osi¡ anizotropii AFM, β jest k¡tem mi¦dzy wektorem namagnesowania FM ~ F M a osi¡ anizotropii FM, z kolei k¡t θ jest rozpi¦ty miedzy kierunkiem zewn¦trznego M pola magnetycznego. ~ H. i osi¡ anizotropii FM. Wzajemne ustawienie omówionych wekto-. rów i k¡tów pomi¦dzy nimi przedstawiono schematycznie na rys. 1.5. Zwykle przyjmuje si¦, »e osie ªatwe FM i AFM s¡ równolegªe. Jak wynika z analizy równania 1.3, w przypadku braku sprz¦»enia mi¦dzy FM oraz. 19.

(20) Rysunek 1.5: Schemat ustawienia odpowiednich kierunków i k¡tów mi¦dzy nimi wyst¦puj¡cych w równaniu 1.3. Zaªo»ono, »e osie anizotropii AFM oraz FM (KF M ,. KAF M ). s¡ równolegªe oraz uwzgl¦dniono, »e momenty magnetyczne poszczególnych. podsieci AFM,. µAF M ,. pola magnetycznego, a. maj¡ przeciwne zwroty.. ~ FM M. ~ H. wskazuje kierunek zewn¦trznego. wektor namagnesowania warstwy FM (na podstawie. [2]).. AFM, a tak»e przy zerowym zewn¦trznym polu magnetycznym, caªkowita energia ukªadu FMAFM redukuje si¦ do wyrazów zwi¡zanych z anizotropi¡ FM oraz AFM (2. i 3. czªon wyra»enia 1.3). Po przyªo»eniu zewn¦trznego pola magnetycznego musi by¢ wykonana pewna praca, która umo»liwi rotacj¦ spinów FM (1. czªon równania 1.3 energia Zeemana). Natomiast ostatni, 4. czªon reprezentuje sprz¦»enie wymienne mi¦dzy FM i AFM. Przy zaªo»eniu, »e anizotropia antyferromagnetyka jest bardzo du»a, jego spiny nie obracaj¡ si¦ z przykªadanym polem magnetycznym (tzn. pozostaj¡ zorientowane wzdªu» osi ªatwej AFM, zatem. α∼0. oraz. sin2 α ∼ 0).. W takim przypadku, zaniedbuj¡c staª¡. anizotropii FM (która zwykle jest znacz¡co mniejsza ni» wyra»enie 1.3 ze wzgl¦du na. α. oraz. β,. KAF M ),. oraz minimalizuj¡c. Meiklejohn uzyskaª nast¦puj¡c¡ warto±¢ pola. exchange bias : HEB = Wielko±¢. JIN T .. HEB. JIN T , MF M tF M. (1.4). przewidywana przez model Meiklejohna zale»y od przyj¦tej warto±ci. Przy zaªo»eniu, warto±ci. ny, obliczone warto±¢. HEB. JIN T. zbli»onych do ferromagnetycznej staªej wymia-. okazywaªy si¦ by¢ o kilka rz¦dów wi¦ksze od mierzonych. do±wiadczalnie [16]. Co ciekawe, przy zaªo»eniu maªej anizotropii magnetycznej AFM (zwykle warunek ten zapisuje si¦ jako:. KAF M ·tAF M < JIN T ), bardziej korzystny energetycznie jest wspól-. ny (koherentny) obrót spinów AFM i FM podczas przemagnesowania, czyli. (α − β) ∼ 0.. Wtedy nie pojawia si¦ przesuni¦cie p¦tli histerezy wzdªu» osi pola magnetycznego, na-. 20.

(21) tomiast zwi¦ksza si¦ pole koercji. HC ,. skutkiem zmodykowania przez sprz¦»enie wy-. mienne caªkowitej anizotropii magnetycznej dwuwarstwy.. Model Néela: domeny równolegªe do interfejsu Pierwsza istotna poprawka do modelu Meiklejohna zostaªa zaproponowana przez Néela dziesi¦¢ lat po odkryciu zjawiska. exchange bias. [17]. Najwa»niejsz¡ wprowadzon¡ przez. niego zmian¡ byªo zaªo»enie, »e podczas przemagnesowania ukªadu interfejs nie jest jednolity pod wzgl¦dem magnetyzmu, lecz »e w warstwie FM albo w AFM tworz¡ si¦ domeny równolegªe do powierzchni ukªadu. St¡d wynikªa konieczno±¢ doª¡czenia odpowiedniego czªonu zwi¡zanego z tworzeniem si¦ domen do wyra»enia 1.3 opisuj¡cego energi¦. ε.. Pojawienie si¦ interfejsowych ±cian domenowych mo»e znacznie zmniejsza¢. energi¦ równowagowej konguracji magnetycznej, a wi¦c i warto±¢ efektywnego sprz¦»enia. Skutkiem tego, pole. exchange bias uzyskane na podstawie modelu Néela w granicy. silnego sprz¦»enia interfejsowego, wynosi:. √ HEB ∝. KAF M AAF M , MF M tF M. √ lub. HEB ∝. KF M A F M , MF M tF M. (1.5). zale»nie od tego, czy ±ciany domenowe uformowaªy si¦ po stronie AFM, czy FM interfejsu, gdzie. fness constants ). AAF M. i. AF M. oznaczaj¡ staªe sztywno±ci wymiany (ang.. exchange stif-. odpowiednio warstw AFM oraz FM. Po uwzgl¦dnieniu odpowiednich. warto±ci staªych anizotropii oraz wymiany, wyra»enia 1.5 pozwalaªy zwykle na uzyskanie warto±¢. HEB. znacznie bardziej zbli»onych do obserwowanych eksperymentalnie [18],. ni» w przypadku modelu Meiklejohna.. Model Malozemoa: szorstki interfejs Dwadzie±cia lat po publikacjach Néela, w 1987 r. Malozemo [19] zaproponowaª model polaryzacji wymiennej oparty na hipotezie szorstkiego (a nie, jak dot¡d powszechnie zakªadano, idealnie gªadkiego) interfejsu FMAFM. W modelu tym nierówno±ci (wynikaj¡ce z szorstko±ci) stanowi¡ ¹ródªo magnetycznego pola rozproszonego, które prowadzi do rozpadu warstwy AFM na domeny o ±cianach prostopadªych do interfejsu i rozmiarze rz¦du. π(AAF M /KAF M )1/2 .. Statystyczne uktuacje namagnesowania AFM. na powierzchni tych domen generuj¡ nieskompensowane momenty magnetyczne, które sprz¦gaj¡ si¦ do FM, powoduj¡c wyst¡pienie zjawiska. exchange bias.. Model Malozemoa umo»liwiª obliczenie warto±ci pola. HEB. znacznie bli»szych uzy-. skiwanym eksperymentalnie, ni» przewidywane przez równanie 1.4 Meiklejohna. Nie-. 21.

(22) Rysunek 1.6: Szorski interfejs FM/AFM. Przerywana linia oznacza granic¦ mi¦dzy warstw¡ FM, a AFM [4].. stety, jego powa»n¡ wad¡ okazaªa si¦ kluczowa zale»no±¢ od koncentracji defektów na interfejsie, co okazaªo si¦ by¢ niezgodne z wynikami do±wiadczalnymi. Pomimo tego, sama idea powstawania w AFM domen magnetycznych prostopadªych do powierzchni i stanowi¡cych ¹ródªo nieskompensowanych spinów staªa si¦ w ostatnich latach podstaw¡ do stworzenia nowych modeli, w±ród których jednym z najwa»niejszych jest ten autorstwa Schulthessa oraz Butlera [20], omówiony w dalszej cz¦±ci rozdziaªu.. Model Mauriego: kolinearne spiny FMAFM Niemal równolegle z pracami Malozemoa, Mauri i wspóªpracownicy zaproponowali alternatywny opis zjawisk w ukªadzie FMAFM, prowadz¡cych do powstania efektu EB [21]. Do gªównych zaªo»e« modelu nale»aªy: ferromagnetyczne sprz¦»enie mi¦dzy warstwami FM i AFM poprzez idealnie pªaski i jednorodny interfejs, równolegªe ustawienie magnetyzacji FM i podsieci AFM przy braku zewn¦trznego pola oraz grubo±¢ warstwy FM znacznie mniejsza ni» szeroko±¢ ±ciany domenowej w FM. Wedªug Mauriego i wspóªpracowników, powstawanie w AFM domen równolegªych do interfejsu w trakcie rotacji namagnesowania warstwy FM mo»e spowodowa¢ wyst¡pienie efektu EB. Niestety, wad¡ modelu jest zaªo»enie jednorodnych wªa±ciwo±ci caªej pªaszczyzny interfejsowej. Ponadto do±wiadczenie pokazuje, »e w pewnych przypadkach sprz¦»enie antyferromagnetyczne na interfejsie jest nie tylko mo»liwe, ale wr¦cz najbardziej prawdopodobne. Wbrew obserwacjom eksperymentalnym, z modelu Mauriego wynika, »e warunkiem koniecznym do powstania struktury domenowej w warstwie AFM jest niska warto±¢. KAF M . W prze-. ciwnym przypadku energetycznie korzystniejsze byªoby powstanie domen w warstwie FM. Dodatkowo, w magnetycznym stanie podstawowym momenty magnetyczne FM okazaªy si¦ by¢ prostopadªe do osi ªatwej litego AFM, co staªo si¦ jednym z najwa»niejszych punktów opisanego poni»ej modelu Koona.. 22.

(23) Model Koona: prostopadªe ustawienie namagnesowania warstw: FM i AFM Podczas gdy wszystkie powy»sze modele zakªadaªy nieskompensowany interfejs FM AFM jako istotn¡ przesªank¦ do wyst¡pienia zjawiska. exchange bias, Koon podj¡ª prób¦. wytªumaczenia przyczyn zjawiska EB tak»e dla przypadku skompensowanego interfejsu [22]. Dokªadniej, jego model byª niezale»ny od faktu skompensowania b¡d¹ jego braku w interfejsowej strukturze spinów AFM (rys. 1.7).. Rysunek 1.7: Ukªad FMAFM posiadaj¡cy (a) nieskompensowany oraz (b) skompensowany interfejs.. Gªównym osi¡gni¦ciem Koona byªo pokazanie, »e konguracja spinów w stanie podstawowym odpowiada prostopadªemu ustawieniu momentów magnetycznych FM wzgl¦dem osi ªatwej AFM, jak pokazuje rysunek 1.8. To 90 stopniowe sprz¦»enie mi¦dzy spinami AFM oraz FM nazwaª stanem. spin-op.. nienia równania 1.3, opisuj¡cego energi¦. JIN T (SAF M SF M cos(a − b))2 ,. gdzie. SAF M. ε,. o dodatkowy czªon, tzw. bikwadratowy:. oraz. wiednio warstw AFM i FM, natomiast k¡ty. Skutkuje ono konieczno±ci¡ uzupeª-. a. SF M oraz. oznaczaj¡ spiny interfejsowe odpo-. b. opisuj¡ orientacj¦ spinów w po-. szczególnych warstwach. Ponadto, Koon pokazaª, »e momenty magnetyczne w pierwszej, interfejsowej warstwie AFM doznaj¡ niewielkiego skr¦cenia (por. rys. 1.8). Minimum energii jest osi¡gane, gdy spiny AFM pochylone s¡ o stosunkowo maªy k¡t. θ < 10◦. wzgl¦dem osi ªatwej litego AFM, ze skªadow¡ zwrócon¡ przeciwnie do kierunku pola chªodz¡cego. Niestety, przy caªej zasadno±ci wniosków Koona, jak pokazali Schulthess i Butler [20], jego model miaª jedn¡ kluczow¡ wad¦: niemo»liwe byªo uzyskanie za jego pomoc¡ przesuni¦cia p¦tli histerezy, czyli kluczowego przejawu efektu. exchange bias.. Innymi sªowy, sama tylko niekolinearna struktura magnetyczna interfejsu nie wystarcza do wygenerowania EB, a wi¦c do wytworzenia wymaganej anizotropii jednozwrotowej, skutkuj¡cej przesuni¦ciem p¦tli histerezy. Jednak»e, co istotne, model Koona dobrze opisywaª zwi¦kszenie koercji w ukªadach FM/AFM.. Model Schulthessa oraz Butlera: powi¡zanie wniosków Malozemoa oraz Koona We wspomnianej wcze±niej pracy Schulthessa i Butlera [20], autorzy pokazali, »e prostopadªe sprz¦»enie, zaproponowane przez Koona, zestawione z modelem Malozemoa. 23.

(24) Rysunek 1.8: Schemat prostopadªego ustawienia momentów magnetycznych w warstwach FM i AFM na interfejsie z uwzgl¦dnieniem pochylenia spinów w pierwszej warstwie AFM.. ~ cf H. oznacza kierunek pola chªodz¡cego [4].. nieskompensowanych spinów na szorstkim interfejsie, mo»e wyja±ni¢ jednocze±nie zarówno przesuni¦cie p¦tli histerezy, jak i zwi¦kszenie koercji, przejawiaj¡ce si¦ w dwuwarstwach FMAFM. Schulthess oraz Butler przeprowadzili obliczenia dla modelu Koona, nie uwzgl¦dniaj¡c jego oryginalnego ograniczenia dla ruchu interfejsowych spinów (pozwalaj¡cego na obrót spinów, zarówno w warstwie FM jak i w AFM, tylko w pªaszczy¹nie interfejsu). Po odrzuceniu wspomnianego zaªo»enia, okazaªo si¦ »e efekt EB znikn¡ª. Zatem potrzebny byª dodatkowy czynnik, który mógªby doprowadzi¢ do pojawienia si¦ przesuni¦cia p¦tli histerezy. Autorzy pokazali, »e uwzgl¦dnienie szorstkiego, zdefektowanego interfejsu, podobnie jak zrobiª to Malozemo, dla pewnych ukªadów mo»e prowadzi¢ do prawidªowych warto±ci. HEB. oraz. HC .. Jednak model Schulthessa. oraz Butlera wykazuje podobn¡ wad¦, jak model Malozemoa: opiera si¦ na zaªo»eniu szorstkiego interfejsu, a jego ilo±ciowe przewidywania zale»¡ od hipotetycznej koncentracji i natury defektów na interfejsie.. Model Kiwiego: zamro»one spiny na interfejsie AFM i niepeªna ±ciana domenowa w FM. exchange bias zakªada powstanie w warstwie ferromagnetyka niepeªnej ±ciany domenowej (ang. incomplete ferromagnetic domain wall, Kolejny z istotnych modeli zjawiska. FM-DW) [23, 24, 25, 26]. Omawiany model, zaproponowany przez Kiwiego i wspóªpracowników, ma zastosowanie do ukªadów o wzgl¦dnie du»ej anizotropii magnetycznej warstwy AFM, a wi¦c cechuj¡cych si¦ znacznym kosztem energetycznym tworzenia ±cian domenowych. Gªównym zaªo»eniem jest, »e spiny pierwszej, interfejsowej warstwy AFM zamarzaj¡ (tzn. przestaj¡ zmienia¢ swoje ustawienie po schªodzeniu poni»ej temperatury Néela. TN ). równolegle do kierunku nieznacznie odchylonego od prostopadªego do. osi spinów FM (podobnie, jak w modelu Koona, por. rys. 1.8). Ponadto, spiny AFM pozostaj¡ zamarzni¦te (nieruchome) w metastabilnym stanie podczas przemagnesowania. 24.

(25) ukªadu, o ile tylko przykªadane zewn¦trzne pole magnetyczne ni» pole chªodz¡ce. HF C .. H. ma mniejsz¡ warto±¢. Istotn¡ cech¦ modelu stanowi zaªo»enie, »e podczas przema-. gnesowania warstwy energia jest magazynowana przede wszystkim w niepeªnej ±cianie domenowej powstaj¡cej w FM, natomiast w warstwie AFM ±ciany domenowe w ogóle si¦ nie rozwijaj¡. Przy uwzgl¦dnieniu odpowiedniej warto±ci warto±ci. HEB .. JIN T. model Kiwiego daje prawidªowe. Wygenerowana w obliczeniach struktura domenowa zgadza si¦ z wyni-. kami uzyskiwanymi do±wiadczalnie [4]. Najwi¦kszymi zaletami modelu jest wytªumaczenie nast¦puj¡cych zjawisk: zmiany znaku zjawiska zale»no±ci pola. HEB ∝ t−1.9 czyli rz¦du. HEB. od grubo±ci. t. warstwy FM: od. exchange bias. HEB ∝ t−1. oraz modykacji. dla cienkich warstw, do. dla warstw grubych (o grubo±ci wi¦kszej ni» szeroko±¢ ±ciany domenowej,. ∼ 100. nm) [26].. Model Stilesa oraz McMichaela: zmienno±¢ lokalnego pola przyszpilaj¡cego W podobnym czasie, co Kiwi i wspóªpracownicy, odmienne podej±cie do problematyki zjawiska. exchange bias. zaproponowali Stiles i McMichael [27]. Zamiast skupia¢ si¦ na. oddziaªywaniu mi¦dzy poszczególnymi atomami, stworzyli teori¦ bazuj¡c¡ na zaªo»eniu interfejsu skªadaj¡cego si¦ z pojedynczych, polikrystalicznych ziaren AFM, cechuj¡cych si¦ stabilnym uporz¡dkowaniem magnetycznym. Autorzy przyj¦li, »e interfejsowe ziarna AFM, przy braku s¡siaduj¡cej warstwy FM, mog¡ porz¡dkowa¢ si¦ same w wiele ró»nych, quasi-zdegenerowanych ukªadów. Jednak gdy znajd¡ si¦ one w kontakcie z warstw¡ FM, wybieraj¡ jedn¡ konkretn¡, stabiln¡ konguracj¦ energetyczn¡. Skutkiem osªabienia czªonu Zeemana, ta interfejsowa konguracja magnetyczna pozostaje trwaªa i cechuje si¦ pami¦ci¡ kierunku magnetyzacji FM w momencie ustanawiania porz¡dku antyferromagnetycznego (czyli chªodzenia poni»ej. TN ).. Ponadto pokazuj¡, »e. z powodu polikrystalicznej natury omawianego ukªadu, nawet dla nominalnie nieskompensowanego interfejsu AFM, istnieje jednak na nim znacz¡ca kompensacja momentów magnetycznych, wynikaj¡ca z uktuacji kierunków osi ªatwych poszczególnych ziaren. Dlatego w modelu Stilesa i McMichaela o anizotropii jednozwrotowej decyduje uªamek nieskompensowanych spinów na interfejsie. Model prawidªowo opisuje takie cechy zjawiska. exchange bias,. jak wielko±¢ anizotropii jednozwrotowej, czy zwi¦kszenie pola. koercji.. 25.

(26) Model stanu domenowego: domeny w caªej obj¦to±ci AFM Nowak oraz Usadel wraz z Kellerem, Miltényi i wspóªpracownikami badali, jak na sprz¦»enie FMAFM wpªywa obecno±¢ niemagnetycznych defektów w obj¦to±ci AFM, a wi¦c (w przeciwie«stwie do wi¦kszo±ci omawianych wcze±niej modeli) nie skupiali si¦ przede wszystkim na warstwie interfejsowej [28, 29, 30]. Podczas gdy Nowak i Usadel wykonali odpowiednie obliczenia w ramach stworzonego przez siebie tzw. modelu stanu domenowego (ang.. domain state model,. DSM), pozostali autorzy do±wiadczalnie pokazali. sªuszno±¢ przewidywa« proponowanej teorii. Zaobserwowali, »e powstawanie w obj¦to±ci warstwy AFM domen magnetycznych prostopadªych do interfejsu FMAFM daje pocz¡tek nieskompensowanym spinom na interfejsie, które z kolei odpowiadaj¡ za przesuni¦cie p¦tli histerezy. Ponadto odkryli, »e zwi¦kszanie ilo±ci defektów (w okre±lonym zakresie) powoduje wzrost liczby domen w AFM, co skutkuje zwi¦kszeniem efektu. exchange bias. Zmian¦ liczebno±ci defektów autorzy realizowali przez tzw. rozcie«czanie AFM, czyli zast¦powanie atomów magnetycznych przez niemagnetyczne lub przez defekty strukturalne. Dodatkowo, zmiany te miaªy miejsce zwykle nie w warstwie interfejsowej, lecz w obj¦to±ciowej cz¦±ci AFM. Dawaªo to pewno±¢, »e w badanych przez nich ukªadach najwa»niejszym ¹ródªem zjawiska. exchange bias. nie byª wyª¡cznie nieporz¡dek lub de-. fekty interfejsowe, tylko niedoskonaªo±ci rozªo»one w caªej obj¦to±ci warstwy antyferromagnetycznej. Pokazali, »e w badanych ukªadach przyczyn¡ wyst¦powania zjawiska EB byª magnetyczny stan domenowy (ang.. domain state, DS) pojawiaj¡cy si¦ w caªej. obj¦to±ci warstwy AFM, który prowadziª do uporz¡dkowania spinów oraz pojawienia si¦ oddziaªywania wymiennego mi¦dzy FM oraz AFM poprzez interfejs. Wedªug autorów modelu, stan domenowy stanowi niejako no±nik magnetyzacji, gdy» rozwija si¦ podczas procesu chªodzenia, w którym AFM pozostaje w kontakcie z nasyconym magnetycznie FM, a ponadto poddany jest dziaªaniu zewn¦trznego pola magnetycznego. Rozcie«czenie sprzyja tworzeniu si¦ stanu domenowego, gdy» wtedy ±ciany domenowe mog¡ preferencyjnie przechodzi¢ przez niemagnetyczne punkty, co znacznie zmniejsza energi¦ konieczn¡ do utworzenia ±ciany. Dlatego stan domenowy zale»y od koncentracji niemagnetycznych defektów, co skutkuje równie» zale»no±ci¡ efektu EB od stopnia zdefektowania warstwy AFM: powstawanie domen przy zwi¦kszaj¡cym si¦ rozcie«czeniu prowadzi do silnego wzrostu efektu EB. Stan domenowy jest metastabilny, natomiast powstaje i zamarza podczas chªodzenia ukªadu poni»ej. TN . Co istotne, mo-. del nie wymaga »adnych zaªo»e« odno±nie struktury lub rozmiaru powstaj¡cych domen magnetycznych.. 26.

(27) Model szkªa spinowego Jednym z nowszych modeli jest zaproponowany przez Radu model szkªa spinowego [31, 32]. Dobrze wyja±nia on takie aspekty zjawiska pól. HEB. oraz. exchange bias. jak zale»no±¢ k¡towa. HC , wpªyw grubo±ci warstwy AFM na wielko±¢ efektu EB, asymetri¦ p¦tli. histerezy, czy skomplikowane struktury magnetyczne w AFM [32]. Radu zmodykowaª model Meiklejohna, traktuj¡c interfejs mi¦dzy AFM a FM jako nieuporz¡dkowan¡ magnetycznie warstw¦ (ang.. spin disorder, SD), podlegaj¡c¡ frustracji magnetycznej i za-. chowuj¡c¡ si¦ podobnie do szkªa spinowego. Dokªadniej, zaªo»yª, »e warstwa AFM po schªodzeniu poni»ej zamro»one, ang.. TN. zawiera, w przybli»eniu, dwa rodzaje spinów. Cz¦±¢ z nich (tzw.. frozen-in ) cechuje si¦ du»¡ anizotropi¡ magnetyczn¡ i odpowiada za. przesuni¦cie p¦tli histerezy magnetycznej. Z kolei pozostaªe spiny (tzw. obracalne, ang.. rotatable ). posiadaj¡ maª¡ anizotropi¦, dzi¦ki czemu mog¡ rotowa¢, pod¡»aj¡c za. zewn¦trznym polem magnetycznym i daj¡c wkªad do zwi¦kszonego pola koercji. Na rys. 1.9 przedstawiono schematycznie warto±ci staªej anizotropii. KAF. w funkcji poªo»e-. nia wzdªu» normalnej do powierzchni oraz ustawienie spinów na dwóch ró»nych etapach pomiaru p¦tli histerezy magnetycznej.. Rysunek 1.9: Zarys zaªo»e« modelu szkªa spinowego. Na interfejsie mi¦dzy AMF i FM anizotropia jest obni»ona, co skutkuje dwoma typami spinów AFM po schªodzeniu ukªadu w polu magnetycznym: zamro»onymi oraz obracalnymi. Schematycznie pokazano orientacj¦ spinów na wybranych etapach przemagnesowania warstwy, a tak»e warto±ci staªej anizotropii AFM (KAF ) wzdªu» przekroju dwuwarstwy [32].. Tez¦ o istnieniu podwarstwy AFM o niskiej anizotropii mo»na uzasadni¢ wyst¦powaniem niedoskonaªo±ci na granicy pomi¦dzy warstw¡ FM oraz AFM. Odchylenia od stechiometrii, chemiczne wymieszanie, niejednorodno±ci strukturalne, zmniejszona koordynacja i tym podobne, skutkuj¡ powstaniem obszaru przej±ciowego, od stanu wyª¡cznie antyferromagnetycznego, do wyª¡cznie ferromagnetycznego. Dlatego u±redniona. 27.

(28) anizotropia magnetyczna takiej granicznej podwarstwy jest obni»ona. Ponadto, strukturalne i magnetyczne szorstko±ci mog¡ równie» spowodowa¢ pojawienie si¦ interfejsowego obszaru o mniejszej anizotropii magnetycznej. St¡d uprawnione jest zaªo»enie, »e cz¦±¢ sfrustrowanych magnetycznie interfejsowych spinów w AFM mo»e obraca¢ si¦ niemal równo ze spinami FM, powoduj¡c przez to zwi¦kszenie obserwowanej warto±ci pola koercji.. 1.2.2. Zjawisko exchange bias prostopadªe do powierzchni warstwy. Z uwagi na potencjalne zastosowania w spintronice, w ostatnich latach gwaªtownie wzrosªo zainteresowanie wielowarstwami wykazuj¡cymi efekt EB prostopadªy do powierzchni ukªadu. W niskowymiarowych materiaªach bity cechuj¡ce si¦ prostopadª¡ anizotropi¡ magnetyczn¡ (PMA) stanowi¡ obiecuj¡ce cegieªki prostopadªego zapisu danych, charakteryzuj¡ce si¦ maªymi rozmiarami i du»¡ szybko±ci¡ przeª¡czania [33, 34, 35]. Prostopadªy efekt. exchange bias (PEB) zostaª po raz pierwszy zaobserwowany w wie-. lowarstwie Co-Pt na krysztale FeF2 (001), wykazuj¡cej prostopadª¡ anizotropi¡ magnetyczn¡ [36]. Niedªugo pó¹niej dowiedziono, »e ta sama wielowarstwa, ale tym razem pokryta warstw¡ CoO, wykazuje. exchange bias. zarówno prostopadle do powierzchni. ukªadu, jak i w jego pªaszczy¹nie [37]. Analizuj¡c efekt EB w obu geometriach, autorzy byli w stanie odtworzy¢ rozkªad przestrzenny spinów w warstwie AFM. Znane s¡ przykªady [38], gdy pole. HEB. mierzone prostopadle do powierzchni war-. stwy wykazuje niemonotoniczny przebieg w funkcji grubo±ci z cz¦sto obserwowan¡ w pªaszczy¹nie zale»no±ci¡. t. warstwy FM, niezgodny. HEB ∝ 1/t. Dzieje si¦ tak, gdy w ukªa-. dzie oprócz oddziaªywania FMAFM o interfejsowym charakterze zachodz¡ jeszcze inne grubo±ciowozale»ne zjawiska, takie jak spontaniczna reorientacja spinowa mi¦dzy kierunkiem w pªaszczy¹nie, a prostopadªym do niej. Na rys. 1.10 pokazano, jak zmienia si¦ znormalizowane namagnesowanie remanencji i. exchange bias HE ,. tCo. MR /MS. oraz warto±ci pól: koercji. a ponadto efektywna staªa anizotropii. Kef f. HC. w funkcji grubo±ci. podwarstwy Co w ukªadzie [Pt(2 nm)/Co(tCo )]3 /IrMn(5 nm)/Pt(2 nm), mierzone. w geometrii prostopadªej do pªaszczyzny [38]. Zmiany zredukowanego namagnesowania w remanencji (rys. 1.10 a) od niemal jedno±ci do zera wskazuj¡ na stopniowe odchylanie wektora namagnesowania ukªadu. ~ M. od normalnej, do kierunku w pªaszczy¹nie,. wraz ze wzrostem grubo±ci tCo . Obserwacja ta znajduje potwierdzenie w zmianie znaku efektywnej staªej anizotropii. Kef f. dla. tCo ≈ 1. nm (rys. 1.10 c).. Podczas chªodzenia ukªadu w prostopadªym polu magnetycznym, gdy temperatura. 28.

(29) Rysunek 1.10: Zale»no±¢ znormalizowanego namagnesowania remanencji (a), ªej. pól:. HC. koercji. anizotropii. Kef f. exchange bias HE. i (c). od. grubo±ci. tCo. (b),. a. tak»e. podwarstwy. MR /MS. efektywnej Co,. w. sta-. ukªadzie. [Pt(2 nm)/Co(tCo )]3 /IrMn(5 nm)/Pt(2 nm), wykazuj¡cym efekt PEB [38].. spada poni»ej temperatury blokowania. TB. (tj. temperatury, poni»ej której pojawia si¦. efekt EB), spiny w ró»nych krystalitach warstwy AFM d¡»¡ do ustawienia si¦ wzdªu» takich swoich osi ªatwych, które s¡ najbli»sze kierunkowi pola chªodz¡cego [37, 38]. Jednak»e po wyª¡czeniu zewn¦trznego pola magnetycznego spiny w warstwie FM relaksuj¡, ustawiaj¡c si¦ pod pewnym k¡tem do pªaszczyzny, je»eli prostopadªa anizotropia magnetyczna nie jest wystarczaj¡co silna, aby zachowa¢ ich prostopadª¡ orientacj¦. Ma to miejsce dla bardzo maªych, lub wzgl¦dnie du»ych warto±ci grubo±ci domo, wielko±¢ efektu. exchange bias. tF M .. Jak wia-. jest zale»na od wzgl¦dnej orientacji rzutu spinów. FM i AFM na pªaszczyzn¦ interfejsu [39]. Dlatego maksymaln¡ wielko±¢. HEB. mo»na. zaobserwowa¢, gdy osie ªatwe FM i AFM s¡ do siebie równolegªe. Taka sytuacja miaªa prawdopodobnie miejsce dla. tCo ≈ 0.6. nm (rys. 1.10 a), kiedy anizotropia magnetycz-. na byªa na tyle du»a, »e zredukowana remanencja osi¡gaªa warto±¢ blisk¡ 100%. Dla maªych warto±ci. Kef f ,. gdy spadek warto±ci. MR /MS. wskazywaª na zwi¦kszanie k¡ta. mi¦dzy rzutami spinów FM i AFM, obserwowano obni»anie warto±ci pola. HEB .. Jednak»e zjawisko SRT nie byªo jedyn¡ przyczyn¡ obserwowanego ekstremum w przebiegu zale»no±ci. HEB (tCo ),. widocznego na rys. 1.10 b. Dalsza analiza doprowadziªa au-. torów [38] do wniosku, »e ze spadkiem grubo±ci. tCo. obni»aªa si¦ temperatura Curie. warstwy FM, osi¡gaj¡c warto±¢ zbli»on¡ do temperatury blokowania AFM. W sytuacji gdy. TB. TC. ukªadu FM. TC ≤ TB , porz¡dkowanie spinów AFM podczas chªodzenia w polu. byªo mniej efektywne i skutkowaªo zmniejszeniem warto±ci pola. HEB . Ponadto, autorzy. wskazywali na mo»liwy wpªyw na zjawisko EB czynników strukturalnych zwi¡zanych ze zmianami grubo±ci wielowarstwy Co-Pt, takich jak poprawienie tekstury warstwy AFM w zwi¡zku ze wzrostem na grubszej, lepszej jako±ci warstwie FM. Badania ostatnich lat pokazaªy ponadto, »e s¡siedztwo warstwy FM i AFM mo»e spowodowa¢ pojawienie si¦ prostopadªej anizotropii magnetycznej. Istniej¡ ró»ne ¹ródªa tego efektu, takie jak strukturalne przej±cie fazowe [40] lub interfejsowe sprz¦»enie. 29.

(30) wymienne w wielowarstwach FMAFM [41, 42, 43, 44, 45]. W epitaksjalnych dwuwarstwach Mn/Fe, prostopadle zorientowane, obracalne interfejsowe momenty magnetyczne antyferromagnetyka, jakim jest Mn, wywoªuj¡ prostopadª¡ anizotropi¦ magnetyczn¡ w ferromagnetycznym Fe [41]. Udowodniono te», »e w ukªadach Mn/Co/Ni prostopadªa anizotropia magnetyczna, spowodowana s¡siedztwem warstwy AFM, mo»e by¢ regulowana przez zmiany tetragonalnej dystorsji warstwy Mn [43]. Kolejny eksperyment [42] pokazaª, »e mo»liwa jest kontrola anizotropii magnetycznej epitaksjalnego ukªadu wielowarstwowego za po±rednictwem prostopadªego mi¦dzywarstwowego sprz¦»enia. ge bias. (ang.. exchan-. interlayer exchange bias coupling, IEBC). Ten rodzaj sprz¦»enia wspiera. PMA w warstwie Ni ukªadu Pd(001)/Ni/CoO(001), ale tylko w zakresie temperatur ni»szych od temperatury porz¡dkowania antyferromagnetyka [45]. Natomiast badaj¡c polikrystaliczny ukªad Au/Co/NiO/Au w temperaturze ni»szej od temperatury Néela NiO (TN. = 525. K), autorzy dowiedli, »e warstwa Co pokryta NiO wykazuje prostopa-. dªy kierunek osi ªatwej namagnesowania w szerszym zakresie grubo±ci, ni» bez pokrycia antyferromagnetycznym tlenkiem [44].. 30.

(31) Rozdziaª 2 Przegl¡d literatury na temat Co, Fe oraz CoO 2.1. Wªa±ciwo±ci magnetyczne i strukturalne litych materiaªów. W nanocz¡stkach kobaltowych pokrytych warstw¡ tlenku kobaltu po raz pierwszy zaobserwowano efekt. exchange bias. [1]. Od tego czasu trwaj¡ intensywne badania ukªadów. zawieraj¡cych metale przej±ciowe. 3d:. Co, Fe oraz Ni w kontakcie z CoO (np. [46, 47,. 48, 42]). Wspóªczesne eksperymenty, dotycz¡ce dwuwarstw: metalu i CoO, pokazaªy, »e cechuj¡ je jedne z najwi¦kszych obserwowanych warto±ci pola EB [2]. Odpowiednie wªa±ciwo±ci strukturalne i magnetyczne sprawiªy, »e »elazo, a tak»e kobalt i jego tlenek zostaªy wybrane jako materiaªy skªadowe ukªadów omawianych w niniejszej rozprawie. Co oraz Fe s¡siaduj¡ ze sob¡ w ukªadzie okresowym i nale»¡ do grupy metali przej±ciowych. Cechuj¡ je silne wªa±ciwo±ci ferromagnetyczne; ±rednie momenty magnetyczne na atom wynosz¡ odpowiednio:. µCo = 1.72µB. oraz. µF e = 2.22µB. gnesowanie nasycenia w temperaturze pokojowej jest równe oraz. MSF e = 1707. TCCo = 1388. [49]. Ich nama-. MSCo = 1400. Gs dla Co. Gs dla Fe, a temperatury Curie obu metali wynosz¡ odpowiednio:. K oraz. TCF e = 1043. strzennie centrowanej (ang.. K. Fe najcz¦±ciej krystalizuje w sieci regularnej prze-. body centred cubic,. bcc) o staªej sieci. aF e = 0.286. natomiast Co przyjmuje zwykle struktur¦ heksagonaln¡ g¦stego upakowania (ang.. nm,. he-. xagonal close packed, hcp) o staªych sieci: aCo = 0.250 nm i cCo = 0.406 nm. CoO, podobnie jak MgO oraz NiO, krystalizuje w bardzo prostej strukturze chlorku sodu (tj. regularnej powierzchniowo centrowanej), o staªej sieci. aCo = 0.426. nm.. Niedopasowanie sieciowe CoO oraz MgO wynosi jedynie ok. 1%, dzi¦ki czemu mo»liwy. 31.

(32) jest epitaksjalny wzrost warstw tlenku kobaltu na podªo»u tlenku magnezu. W krysztale CoO pªaszczyzny tlenu o orientacji (111) ustawione s¡ naprzemiennie z pªaszczyznami kobaltu (111) wzdªu» kierunku [111] (rys. 2.1). Momenty magnetyczne Co w obr¦bie danej pªaszczyzny (111) uporz¡dkowane s¡ równolegle, podczas gdy przylegªe warstwy sprz¦»one s¡ antyrównolegle [50]. Skutkiem tego pªaszczyzny atomowe CoO(111) s¡ nieskompensowane (w sensie caªkowitego momentu magnetycznego). Dlatego te» naprzemienne uªo»enie warstw anionowych i kationowych na powierzchni (111) tlenków o strukturze chlorku sodu skutkuje polarno±ci¡ powierzchni o takiej orientacji krystalogracznej. Makroskopowa polaryzacja wzdªu» normalnej powoduje niestabilno±¢ powierzchni, pochodzenia elektrostatycznego. Jej ustabilizowanie (wi¡»¡ce si¦ ze zneutralizowaniem) mo»e zachodzi¢ m. in. poprzez zmiany stechiometrii, rekonstrukcj¦ powierzchni lub adsorpcj¦ innych grup funkcyjnych [51].. Rysunek 2.1: Pªaszczyzna CoO(111) struktury chlorku sodu oznaczona czarnymi kulami (a). Niebieskim kolorem oznaczono atomy tlenu, a »óªtym - kobaltu. Przekrój przez krysztaª CoO prostopadle (b) i równolegle (c) do kierunku [111].. Tlenek kobaltu, jako antyferromagnetyk, charakteryzuje si¦ temperatur¡ Néela równ¡. TN = 291. K. Ponadto posiada wyj¡tkowo du»¡ anizotropi¦ magnetyczn¡ w pªasz-. czy¹nie (111), tzn. jego staªa anizotropii wynosi ok.. K2 ∼ 2 × 105. 3 erg/cm . Dla porów-. nania, cechuj¡cy si¦ bardzo podobn¡ struktur¡ NiO, ma staª¡ anizotropii równ¡ jedynie. K2 = 3.3 × 102. 2.2 2.2.1. erg/cm. 3. [52].. Wzrost i struktura cienkich warstw Preparatyka warstw CoO. Literatura podaje zwykle nast¦puj¡ce sposoby uzyskiwania warstw tlenku kobaltu:. 1. utlenianie metalicznej warstwy Co poprzez:. . ekspozycj¦ niepokrytej warstwy na dziaªanie powietrza atmosferycznego (skutkuje wytworzeniem warstwy CoO o grubo±ci ok. 2.5 nm) [53],. 32.