ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СННХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2004, < 10, с. 51-57
УДК 537.611.44:538.955
КРИСТАЛЛИЧЕСКАЯ ТЕКСТУРА И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ПЛЕНОК Со-Ре
© 2004 г. А. В. Ковалев
Санкт-Петербургский институт ядерной физики им. Б.П. Константинова РАН, Гатчина, Россия
Поступила в редакцию 26.11.2003 г.
В рамках предложенной автором симметрийной схемы рассмотрены результаты магнитных, рент-генодифракционных и нейтронных измерений, полученные на анизотропных Со-Ре пленках. Экспериментальные данные объясняются наличием в пленках разных кристаллических текстур моноклинной магнитной фазы, которая соответствует выполнению принципа Неймана в случае ферромагнетиков.
ВВЕДЕНИЕ
Сплав Со67Ре31У2 используется для изготовления поляризующих нейтроноводных систем [1]. Параметры тонкопленочных покрытий, полученных методом магнетронного распыления, в значительной степени зависят от степени одноосной анизотропии в плоскости пленки и величины остаточной намагниченности. Исследование природы наведенной магнитной анизотропии (НМА) является предметом многих работ. Для объяснения этого явления до сих пор обычно используются модели, приведенные в монографиях [2, 3]. В частности, причиной НМА авторы [4] считают анизотропное распределение упругих напряжений в плоскости пленки, что является следствием наклонного падения пучков напыляемых частиц.
В статье [5] впервые предложена модель, в которой анизотропия упругих напряжений является следствием направленной кристаллизации пленок, приводящей к образованию текстуры моноклинной магнитной фазы вш, результаты определения которой приведены в [6, 7]. Такая симметрия соответствует принципу Неймана, о необходимости безусловного выполнения которого говорится Л. А. Шуваловым в [8].
Сам факт наличия моноклинных ферромагнитных кристаллов приводит к следующей проблеме. Намагниченность ферромагнетика связывают с циркулярными токами. Ток имеет направление, которое изменяется в результате действия операции обращения времени. Симметрия ферромагнетика по отношению к этой операции (Г-инвари-антность) означает следующее. После обращения направления намагниченности в монокристалле магнитной фазы должна получиться такая конфигурация распределения токов и зарядов, которая совмещается с исходным состоянием методом поворотов и сдвигов в пространстве. Такие состояния кристалла являются эквивалентными, и энергии их одинаковы. Простые геометрические
соображения [9], однако, позволяют обнаружить, что любые ферромагнитные кристаллы, симметрия которых соответствует принципу Неймана, не являются Г-инвариантными системами. Эквивалентная формулировка такого результата: кристаллическая структура ферромагнетика обладает свойством однонаправленности. Стало быть, для стационарного состояния ферромагнетика существует однозначная взаимосвязь направления спонтанной намагниченности и пространственной ориентации кристалла. Для моноклинных кристаллов эту взаимосвязь определим так, чтобы направления оси Ь и совпадали [10].
Анализ содержания указанной проблемы [9-11] приводит к выводу, что учет действительной симметрии магнитных фаз позволяет предложить общие модели для объяснения результатов некоторых технологических процессов, используемых при изготовлении магнитных материалов. Получение постоянных магнитов, например, связано с формированием однонаправленных кристаллических текстур (ОКТ) магнитных фаз.
Принципы Неймана и Г-инвариантности, как и термин "спонтанная намагниченность", применимы только к изолированным монокристаллам. В реальных материалах на любой кристаллический двойник магнитной фазы действуют локальные магнитные поля и упругие напряжения, что приводит к деформации его структуры, изменению симметрии (принцип Кюри), направления и, возможно, величины спонтанной намагниченности 1^. Следовательно, состояние "нагруженного" двойника является метастабильным, и в нем при некоторой критической величине "внешних" воздействий может происходить структурный "фазовый переход". Другими словами, в отдельных кристаллитах может происходить такая перестройка плотности распределения зарядов, после которой образуются более устойчивые метастабильные состояния, и после снятия "нагрузки" направле-
51
4*
ние Is не вернется в исходное состояние. Такие "фазовые переходы" могут происходить при отжиге образца с остаточной намагниченностью, что приводит к упорядочению направлений осей b моноклинной фазы и росту остаточной намагниченности пленок [6, 7]. (Однонаправленная мета-стабильная магнитная текстура создается и при приложении к образцу внешнего магнитного поля, а при его нагреве также может происходить формирование ОКТ фазы Gm.)
Нейтронные измерения на пучках поляризованных нейтронов нами ведутся с целью обнаружения возможных следствий однонаправленной симметрии кристаллических структур магнитных фаз. Для наиболее полного использования возможностей поляризованных нейтронов необходим оптимальный выбор образцов, в которых прежде всего должна быть ОКТ.
Пленки сплава Co-Fe удобны тем, что в них при напылении формируются разные ОКТ, что легко обнаруживается после измерения гистере-зисных кривых [12]. На таких пленках толщиной 2-3 мкм наблюдаются большие углы поворота вектора поляризации и малая деполяризация нейтронного пучка, что позволило методом векторного анализа обнаружить два типа магнитных текстур, а также их изменений после предварительной магнитной обработки [10, 12]. Для большинства пленок магнитные текстуры этим методом регистрируются как однородно намагниченные состояния. В некоторых случаях наблюдаются крупномасштабные домены с противоположными направлениями намагниченностей, один размер которых совпадает с толщиной пленки. Но и такие пленки становятся "однородно намагниченными" после предварительного приложения магнитного поля вдоль легкой оси намагничивания (ЛО).
Для противоположно намагниченных состояний были обнаружены [10] разные величины индукции. Этот эффект подтвердился методом измерения угла поворота вектора поляризации при пе-ремагничивании пленки [13]. При этом модельные расчеты показали, что величину наблюдаемой асимметрии гистерезисной кривой (40%) можно объяснить сильными отличиями магнитных текстур противоположно намагниченных состояний.
МАЛОУГЛОВОЕ РАССЕЯНИЕ ПОЛЯРИЗОВАННЫХ НЕЙТРОНОВ
Изменения магнитных текстур в процессе отжига пленок были обнаружены [14] на установке малоуглового рассеяния "Вектор" (реактор ВВР-М, Гатчина), в которой средняя длина волны нейтронов (X) ~ 9.2 А (ДХ/Х = 0.25). Детекторная система состоит из 20 счетчиков, расположенных с интервалами 13 угл. мин. В указанной работе используются результаты измерений, полученных в трех
счетчиках (в остальных интенсивности рассеянных нейтронов малы). Один счетчик устанавливался в центр прошедшего образец пучка, и по величине поляризации P = (J+ - J-)/(J+ + J-) определялась индукция образца. Здесь J+ и J - измеряемые интенсивности для нейтронов с противоположными направлениями спинов. Изменения интенсивности J0 = J+ + J~, наблюдаемые в процессе отжига пленок, позволяют судить о состоянии их магнитных текстур. Поведение аналогичных интенсивности J1 и J2 в соседних счетчиках дополняет картину малоуглового рассеяния. Сечение нейтронного пучка, падающего на образец, 35 х 4 мм2.
Пленки толщиной 2.5 мкм были изготовлены в одном цикле напыления на стеклянные подложки толщиной 0.1 и 0.3 мм и размером 210 х 100 мм2. Существенных отличий результатов измерений пленок на разных подложках не обнаружено. Форма гистерезисных кривых исходного состояния [14] соответствует малой степени кристаллической текстуры магнитной фазы, что должно было привести к сильному изменению индукции после отжига пленок. Образцы размерами порядка 45 х 10 мм2 вырезались так, чтобы ЛО была направлена вдоль их большей стороны.
Приводимые далее величины индукции B ~ |(Б;)|, где Bj - индукция отдельного домена, определялись по измеренным углам поворота вектора поляризации. Поведение этого вектора в однородном магнитном поле и при монохроматическом нейтронном пучке описывается уравнением
(d P/dt) = у[ P х B ], (1)
где у - гиромагнитное отношение нейтрона.
Выбрав ортогональную систему координат так, чтобы ось X совпадала с направлением нейтронного пучка и исходной поляризации P0, а ЛО пленки - с вертикальной осью Z, для измеряемой после образца проекции вектора поляризации на ось X из (1), получим соотношения:
PJ Po = cos Q, (2)
Q = jBt = 0.0463BLX(Гс • см • A), (3)
где Q - угол поворота вектора поляризации, t -время пребывания нейтрона в образце, L - толщина образца вдоль направления нейтронного пучка, X - длина волны нейтронов. Общая эффективность всех элементов установки такова, что P0 ~ 0.92.
При выполнении измерений плоскости пленок устанавливались перпендикулярно направлению пучка, а вдоль оси X прикладывалось ведущее магнитное поле H < 6 Э. При коэрцитивной силе Hc ~ 40 Э, измеренной вдоль ЛО, это поле не могло изменить магнитную текстуру образцов, что, тем не менее, проверялось при разных температурах образцов. В частности, пленки отжигались и
без ведущего поля. Измерения выполнялись на одиночных пленках и на пакетах, в которых две пленки складывались так, чтобы направления их намагни-ченностей совпадали. Приводимые на рисунках данные получены на пакетах из пары пленок.
Рост индукции и степени магнитной текстуры были обнаружены при первом нагреве одной пленки и последующем ее охлаждении. Но сложный характер поведения магнитной текстуры начал проявляться при повторных циклах термической обработки. Характерные результаты измерений выглядят следующим образом. При росте температуры до Т - 100°С сначала видно слабое падение В (рис. 1а), затем начинается ее рост и последующее сложное поведение, зависящее и от времени отжига при фиксированных температурах. Приведенные на рис. 16 интенсивности прямого и рассеянного пучков (/0 и /1) изменяются синхронно с величиной В. Такое поведение измеряемых параметров приводит к однозначному выводу: величина индукции пленок задается степенью их магнитных текстур.
Следует отметить особенность поведения магнитной текстур
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.