Особенности спектра обменных спиновых волн в планарных композитах FеNi/Dy/FeNi в области температур 4–300 K

Полный текст

Введение

В последние десятилетия широко исследуют разнообразные гетероструктуры. Интерес к этим синтетическим композитам обусловлен рядом физических эффектов, впервые здесь обнаруженных, важных как для фундаментальной науки [1, 2], так и для практических приложений в технических областях [3, 4]. Современными технологиями в планарных композитах легко варьировать материалы, используемые для синтеза индивидуальных слоев, число отдельных слоев и их толщину [5–8]. Однако в связи с наноразмерным масштабом отдельных слоев системы (1–10 нм) возникает новая проблема – изменение структуры, свойств и состояний материала при переходе от массивных (микронных) образцов к ультратонким пленкам. Ярким примером подобных модификаций может являться монокристалл Dy, который, как хорошо известно, имеет три магнитных состояния в зависимости от температуры. Он является парамагнитным при нулевом магнитном поле выше температуры Нееля (T_N ≈180 K), между ~90 К и ~180 К в нем наблюдается геликоидальная антиферромагнитная структура и ниже температуры Кюри (T_C ≈90 K) магнитный порядок является ферромагнитным [9]. Приведенные выше значения T_N и T_C становятся иными для наноструктурированных пленок Dy в зависимости от их толщины [10]. Отметим, что точное количественное определение многих параметров ультратонких пленок зачастую затруднено ограничениями чувствительности для большей части существующих методик. Возможным решением для установления модификаций параметров материала является исследование отклика планарной системы, составленной из тестируемого материала и реперных слоев, параметры которых уже известны [11, 12].

Наиболее простыми методами определения фундаментальных констант ферромагнитных тонких пленок (эффективная намагниченность, константа анизотропии, константа обменного взаимодействия) являются ферромагнитный (ФМР) и спин-волновой (СВР) резонансы. Дополнительное преимущество метода СВР – это возможность определения магнитных характеристик интерфейсов мультислойных пленочных структур [13–17].

Базовой композицией для определения параметров тестируемого материала представляются трехслойные планарные системы ферромагнетик/слабомагнитный материал/ферромагнетик. Фундаментальной магнитной характеристикой данных систем является межслойное магнитное обменное взаимодействие J₁₂ ферромагнитных слоев, величина и знак которого определяют качественную и количественную оценку магнитных характеристик всей планарной структуры.

Настоящая работа посвящена экспериментальному исследованию динамическими методами трехслойной системы FeNi/Dy/FeNi, проведенному с целью определения магнитных характеристик наноразмерного слоя Dy в зависимости от температуры.

Образцы и методы свч-эксперимента

Трехслойные пленки Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ были получены методом термического испарения в вакууме (10^–6 мм рт. ст.) последовательным напылением слоев Fe₂₀Ni₈₀ и Dy из независимых испарителей с кольцевым катодом на стеклянные подложки. Синтезированные образцы исследовали методом электронной микроскопии (сканирующий микроскоп S5500). Толщина каждого ферромагнитного слоя составляла 70 нм, толщина слоя Dy t_Dy составляла 10 нм (SEM-изображение торца пленки представлено на рис. 1). С целью выявления новых эффектов была также синтезирована по этой же технологии однослойная пленка сплава Fe₂₀Ni₈₀ на стеклянную подложку такой же толщины 70 нм, как и индивидуальные слои в планарном композите.

 

Рис. 1. SEM-изображение трехслойной пленки с t_Dy ≈ 10 нм.

 

Сильное антиферромагнитное взаимодействие на границе раздела Dy с переходным металлом [18], которое проявляет Dy как редкоземельный металл (РЗМ), а также потенциальная возможность реализации взаимодействия Дзялошинского–Мория на интерфейсах стали основаниями для выбора Dy в качестве промежуточного слоя в планарном нанокомпозите.

СВЧ-спектры пленок были измерены на оборудовании КРЦКП ФИЦ КНЦ СО РАН (спектрометр ELEXSYS E580, Bruker, Германия) в диапазоне от 4 до 300 К в X диапазоне (частота накачки резонатора f=9.48 ГГц) и при поперечной накачке СВЧ-поля. Образец помещали в пучность переменного магнитного поля h_~ объемного резонатора. Измерения были выполнены при изменении направления постоянного магнитного поля по углу Θ_H (рис. 2). Кривые СВЧ-поглощения были разложены на составляющие с помощью дифференцированной функции Лоренца, выбор которой учитывал отсутствие вклада электрической компоненты (обусловлено конструкцией резонатора и размерами образца).

 

Рис. 2. Схема, иллюстрирующая геометрию эксперимента.

 

Обменная связь между ферромагнитными слоями, разделенными слабомагнитной прослойкой и имеющими небольшое отличие в магнитных параметрах, создает условия для возбуждения в СВЧ-спектре как акустической, так и оптической моды (колебания M_i в фазе либо в антифазе) в виде неоднородного ФМР или неоднородного СВР. Заметим, что интенсивность оптической моды достаточна для ее уверенной регистрации вне зависимости от ориентации постоянного и высокочастотного поля [5]. Взаимное положение пиков в СВЧ-спектре позволяет идентифицировать знак и измерить величину обменной связи, образующейся между ферромагнитными слоями [19–24]. В случае ферромагнитного взаимодействия величина J₁₂ > 0, и оптическая мода наблюдается в более низких полях по отношению к акустической моде. Антиферромагнитное взаимодействие при J₁₂ < 0 сопровождается расположением оптической моды при более высоких полях, чем акустическая мода. Таким образом, измерения ФМР позволяют установить не только знак межслойного обменного взаимодействия, но и измерить его величину как разницу полевых координат акустической и оптической мод [5].

Перечень работ, в которых демонстрируется сложносоставной СВЧ-спектр обменно-связанных трехслойных пленок в перпендикулярной геометрии эксперимента [25–33], достаточно мал. Еще меньше количество работ [28–30], в которых экспериментальные кривые идентифицируются как спектры, в которых возбуждаются акустические стоячие спиновые обменные моды в индивидуальном ферромагнитном слое в сопровождении оптических сателлитов. Резонансные поля в этом случае должны описываться модифицированным выражением:

$H_{\text{r}}^{\pm }=\frac{\omega }{\gamma }+4\pi M_{eff}-H_E\pm H_E-\frac{2A}{M_{\text{S}}}{k}^2$, (1)

где  $H_{\text{r}}^{+}$ – резонансное поле акустической n-й моды с волновым вектором k=πn/L, L – толщина индивидуального слоя, $H_{\text{r}}^{\text{-}}$  – резонансное поле оптического сателлита n-й моды, A – константа обменного взаимодействия ферромагнетика, M_eff – эффективная намагниченность, M_S – намагниченность насыщения, H_E – однородное обменное поле, определяемое как разница между полями акустическим и оптического пика при Θ_H = 90°. Величина A определяется из спектра СВР по положениям резонансных полей H_i и H_j акустических мод из выражения [34]:

$A=\frac{M_{\text{S}}}{2}\left(\frac{L^2}{{\pi }^{\text{2}}}\right)\frac{H_i-H_j}{n_j^2-n_i^2}$. (2)

В случае невозможности точного определения толщины слоя пленки, в пределах которой образуются стоячие спиновые волны (L), целесообразно использовать величину эффективной обменной жесткости в полевых координатах:

${\tilde{\eta }}_{eff}=\frac{H_n-H_{n+1}}{{\left(n+1\right)}^2-n^2}$, (3)

а при неопределенности величины M_S – спин-волновую жесткость в единицах [Э^.см²] η_eff, полученную путем домножения величины ${\tilde{\eta }}_{eff}$ на (L²/π²).

Экспериментальные СВЧ-спектры однослойной пленки Fe₂₀Ni₈₀, в зависимости от угла приложенного внешнего магнитного поля, характеризуются двумя типа возбуждения – однородным и неоднородным ФМР. Однородная мода в виде единственного пика в спектре как результат измерений методом ФМР регистрируется в диапазоне углов 10° < Θ_H < 110° и –30° < Θ_H < –10°. Стоячие объемные спиновые моды (неоднородные моды ФМР) возбуждаются в диапазоне углов $-9°\le {\Theta }_H\le 9°$ . Значения M_eff и поля перпендикулярной анизотропии  $H_{\perp }$ однослойной пленки Fe₂₀Ni₈₀ были определены из расчетной кривой, сопоставленной угловой зависимости экспериментальных положений резонансного поля однородной моды (рис. 3а) и составили M_eff ≈ 812 Гс,  $H_{\perp }\approx$100 Э. Процедура получения расчетных значений резонансного поля в зависимости от Θ_H представлена в [35]. Константа обменного взаимодействия A=0.23^.10^–6 эрг/см для пленки Fe₂₀Ni₈₀ была определена по (2) из анализа СВР-спектра при Θ_H = 0°, который представлен на рис. 3б.

 

Рис. 3. Угловая зависимость положений резонансных полей для однослойной пленки Fe₂₀Ni₈₀ (а), экспериментальный спектр СВР при Θ_H = 0° и T = 290 K (б), на вставке представлены экспериментальные значения резонансных полей от квадрата номера моды, описываемые линейной зависимостью. Арабскими цифрами на спектре обозначены номера стоячих обменных мод.

 

Экспериментальные СВЧ-спектры трехслойной пленки Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀, измеренные в диапазоне углов 10°< Θ_H < 100° при комнатной температуре, демонстрируют возбуждение двух нормальных мод – акустической и оптической (спектр ФМР). Положение мод друг относительно друга свидетельствует о ферромагнитном типе взаимодействия (J₁₂ > 0) индивидуальных слоев Fe₂₀Ni₈₀. Таким образом, однородный тип колебаний возбуждается в диапазоне углов 10° < Θ_H < 100°. Отметим, что неизменное соотношение величин резонансных полей пиков, идентифицированных как акустический и оптический, во всем измеряемом диапазоне углов свидетельствует о правильности их идентификации (рис. 4б).

 

Рис. 4. Экспериментальный спектр СВР трехслойной пленки Fe₂₀Ni₈₀/Dy/ Fe₂₀Ni₈₀ при Θ_H = 0° и T = 290 K (а) и угловая зависимость резонансных полей акустического и оптического пиков (б) в спектре ФМР планарного композита.

 

Магнитное поле, приложенное при –10° < Θ_H < 10°, способствовало возбуждению спектра СВР, составленного из акустических стоячих спиновых обменных мод в сопровождении оптических сателлитов. Экспериментальный спектр СВР трехслойной пленки Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ при Θ_H = 0° представлен на рис. 4а.

Угловая зависимость резонансного поля ФМР (однородная мода) акустических пиков, представленная на рис. 5а, была сопоставлена с расчетной кривой, что позволило оценить значения эффективной намагниченности M_eff = 720 Гс и поля перпендикулярной анизотропии ( $H_{\perp }$= 0 Э) для планарного композита.

Изменение типа колебания – с однородного (ФМР) на неоднородное (СВР) – фиксировали по двум признакам: изменению структуры спектра и угловой зависимости интенсивности акустической и оптической моды [35]. Наличие двух пиков поверхностных мод в полях выше первой стоячей моды (рис. 4а) свидетельствует о формировании асимметричных граничных условий с типом закрепления “легкая плоскость” на внешней поверхности, граничащей с воздухом, и на интерфейсе с подложкой [36]. Формирование подобного типа закрепления также подтверждается линейной зависимостью резонансных полей СВР-пиков от квадрата номера моды как для акустических, так и для оптических пиков (рис. 5б и 5в) [30]. Величина A, оцененная по (2), составила 0.23^.10^–6 эрг/cм, константа поверхностной анизотропии K_S = 0.12 эрг/см² была определена из положений резонансных полей первого акустического и поверхностного пиков [36].

 

Рис. 5. Угловая зависимость резонансного поля акустической моды и угловая зависимость ее интенсивности на вставке для пленки Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ (а), зависимость величин резонансных полей акустических (б) и оптических (в) пиков в спектре от квадрата номера моды при Θ_H = 0°.

 

Экспериментальные результаты температурных зависимостей СВР-спектров и обсуждение

Оба образца, как трехслойная планарная система Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀, так и однослойная реперная пленка Fe₂₀Ni₈₀, измерены в диапазоне температур (4–290) K при Θ_H = 0°. Структура спектра СВР однослойной пленки Fe₂₀Ni₈₀ сохраняется неизменной во всем температурном диапазоне (три пика СВР – 1, 3, 5). Каждый пик имеет схожую температурную зависимость. Структура интегральных спектров СВР системы Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ представляется двумя принципиально различающими спектрами в низкотемпературной области I (4–85) K и в области II (90–290) К.

В области II спектр СВР планарного композита, аналогичен спектру СВР реперной пленки (три пика СВР: 1, 3, 5). Однако здесь основной пик СВР сопровождается малоинтенсивным сателлитом, так что спектр может быть описан набором:  $1_{\text{ac}}^{\text{st}}{\text{+1}}_{\text{op}}^{\text{st}}$;  ${\text{3}}_{\text{ac}}^{\text{st}}{\text{+3}}_{\text{op}}^{\text{st}}$;  ${\text{5}}_{\text{ac}}^{\text{st}}{\text{+5}}_{\text{op}}^{\text{st}}$. Полевая координата оптического сателлита относительно основного смещена влево, что указывает на положительный знак межслойного обменного взаимодействия индивидуальных слоев. Величина обменного поля, тождественная этому взаимодействию, экспериментально определяется как разница полевых координат акустического и оптического пиков. Таким образом, возбуждение акустических стоячих спиновых обменных мод в сопровождении оптических сателлитов для планарного композита наблюдается от комнатной температуры вплоть до 90 K, что особенно ярко фиксируется по 5-й стоячей моде (рис. 6).

 

Рис. 6. Примеры отдельных СВЧ-спектров трехслойной системы Fe₂₀Ni₈₀/Dy/ Fe₂₀Ni₈₀ при различных температурах при наличии межслойного обменного взаимодействия в температурной области II.

 

В области I происходит существенная трансформация спектра СВР: оптические сателлиты в спектре исчезают, а количество возбуждаемых регистрируемых мод увеличивается вдвое (рис. 7). Экспериментальные кривые СВЧ были экстраполированы набором функций Лоренца (пример спектров при 40 и 80 K приведен на рис. 7).

 

Рис. 7. Примеры СВЧ-спектров трехслойной системы Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ при 40 и 80 K при формировании стоячих волн вдоль всей толщины планарной системы. Кривые на фрагментах (а, б) и (д, е) отличаются коэффициентами усиления. Демонстрируется зависимость интенсивностей мод спектра от номера моды (в, ж), а также линейная зависимость положения резонансных полей от квадрата номера моды (г, з).

 

Идентификация спектров проведена исходя из предположения, что стоячая волна распространяется вдоль толщины всей планарной системы, захватывая как каждый ферромагнитный слой, так и прослойку Dy. Подтверждением этого служат линейная зависимость полевых координат резонансных полей от квадрата номера моды, а также уменьшение интенсивности отдельных пиков с увеличением номера моды как 1/n² [34] (рис. 7).

Температурная зависимость межслойного обменного взаимодействия по мере понижения температуры в области II наглядно иллюстрируется температурными зависимостями разницы полевых координат резонансных полей акустического и оптического пиков и их интенсивностью (рис. 8).

 

Рис. 8. Температурные зависимости разницы резонансных полей между акустическим и оптическим пиками (а) и их интенсивностью (б).

 

Анализ каждого спектра СВР как для однослойной пленки, так и для трехслойной, измеренного при температуре от 4 до 290 K, позволил по формуле (3) вычислить эффективную обменную жесткость ${\tilde{\eta }}_{eff}$  и спин-волновую жесткость η_eff. Температурные зависимости величины η_eff(T) приведены на рис. 9. Как видно из рисунка, кривая η_eff(T) для реперной пленки с высокой степенью точности является линейной во всей области температур (4–290 K). Кривая η_eff(T) трехслойной планарной структуры является составной: в области II она аналогична реперной с некоторыми особенностями, тогда как в области I при Т < 90 K она демонстрирует другую функциональную зависимость, характеризуемую резким уменьшением обменной жесткости.

 

Рис. 9. Температурная зависимость обменной жесткости для однослойной пленки Fe₂₀Ni₈₀ и трехслойной пленки Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ (а). Температурная зависимость ширины линии ФМР для акустического и оптического пика при Θ_H = 90° (б).

 

Измерения спектров ФМР в планарной геометрии (Θ_H = 90°), выполненные нами ранее для данного трехслойного образца [37], демонстрировали особенности температурной зависимости константы межслойного обменного взаимодействия J₁₂(T) в схожей области температур. На зависимости J₁₂(T) фиксировали смену знака J₁₂ при 60 К (J₁₂ < 0 при T < 60 K; J₁₂ > 0 при T > 60 K) и точку экстремума при 120 К. Мы предложили две причины, вызывающие особенности J₁₂(T). Во-первых, трансформацию магнитной структуры Dy – изменение ферромагнитного состояния на геликоидальное антиферромагнитное при T = 60 K и с геликоидального антиферромагнитного на парамагнитное при T = 120 K.

Во-вторых, преобладание взаимодействия Дзялошинского–Мори на интерфейсах FeNi/Dy и Dy/FeNi над антиферромагнитным взаимодействием, возникающим на интерфейсах “переходный металл/редкая земля”, при T < 60 K. Последнее приводило к антиферромагнитному типу межслойного обменного взаимодействия (J₁₂(T) < 0) при ферромагнитном порядке Dy в диапазоне температур от 4 К до 60 K. Происходящие изменения в магнитной систем трехслойной пленки в интервале температур от 60 до 120 K можно также фиксировать и по температурной зависимости ширины линии акустического и оптического пика ФМР при Θ_H = 90° (рис. 9б).

Предполагаем, что интерфейсное взаимодействие Дзялошинского–Мория определило также формирование единых стоячих спиновых волн при Θ_H = 0° в диапазоне температур от 4 до 80 K. Совместное изменение доминирующего типа взаимодействия на внутренних интерфейсах сэндвича и магнитной структуры Dy (ферромагнитный порядок) в области температур от 4 до 80 K приводит к образованию единой стоячей обменной спиновой волны вдоль всей толщины планарной структуры (см. рис. 7) как альтернатива отдельных связанных спин-волновых возбуждений в индивидуальных ферромагнитных слоях (см. рис. 6). Схема ориентаций намагниченности в трехслойной структуре при двух геометриях эксперимента (ФМР и СВР) и различном магнитном порядке Dy (ферромагнитном и геликоидальном антиферромагнитном) представлена на рис. 10. Отметим, что в области температур ниже 80 К образованию единого спектра СВР способствует наличие небольшого отклонения от ортогональности между магнитными моментами на внутренних интерфейсах слоя Dy и FeNi и, как следствие, формирование малого результирующего магнитного момента в Dy, параллельного магнитным моментам ферромагнитных слоев.

 

Рис. 10. Схема ориентаций намагниченности в трехслойной структуре при двух геометриях эксперимента (ФМР и СВР) и различном магнитном порядке Dy (ферромагнитном и геликоидальном антиферромагнитном) при разных температурах.

 

Заключение

Выполнен совместный анализ спектров ферромагнитного (ФМР) и спин-волнового (СВР) резонанса планарного нанокомпозита FeNi/Dy/FeNi, измеренных в диапазоне температур от 4 до 290 К. Выявлены особенности в схожих интервалах от 4 до 90 К на температурных зависимостях константы межслойного обменного взаимодействия J₁₂(T) и обменной жесткости η_eff(T).

Доминирующий вклад на интерфейсах FeNi/Dy и Dy/FeNi взаимодействия Дзялошинского–Мория в интервале этих температур способствует формированию ортогонально ориентированных парциальных намагниченностей M_FeNi и M_Dy обменно-связанных систем, что проявляется как при ФМР, так и при СВР, реализуемых при ортогональной и коллинеарной ориентации внешнего магнитного поля относительно нормали образца ($\overrightarrow{H}\perp \overrightarrow{n},\overrightarrow{H}\left|\right|\overrightarrow{n}$ ) соответственно. В первом случае, несмотря на ферромагнитный порядок Dy, формируется антиферромагнитный тип (J₁₂ < 0) межслойного обменного взаимодействия магнитных моментов M_FeNi индивидуальных слоев FeNi. Во втором случае образуются моды стоячих обменных спиновых волн вдоль всей толщины планарной трехслойной структуры Fe₂₀Ni₈₀/Dy/Fe₂₀Ni₈₀ за счет наличия небольшого результирующего магнитного момента в слое Dy, ориентированного по магнитному полю. Отметим, что магнитный момент Dy за счет взаимодействия Дзялошинского–Мория стремится ориентироваться ортогонально магнитному моменту в слоях пермаллоя. Сдвиг характерных температур в разных геометриях внешнего поля относительно плоскости планарного композита обусловлен разницей внутренних полей в образце в условиях ФМР и СВР [9].

Авторы выражают благодарность Красноярскому региональному центру коллективного пользования ФИЦ КНЦ СО РАН за предоставленное оборудование для проведения измерений.

Работа выполнена в рамках научной тематики Госзадания ИФ СО РАН.

Авторы данной работы заявляют, что у них нет конфликта интересов.

Об авторах

Р. С. Исхаков

Институт физики им. Л.В. Киренского СО РАН, Обособленное подразделение ФИЦ КНЦ СО РАН

Email: irina-vazhenina@mail.ru
Россия, Красноярск

И. Г. Важенина

Институт физики им. Л.В. Киренского СО РАН, Обособленное подразделение ФИЦ КНЦ СО РАН

Email: irina-vazhenina@mail.ru
Россия, Красноярск

С. В. Столяр

Федеральный исследовательский центр “Красноярский научный центр СО РАН

Автор, ответственный за переписку.
Email: irina-vazhenina@mail.ru

   

Россия, Красноярск

В. Ю. Яковчук

Институт физики им. Л.В. Киренского СО РАН, Обособленное подразделение ФИЦ КНЦ СО РАН

Email: irina-vazhenina@mail.ru
Россия, Красноярск

Список литературы

Дополнительные файлы