wpływ morfologii podłoża na magnetyzm epitaksjalnych
TRANSCRIPT
Akademia Górniczo – Hutnicza im. Stanisława Staszica w Krakowie
WYDZIAŁ FIZYKI I INFORMATYKI STOSOWANEJ
PRACA DOKTORSKA mgr inż. Michał Ślęzak
Wpływ morfologii podłoża na magnetyzm epitaksjalnych nanostruktur metali 3d
Promotor: Prof. dr hab. Józef Korecki
Kraków 2009
Podziękowania Serdecznie dziękuję mojemu Promotorowi prof. dr. hab. Józefowi Koreckiemu za
wszystko, czego mnie nauczył i co dla mnie zrobił.
Dr Nice Spiridis, mgr inż. Kindze Freindl oraz dr Dorocie Wilgockiej-Ślęzak z PAN dziękuję
za wykonanie i opracowanie pomiarów STM.
Dziękuję wszystkim współpracownikom z KFCS a w szczególności dr. Tomaszowi Ślęzakowi,
dr. inż. Marcinowi Zającowi, mgr. inż. Krzysztofowi Matlakowi oraz mgr Annie Kozioł za
pomoc i wspaniałą atmosferę w czasie pracy.
Dziękuję prof. Andrzejowi Maziewskiemu i dr. Andrzejowi Stupakiewiczowi z Zakładu Fizyki
Magnetyków Instytutu Fizyki Doświadczalnej Uniwersytetu w Białymstoku za owocną
współpracę w ramach sieci naukowej ARTMAG.
Praca była częściowo finansowana z grantu promotorskiego KBN Nr N N202 205334
2
Spis treści
1.Wstęp 4
2. Wpływ morfologii i struktury krystalicznej na magnetyzm 6
2.1. Wprowadzenie. Wpływ struktury krystalicznej na magnetyzm 6
2.2. Wpływ obniżonej koordynacji atomowej na właściwości magnetyczne układu 7
2.2.1 Modyfikacja momentu magnetycznego i parametrów oddziaływań nadsubtelnych 9
2.2.2 Modyfikacja anizotropii magnetycznej 15
3. Fe/W(110) – przegląd literatury 25
4. Metodyka badań 42
4.1 Standardowe metody preparatyki i powierzchniowej charakteryzacji 42
4.2 NRS 44
5. Aparatura badawcza 52
6. Podłoża stosowane w pracy 57
7. Wpływ stopni atomowych na magnetyzm ultra cienkich warstw Fe/W(110/540) 61
7.1 Struktura i wzrost ultra cienkich warstw Fe/W(110/540) 61
7.2 Struktura magnetyczna w ultra cienkich warstwach Fe/W(110/540) 64
8. Wpływ stopni atomowych na anizotropię magnetyczną w układzie Ag/Fe/W 78
8.1 Optymalizacja preparatyki układu Fe/W(110/540) 79
8.2 Wyniki i dyskusja pomiarów magnetooptycznych MOKE ex-situ 82
8.3 Oszacowanie anizotropii magnetycznej pochodzącej od stopni atomowych 93
9. Wpływ stopni atomowych na właściwości magnetyczne układu Au/Co/Au/W 96
10. Podsumowanie 104
Bibliografia 105
Lista publikacji autora pracy 112
3
1.Wstęp.
Magnetyczne układy niskowymiarowe stały się w ostatnim okresie niezwykle ważne
z punktu widzenia ich potencjalnych zastosowań w technice magnetycznego zapisu
informacji. O dużym zainteresowaniu tymi układami decydują takie zjawiska jak gigantyczny
i tunelowy magnetoopór (GMR i TMR), prostopadła anizotropia magnetyczna, czy pośrednie
sprzężenie międzywarstwowe, połączone z możliwością wytwarzania nowych, nie
występujących w formie litej, materiałów magnetycznych.
Współczesne techniki preparatyki, oparte na wyrafinowanych metodach epitaksji
z wiązek molekularnych, dają możliwości wytwarzania struktur cienko- i wielowarstwowych
z precyzją ułamka warstwy atomowej. Kontrola stanu powierzchni nabrała nowego wymiaru
w związku z możliwością jej obrazowania w skali atomowej przy użyciu skaningowej
mikroskopii tunelowej i metod jej pokrewnych. Dzięki temu postępowi możliwe staje się
podejmowanie zadań badawczych dotyczących coraz bardziej skomplikowanych układów
wykazujących nowe, ciekawe właściwości fizyczne. Jednym z takich przykładów są układy
cienkowarstwowe zawierające dużą koncentrację stopni atomowych na powierzchniach
i międzypowierzchniach, które mogą stanowić obiekty modelowe służące do badań wpływu
struktury, morfologii i defektów na właściwości fizyczne układu, w szczególności na jego
właściwości magnetyczne. Istnieją liczne dowody na to, że morfologia użytego podłoża może
w znaczny sposób modyfikować właściwości magnetyczne układu [Gamb02]. Jednym ze
sposobów wytworzenia układu o dużej i dobrze określonej gęstości oraz periodycznej
strukturze stopni atomowych jest zastosowanie podłoży o tzw. powierzchniach wicynalnych.
Podłoża takie wykorzystywane są często do produkcji i badania samoorganizujących się
magnetycznych nanostruktur, takich jak nanodruty czy ultracienkie paski [Piet00], jak
również do swego rodzaju inżynierii anizotropii magnetycznej, jako, że wpływ stopni
atomowych na oddziaływanie spin-orbita może być porównywalny z tym, jaki indukowany
jest przez obecność atomowo gładkiej powierzchni [Iuni07]. W związku z ich obniżoną
koordynacją, atomy wchodzące w skład stopni, zarówno tych o dobrze określonej,
zaprojektowanej gęstości i strukturze jak i tych związanych z zawsze obecną w rzeczywistych
układach fizycznych szorstkością powierzchni, wpływają też wyraźnie na takie wielkości
fizyczne jak moment magnetyczny czy parametry oddziaływań nadsubtelnych. Badania
dotyczące wpływu stopni atomowych na właściwości magnetyczne układów fizycznych są
niezwykle istotne nie tylko z punktu widzenia znaczącej roli zagadnienia w zastosowaniach
4
we współczesnej elektronice (np. spintronice) i przemyśle technicznym, ale również stanowią
cenny wkład do dziedziny tzw. badań podstawowych.
Obszerny opis wpływu obniżonej wymiarowości, struktury i morfologii na
właściwości magnetyczne układów fizycznych został, na podstawie dostępnych danych
literaturowych, przedstawiony w rozdziale drugim niniejszej pracy. Ponieważ znaczna część
wyników uzyskanych w ramach realizacji tej pracy doktorskiej dotyczy układu Fe/W(110), to
rozdział trzeci stanowi przegląd bardzo obszernej literatury naukowej na ten temat.
W rozdziałach czwartym i piątym opisane zostały metody strukturalnej, morfologicznej
i magnetycznej charakteryzacji badanych układów oraz laboratoria, w których miała ona
miejsce. Kolejny rozdział to krótki opis stosowanych przez autora podłoży
monokrystalicznych wolframu, zarówno tych o nominalnie atomowo gładkiej, jak
i wicynalnej powierzchni, sposobów ich czyszczenia i udokumentowanie ich dobrze
określonej struktury. Ostatnie trzy rozdziały zawierają wyniki badań wpływu obecności gęsto
upakowanych stopni atomowych na magnetyzm konkretnych układów fizycznych.
W rozdziałach 7 i 8 dokonano analizy porównawczej właściwości magnetycznych
epitaksjalnych warstw żelaza w układach: bez stopni - Fe/W(110) i zawierającym stopnie
atomowe - Fe/W(540), na podstawie których wyciągnięto wnioski odnośnie sposobu w jaki
stopnie atomowe modyfikują magnetyzm układu Fe/W. Rozdział 7 poświęcony jest bardzo
niewielkiemu zakresowi grubości warstw Fe, bo jedynie ~(1 - 5) warstw atomowych,
natomiast badania przedstawione w rozdziale 8 dotyczą reorientacji spinowej obserwowanej
w układzie Fe/W(110) dla warstw o grubości sięgającej kilkudziesięciu warstw atomowych.
Analogiczna analiza, oparta na porównaniu właściwości magnetycznych układów
pokrewnych o gładkich i wicynalnych powierzchniach i międzypowierzchniach, została
opisana w rozdziale 9 dla warstw Au/Co/Au/W. Ostatni rozdział stanowi zebranie
i podsumowanie wyciągniętych we wcześniejszych rozdziałach wniosków częściowych.
5
2. Wpływ morfologii i struktury krystalicznej na magnetyzm.
2.1 Wprowadzenie. Wpływ struktury krystalicznej na magnetyzm.
Zrozumienie korelacji pomiędzy właściwościami magnetycznymi a strukturą
i morfologią układów fizycznych jest celem badań naukowców już od bardzo dawna. Już we
wczesnych latach trzydziestych dwudziestego wieku Bethe i Slater odkryli na drodze
fenomenologicznej zależność bezpośredniego oddziaływania wymiennego od odległości
międzyatomowych w ciele stałym [Beth33, Slat30]. W latach 80-tych tegoż wieku, na
podstawie obliczeń teoretycznych, przewidziana została zależność magnetyzmu metali 3d od
objętości atomowej (molowej) [Moru88, Moru89]. Metale przejściowe wykazujące
właściwości magnetyczne w normalnych warunkach powinny je tracić pod wpływem
zmniejszenia objętości atomowej i odwrotnie - metale przejściowe normalnie
niemagnetyczne wskutek wzrostu objętości mogą przejść w stan ferromagnetyczny.
Zależność momentu magnetycznego od stałej sieci Fe była liczona przez wiele grup
(np. [Moru89]). W przypadku żelaza bcc obliczenia przewidują ferromagnetyczny stan
podstawowy z momentem magnetycznym atomu równym 2.2 magnetonu Bohra i stałą sieci
2.8Å, pozostając tym samym w dobrej zgodności z wynikami doświadczalnymi
(odpowiednio 2.22μB oraz 2.86Å). Sytuacja staje się dużo bardziej skomplikowana dla żelaza
fcc, gdzie spodziewane jest pojawienie się 3 różnych stanów: niemagnetycznego (NM – ang.
nonmagnetic), ferromagnetycznego (FM – ang. ferromagnetic) lub antyferromagnetycznego
(AF – ang. antiferromagnetic). Dla stałej sieci mniejszej niż 3.44Å najbardziej stabilny jest
stan NM. Wraz ze wzrostem stałej sieci Fe stan AF staje się bardziej korzystny
energetycznie. W okolicach 3.5Å rozwiązania AF i NM są prawie zdegenerowane i nie jest
w pełni jasne czy żelazo fcc o takiej stałej sieci jest niemagnetyczne czy też wykazuje
właściwości antyferromagnetyczne. Eksperymentalnie zaobserwowano anomalię w postaci
nieciągłych zmian momentu magnetycznego w funkcji odległości międzyatomowych w γ-Fe
[Wutt04]. Panuje przekonanie, że tego typu efekty są kluczem do pełnego zrozumienia
stopów Invara, które wykazują liczne anomalie w zależnościach temperaturowych
rozszerzalności cieplnej, stałych sieci, sprężystości czy podatności magnetycznej.
Już sam przykład żelaza fcc pokazuje, że konieczne są eksperymenty zmierzające do
weryfikacji przewidywań teoretycznych dotyczących wpływu struktury na magnetyzm metali
3d. We wspominanym powyżej przypadku zależności momentu magnetycznego (i ogólniej
właściwości magnetycznych) od stałej sieci Fe (ogólniej od struktury krystalicznej
6
dowolnego metalu przejściowego) oczywistą trudnością w doświadczalnej weryfikacji
obliczeń jest kontrolowanie zmiany stałej sieci, umożliwiające jednoznaczne określenie jej
wpływu na magnetyzm układu. Z pomocą przychodzi tu olbrzymi postęp w dziedzinie
otrzymywania i charakteryzacji warstw epitaksjalnych. W układach heteroepitaksjalnych
charakteryzujących się niewielkim niedopasowaniem sieciowym możliwe jest wytworzenie
naprężonej warstwy adsorbatu przejmującej stałą sieci podłoża w warstwie granicznej.
Trzymając się przykładu żelaza fcc, odpowiednim podłożem do jego stabilizacji jest
powierzchnia miedzi, której stała sieci w temperaturze 300K wynosi 3.61Å, będąc
nieznacznie większą niż ekstrapolowana wartość stałej sieci dla żelaza fcc w tej
temperaturze.
Bardzo małe niedopasowanie sieciowe (-0.7%) w układzie Fe/Cu powoduje, że
możliwe jest uzyskanie warstwy Fe pozbawionej dyslokacji mogących powstawać, gdy stałe
sieci adsorbatu i podłoża różnią się znacznie. Co ważniejsze, stała sieci Cu znajduje się
w przedziale wartości, w którym obliczone energie stanów NM, AF i FM są do siebie bardzo
zbliżone, co pozwala przypuszczać, że wpływ wzrostu i struktury na magnetyzm układu
będzie tu wyjątkowo wyraźnie widoczny. W rzeczy samej, udowodniono istnienie 3 różnych
przedziałów grubości w epitaksjalnym układzie Fe/Cu(001) [Wutt04], z których
najciekawszym jest zakres grubości Fe obejmujący od 5 do 11ML (ML - ang. Monolayer,
monowarstwa). W przedziale tym tylko powierzchniowa warstwa atomowa (lub najwyżej
2 warstwy) wykazuje właściwości ferromagnetyczne, podczas gdy pozostała (bliższa podłoża
Cu) część Fe nie stanowi źródła sygnału magnetycznego, co można interpretować albo jako
stan antyferromagnetyczny z temperaturą Néela poniżej temperatury 110K, albo jako
paramagnetyzm tych warstw żelaza. Badania strukturalne pokazują z kolei, że pierwsza
(licząc od powierzchni) odległość międzywarstwowa Fe jest powiększona o ok. 0.1Å,
natomiast warstwy głębsze są od siebie odległe o 1.77Å, zgodnie z przewidywaniami dla
epitaksjalnie naprężonego żelaza fcc. Powyższe fakty pozostają w bardzo dobrej zgodności
z przewidywanym teoretycznie dla układu Fe/Cu(001) istnieniem ferromagnetycznej
powierzchni, odseparowanej zwiększoną odległością międzywarstwową od pozostałych,
antyferromagnetycznych warstw Fe [Kraf94].
2.2 Wpływ obniżonej koordynacji atomowej na właściwości magnetyczne układu
Oprócz wytwarzania epitaksjalnych warstw metali 3d o zaprogramowanej strukturze
krystalicznej, możliwe jest również sterowanie ich morfologią np. poprzez wpływanie na
7
rodzaj ich wzrostu. W praktyce cienkie warstwy i powierzchnie nie są nigdy idealnie płaskie,
lecz charakteryzują się fluktuacjami grubości oraz obecnością defektów, będących efektem
określonego rodzaju wzrostu (warstwowego, wyspowego) lub struktury powierzchni użytego
podłoża. Najlepszym przykładem takich fluktuacji czy defektów jest występowanie na
powierzchni stopni atomowych, zarówno tych uzyskanych w sposób przypadkowy i bez
określonej periodyczności, jak i wytwarzanych w sposób planowy, o zdefiniowanej
strukturze i periodyczności. Atomy zlokalizowane na takich stopniach znajdują się
w zupełnie innym otoczeniu (mają inną koordynację) niż atomy na płaskich obszarach
powierzchni lub wewnątrz warstwy, i tym samym spodziewana jest zmiana wartości ich
momentu magnetycznego i dodatkowy przyczynek do anizotropii magnetycznej. Ilościowa
analiza wpływu stopni atomowych na magnetyzm cienkich warstw wymaga jednakże
znajomości ich gęstości i geometrii na powierzchni lub innej badanej powierzchni granicznej.
Jednym ze sposobów manipulowania gęstością stopni atomowych w układzie jest
zamierzone przycięcie kryształu stanowiącego podłoże pod niewielkim, dokładnie
określonym kątem do wybranej, nisko-indeksowej płaszczyzny krystalograficznej. W ten
sposób powstaje tzw. powierzchnia wicynalna zawierająca tarasy (obszary płaskie) o dobrze
określonej szerokości oraz stopnie atomowe, dla której możliwe jest dokładne wyznaczenie
struktury i geometrii stopni.
Rysunek 2.1 prezentuje jak zmienia się liczba pierwszych (NN – ang. Nearest
Neighbour) i drugich (NNN - ang. Next Nearest Neighbour) sąsiadów w strukturze bcc dla
atomów na powierzchni (110) oraz dla atomów w pobliżu stopni atomowych.
Rys. 2.1. Liczba pierwszych (NN) i drugich (NNN) sąsiadów dla różnych otoczeń
atomowych: w litym monokrysztale bcc, na atomowo gładkiej powierzchni bcc(110) oraz dla trzech nierównoważnych (oznaczonych kolorami) położeń atomów w pobliżu stopnia atomowego na powierzchni wicynalnej do bcc(110).
8
2.2.1 Modyfikacja momentu magnetycznego i parametrów oddziaływań nadsubtelnych.
Widać, że już atomy płaskiej („idealnej”) powierzchni cechuje znacznie obniżona
koordynacja, co pozwala przypuszczać, że będą one miały również inną, niż w strukturach
litych, wartość momentu magnetycznego. Potwierdzają to obliczenia teoretyczne [Vict84]
przewidując wartość momentu magnetycznego na powierzchni Fe(110) ok. 2.64μB (dla
porównania eksperymentalna wartość momentu magnetycznego w litym Fe wynosi 2.22μB)
i pozostając tym samym w jakościowej (zwiększenie momentu magnetycznego na
powierzchni) zgodności z wynikami eksperymentalnymi [Wall82, Grad83] (ok. 3μB). Jeszcze
większy wzrost wartości momentu magnetycznego do 2.98μB został przewidziany
teoretycznie dla bardziej otwartej, a tym samym niżej skoordynowanej powierzchni Fe(001)
[Ohni83, Vict84]. Dla obu wymienionych terminacji Fe policzone zostały też wartości
spinowego i orbitalnego przyczynku do momentu magnetycznego atomu na powierzchni
[Aute06]. Jak widać z rysunku 2.2 [Aute06], dla obu powierzchni Fe obok znacznego
wzrostu spinowego momentu magnetycznego przewidziane jest jeszcze bardziej drastyczne
zwiększenie (czasem nawet ponad dwukrotne) orbitalnego momentu magnetycznego, który
dodatkowo silnie zależy od tego czy namagnesowanie jest w płaszczyźnie, czy prostopadłe
do niej.
Rys. 2.2. Teoretyczne zależności spinowego i orbitalnego przyczynku do momentu magnetycznego atomu na powierzchniach Fe(001) i Fe(110) od numeru warstwy atomowej, liczonego od powierzchni. Przyczynek orbitalny zależy dodatkowo od kąta θ określającego orientację wektora namagnesowania od normalnej do powierzchni [Aute06].
9
Oprócz obliczeń dla powierzchni Fe dostępne są również dane dotyczące wzrostu wartości
momentu magnetycznego na innych powierzchniach, np. (001): fcc Mn, hcp Co czy fcc Ni
[Erik92].
Zależność wartości momentu magnetycznego atomu od jego koordynacji
potwierdzają również prace teoretyczne dotyczące klasterów atomowych, np. [Zwol07].
Rysunek 2.3 ilustruje obliczoną zależność momentu magnetycznego i gęstości elektronowej
od otoczenia atomowego dla klasterów atomowych bcc, o różnej liczbie wchodzących w ich
skład atomów. Kolory w przedstawionych przekrojach odnoszą się w przypadku momentu
magnetycznego do jego wartości w litym krysztale, w przypadku gęstości elektronowej do jej
krytycznej wartości, dla której ma miejsce zanik stanu ferromagnetycznego. Widać wyraźnie,
że wzrost lokalnego momentu magnetycznego wiąże się bezpośrednio ze spadkiem lokalnej
gęstości elektronowej oraz, że efekt ten przybiera na sile z obniżeniem rozmiarów klastera
oraz, że lokalna konfiguracja dla atomów na powierzchni klastera (naroże, krawędź)
odgrywa też istotną rolę.
Rys. 2.3. Ilustracja teoretycznej zależności momentu magnetycznego i gęstości elektronowej od otoczenia atomowego dla klasterów atomowych bcc, o różnej liczbie wchodzących w ich skład atomów [Zwol07].
Na przykładzie Fe widać, że teoria sugeruje ciągły wzrost momentu magnetycznego
od wartości 2.2μB dla atomów w litym krysztale, przez 2.6μB i 3.0μB na powierzchniach
Fe(110) i Fe(001), 3.1μB w swobodnej monowarstwie Fe(001) [Wu94], aż do 4.0μB dla
swobodnego atomu Fe. Zauważyć można wyraźną korelację tych zmian z obniżaniem liczby
najbliższych sąsiadów, odpowiednio: 8, 6, 4, 2 i 0. Należy się zatem spodziewać
10
odpowiedniej modyfikacji wartości momentu magnetycznego atomów wchodzących w skład
lub będących w pobliżu stopni atomowych na powierzchni. W rzeczy samej,
eksperymentalne tego potwierdzenie można znaleźć w pracy Albrechta et al. [Albr92A],
w której przy pomocy magnetometrii in-situ wyznaczono momenty magnetyczne atomów
powierzchniowych w układzie Fe(110)/W(110). Poprzez dobranie odpowiednich warunków
preparatyki i wygrzewania próbek możliwe było uzyskanie powierzchni zarówno bardzo
gładkiej jak i szorstkiej, charakteryzującej się obecnością stopni atomowych. Wyniki
pomiarów wykazały, że moment magnetyczny atomu wchodzącego w skład stopni wynosi
3.4μB i jest mniej więcej o 0.5μB większy od momentu wyznaczonego dla atomów na
gładkiej powierzchni Fe(110).
Teoria przewiduje również modyfikacje zależności temperaturowych momentu
magnetycznego indukowane zmianą koordynacji atomowej w pobliżu powierzchni czy
stopni atomowych. Na rysunku 2.4.a przedstawiono obliczone wartości momentu
magnetycznego litego Fe i momentu magnetycznego na powierzchni Fe(001) w funkcji
temperatury [Mokr01].
2.4.a 2.4.b
Rys. 2.4. Temperaturowe zależności momentu magnetycznego dla: a. litego Fe(gwiazdki) i powierzchni Fe(001) (kwadraty) oraz dla b. powierzchni Fe(001) - kwadraty, Fe(111) –kółka i Fe(110) – trójkąty [Mokr01].
Rysunek 2.4b zawiera też porównanie analogicznych zależności dla powierzchni Fe (001),
(110) i (111). W tej samej pracy dokonano również porównania dla atomów
powierzchniowych „idealnej” powierzchni Fe(001) oraz dla powierzchni wicynalnej do niej,
z czterema nierównoważnymi położeniami atomów (A, B, C i D) wchodzących w jej skład,
jak pokazano na rysunku 2.5. Co ciekawe, moment magnetyczny dla powierzchni wicynalnej
uśredniony poprzez uwzględnienie wszystkich nierównoważnych położeń A, B, C i D
wykazuje zależność temperaturową niemal identyczną z wyliczoną dla powierzchni Fe(001),
co zostało pokazane na rysunku 2.6.
11
Rys. 2.5. Model powierzchni wicynalnej do Fe(001) wraz z zaznaczonymi nierównoważnymi położeniami atomów A, B, C i D [Mokr01].
Atomy w położeniach B i C mają koordynację pierwszych i drugich sąsiadów taka samą jak
atomy powierzchni Fe(001) i z tego powodu zależność temperaturowa ich momentu
magnetycznego jest praktycznie tożsama z wyznaczoną dla Fe(001). Z kolei przyczynki do
momentów magnetycznych pochodzące od najwyżej skoordynowanych atomów D i najniżej
skoordynowanych atomów A znoszą się, w wyniku, czego średni moment magnetyczny nie
różni się znacząco od momentu magnetycznego atomów idealnej powierzchni (001).
Rys. 2.6. Temperaturowa zależność średniego momentu magnetycznego obliczona dla atomów powierzchni Fe(001)-czarne kwadraty i powierzchni zilustrowanej na rysunku 2.5- puste kwadraty [Mokr01].
W świetle tych obserwacji, zmierzony wzrost momentu magnetycznego na
powierzchni ze stopniami jest nieco zagadkowy, jeśli weźmie się pod uwagę fakt, że
zastosowana metoda miała charakter całkujący [Albr92A]. Znacznie lepiej do badania
lokalnych właściwości magnetycznych nadają się metody spektroskopowe, takie jak np.
spektroskopia mössbauerowska, jako, że obecność powierzchni, jej struktura i szorstkość, jak
również fakt istnienia stopni atomowych mogą też istotnie wpływać na wartości parametrów
oddziaływań nadsubtelnych, w szczególności magnetycznych pól nadsubtelnych.
12
Oddziaływania nadsubtelne to oddziaływania powłoki elektronowej (ładunku i spinu)
z jądrem atomowym (jego ładunkiem i spinem). W wyniku tych oddziaływań poziomy
energetyczne jądra ulegają przesunięciu i rozszczepieniu. Dla celów niniejszej pracy
szczególnie istotne jest omówienie źródeł pola magnetycznego widzianego przez jądro 57Fe.
Przy braku zewnętrznego pola magnetycznego efektywne pole nadsubtelne BHF jest sumą
trzech przyczynków: BC, wynikającego z kontaktowego oddziaływania Fermiego,
dipolowego Borb pochodzącego od momentu orbitalnego powłoki elektronowej oraz
dipolowego BD od spinu powłoki elektronowej atomu własnego i sąsiadów [Gons75]:
BHF = BC + Borb + BD (2.1)
W przypadku metali przejściowych i ich stopów o strukturze regularnej, ze względu na efekt
wygaszania orbitalnego momentu magnetycznego przez pole krystaliczne, drugi składnik
wyrażenia 2.1 jest równy zero. Ostatni składnik w wyrażeniu 2.1 jest dla Fe i jego stopów
zaniedbywalnie mały w porównaniu z całkowitą wartością pola efektywnego. Tak więc, za
wewnętrzne pola magnetyczne w żelazie i jego stopach w głównym stopniu odpowiedzialny
jest człon kontaktowy Fermiego, który jest rezultatem bezpośredniego oddziaływania
momentu magnetycznego jądra ze spinem elektronów s, których gęstość w obszarze jądra
jest różna od zera. Człon kontaktowy Fermiego można podzielić na dwie części:
BC = Bcore + Bce (2.2)
Pierwsza część, Bcore, pochodzi od polaryzacji elektronów rdzenia atomowego (1s, 2s, 3s)
przez moment magnetyczny elektronów 3d własnego atomu. Człon ten skaluje się
z momentem magnetycznym [Ohni83]. Drugi człon, Bce, pochodzi od polaryzacji elektronów
przewodnictwa 4s i zależy on przede wszystkim od momentów magnetycznych sąsiadów.
Mierzona wartość Bhf w metalicznym żelazie (ekstrapolowana do 0K) wynosi –34T
(znak minus oznacza, że Bhf jest przeciwnie skierowane niż magnetyzacja). Obliczenia oparte
na teorii funkcjonału lokalnej gęstości (LDF) odtwarzają tą wartość z dokładnością do paru
Tesli [Lind88]. Pokazują one, że przyczynek Bcore skaluje się z momentem magnetycznym ze
stałą proporcjonalności ok. –13.7 T/μB, co oznacza, biorąc pod uwagę moment magnetyczny
μ = 2.2μB, że Bcore≈-30T. Człon pochodzący od elektronów przewodnictwa Bce jest także
ujemny i wynosi około –5T. Różnica pomiędzy zmierzoną wartością BHF (-34 T),
a wartością teoretyczną (ok. –35 ÷ –36T) jest zwykle przypisywana zaniedbywanym
w obliczeniach przyczynkom orbitalnym i dipolowym. Tak więc, dla materiału litego można
mówić o istnieniu proporcjonalności między magnetycznym polem nadsubtelnym
a momentem magnetycznym i w związku z tym Bhf może służyć jako miara lokalnego
namagnesowania. Sytuacja zmienia się diametralnie dla powierzchni i ultracienkich warstw,
13
co doskonale ilustruje porównanie teoretycznych wartości pól nadsubtelnych i momentów
magnetycznych w pobliżu powierzchni Fe(001) [Ohn83] i Fe(110) [Fu87] zestawione
w tabeli 2.1. Podobnie jak dla materiału litego, Bcore skaluje się z momentem magnetycznym
(który jest jednak przy powierzchni znacznie zwiększony) ze stałą proporcjonalności
ok. 13 T/μB. Natomiast zaburzony złamaną symetrią translacyjną człon pochodzący od
elektronów przewodnictwa, odzwierciedlający wpływ otoczenia, przyjmuje dla warstwy
powierzchniowej dużą dodatnią wartość. Co więcej, osiąganie stanu elektronów (gęstości
elektronowych) przewodnictwa typowego dla materiału litego odbywa się z oddalaniem się
od powierzchni w sposób oscylacyjny (oscylacje Friedela), co powoduje, że całkowita
wartość Bhf wykazuje też niemonotoniczne zachowanie.
moment magnet.[μB] Bcore[T] Bce[T] BC[T]
(001) (110) (001) (110) (001) (110) (001) (110)
powierzchnia S 2.98 2.65 -39.8 -36.4 +14.3 +4.0 -25.2 -32.4
S-1 2.35 2.37 -30.6 -32.6 -8.9 -6.1 -39.5 -38.7
S-2 2.39 2.28 -31.1 -31.3 -1.6 -5.1 -32.0 -36.5
S-3 2.25 2.25 -29.1 -30.9 -7.5 -5.3 -36.6 -36.2
Tabela 2.1. Teoretyczne wartości pól nadsubtelnych i momentów magnetycznych dla powierzchni Fe(001) [Ohn83] i Fe(110) [Fu87] oraz dla 3 kolejnych warstw atomowych od powierzchni.
Oznacza to, że dla powierzchni i interfejsów magnetyczne pole nadsubtelne wyrażone jako
suma przyczynków od elektronów rdzenia i elektronów przewodnictwa nie może być,
w ogólnym przypadku, traktowane jako bezpośrednia miara momentu magnetycznego.
Eksperymentalna weryfikacja redukcji pola nadsubtelnego na powierzchni i występowania
przestrzennych oscylacji Friedela dla warstw Fe(110) znajduje się w pracach
[Kore86, Kore85]. W przypadku powierzchni Fe(001) obniżenie wartości pola nadsubtelnego
zostało wstępnie potwierdzone w pracy [Zają07], bardziej systematyczne badania
i publikacja ich dotycząca są w przygotowaniu [Spir08].
W dostępnej literaturze istnieją bardzo nieliczne prace dotyczące wpływu stopni
atomowych na wartości pól nadsubtelnych w warstwach granicznych. Uzdin et al. [Uzdi01]
badali interfejs Fe/Cr dokonując pomiarów pól nadsubtelnych przy pomocy spektroskopii
mössbauerowskiej oraz szukając ich korelacji z wyliczonymi teoretycznie wartościami
momentów magnetycznych dla różnych rodzajów interfejsu Fe/Cr: gładkiego, szorstkiego,
14
z obecnością stopni atomowych i z uwzględnieniem interdyfuzji. Dla interfejsów gładkich,
charakteryzujących się szerokimi, płaskimi tarasami atomowymi autorzy przewidują znaczny
wzrost magnetycznego pola nadsubtelnego w drugiej, licząc od interfejsu, warstwie Fe.
Takie zachowanie jest jednak specyfiką układu Fe-Cr, odzwierciedlającą wpływ drugich
sąsiadów.
2.2.2 Modyfikacja anizotropii magnetycznej.
Obniżenie wymiarowości układu i koordynacji atomowej, złamanie symetrii
translacyjnej na powierzchni kryształu, czy obecność defektów wpływają nie tylko na
wartości momentu magnetycznego i pól nadsubtelnych, lecz również na anizotropię
magnetyczną. Anizotropia magnetyczna jest zdefiniowana poprzez przyczynek do energii
swobodnej układu zależny od kierunku wektora namagnesowania Js (przy założeniu
jednorodnego namagnesowania w całej objętości próbki). Kierunek ten można określić przy
użyciu dwóch kątów: polarnego θ, liczonego od normalnej do powierzchni oraz
azymutalnego φ, określonego względem wybranego kierunku krystalograficznego
w płaszczyźnie. Możemy wyróżnić kilka przyczynków do anizotropii magnetycznej:
a. anizotropia magnetostatyczna (anizotropia kształtu, której źródłem są
dalekozasięgowe oddziaływania dipolowe), której przyczynek do energii
swobodnej na jednostkę objętości dany jest wzorem:
fM = (JS2/2µ0)cos2θ (2.3)
b. anizotropia magnetokrystaliczna fK (będąca efektem oddziaływania spin-
orbita)
c. anizotropia magnetoelastyczna fε (istotna zwłaszcza w przypadku cienkich
warstw, gdzie występować mogą epitaksjalne naprężenia i dyslokacje)
d. magnetyczna anizotropia powierzchniowa - MSA (ang. Magnetic Surface
Anisotropy), której energia na jednostkę powierzchni zapisywana jest
często jako:
σ = Kscos2θ + Kspsin2θsin2φ (2.4)
Pierwszy składnik w wyrażeniu 2.4 jest odpowiedzialny za tzw. „magnetyczną
anizotropię prostopadłą do powierzchni” (opisaną przez stałą anizotropii prostopadłej Ks),
drugi opisuje anizotropię magnetyczną w płaszczyźnie (analogicznie opisana przez stałą
anizotropii Ksp). Wprowadzenie pojęcia MSA przypisuje się Néelowi [Néel54], który jako
pierwszy zauważył, że złamanie symetrii translacyjnej na powierzchni powinno pociągać za
15
sobą powstanie dodatkowej anizotropii magnetycznej. Ponadto stworzył on model opisujący
poprawnie jakościowo związek pomiędzy właściwościami magnetoelastycznymi i stałymi
anizotropii MSA.
Całkowity przyczynek do energii swobodnej układu (liczony na jednostkę objętości)
pochodzący od anizotropii magnetycznej można dla warstwy o grubości d, przy
uwzględnieniu istnienia przyczynków od obu powierzchni σ1 i σ2, zapisać jako:
F/V = [(JS2/2µ0)cos2θ + fK(θ, φ) + fε(θ, φ)] + (1/d)[σ1(θ, φ) + σ2(θ, φ)] (2.5)
Często zaniedbuje się anizotropię w płaszczyźnie, czego nie można jednak zrobić dla
opisanego w następnym rozdziale układu Fe/W(110), i zakłada, że anizotropia objętościowa
ma jednoosiowy charakter:
fK(θ, φ) + fε(θ, φ) = Kvcos2θ (2.6)
ze stałą magnetycznej anizotropii objętościowej Kv. Jeśli dodatkowo zaniedbać przyczynek
magnetostatyczny i przyjąć, że wkład od obu powierzchni układu jest jednakowy to gęstość
energii swobodnej układu F/V można zapisać w uproszczonej, często spotykanej
w literaturze postaci:
F/V = (Kv + 2Ks/d)cos2θ = Acos2θ (2.7)
gdzie A oznacza efektywną stałą anizotropii magnetycznej drugiego rzędu:
A = Kv + 2Ks/d (2.8)
Gdy stała A jest ujemna, minimum energii przypada dla θ = 0°, a więc anizotropia
faworyzuje kierunek namagnesowania prostopadły do powierzchni próbki. Dla stałej A
ujemnej oś łatwa namagnesowania układu leży w płaszczyźnie. Jak widać taka definicja
anizotropii dopuszcza tylko dwie orientacje osi łatwych w układzie cienkowarstwowym. W
niektórych przypadkach wymagane jest jednak uwzględnienie wyrażenia kolejnego rzędu
umożliwiającego pojawienie się fazy o namagnesowaniu nachylonym względem
powierzchni, leżącym na powierzchni bocznej tzw. stożka łatwego.
Przyczynek składowej objętościowej nie zależy od grubości, podczas gdy udział
anizotropii powierzchniowej w anizotropii efektywnej skaluje się jak 1/d. Prawdziwość
formuły 2.8 została potwierdzona w licznych eksperymentach [Barb83, Grad93, Chua94].
Graficzne przedstawienie A·d w funkcji grubości d pozawala wyznaczyć obie stałe, Kv i Ks.
Efektywna stała anizotropii, oprócz zależności od grubości warstwy, wykazuje również silną
zależność od temperatury: A(d, T). W cienkich warstwach metali przejściowych przy dobrym
dopasowaniu sieciowym z podłożem (brak efektów magnetoelastycznych) wypadkowa
anizotropia objętosciowa KV faworyzuje zwykle oś łatwą namagnesowania w płaszczyźnie
układu, ze względu na dominującą anizotropię kształtu. W KS dominuje zaś anizotropia
16
magnetokrystaliczna Néela, która często faworyzuje prostopadłą orientację spontanicznego
namagnesowania. W takiej sytuacji, w wyniku współzawodnictwa tych anizotropii, zgodnie
z relacją 2.8, wraz z obniżaniem grubości układu (czyli ze wzrostem udziału powierzchni),
obserwuje się dla pewnej krytycznej grubości, przełączenie łatwego kierunku z równoległego
na kierunek prostopadły do powierzchni (rys. 2.7). Jest to tzw. reorientacja spontanicznego
namagnesowania wymuszona zmianą grubości (SRT - Spin Reorientation Transition).
Eksperymenty [Oepe97, Lee02] pokazują, że reorientacja nie zawsze odbywa się skokowo
dla określonej grubości, lecz czasami zachodzi stopniowo, w pewnym przedziale grubości,
przy udziale fazy pośredniej. Efekt ten wymaga uwzględnienia w anizotropii przyczynku
czwartego rzędu zgodnie z wyrażeniem:
F/V = Acos2θ + Bcos4θ (2.9)
Na stałych A(d) i B(d) można rozpiąć tzw. przestrzeń anizotropii, w której przeprowadza się
analizę faz. Szczegóły takiej analizy zostaną wyjaśnione dokładnie w rozdziale 8, przy okazji
omawiania przejścia SRT zachodzącego w układzie Fe/W w płaszczyźnie próbki.
Opisane powyżej polarne przejście SRT zostało zaobserwowane doświadczalnie
m. in. w układach cienkowarstwowych Fe/Cu(001) [Thom69], Fe/Ag(001) [Papp92],
Fe/Cr(110) [Frit94A], Fe/Si(111) [Garr05], Fe/Gd(111) [Arno99], Co/Rh(111) [Xiao98],
Co/Pd(111) [Lee02A], Co/Pt(111) [Lee02B], Co/W(110) [Sell01A], jak również w układach
wielowarstwowych, np. CeH2/Fe [Schu95], CeH2/Co [Nawr97] czy Fe/Tb(111) [Cher91].
Ponadto ten sam rodzaj przejścia SRT udokumentowano również eksperymentalnie
w cienkich warstwach stopów takich jak FeNi [Tham02], FeCo [Zdyb03] oraz w układach
-A·
d
d
0
2KS
KV d⊥
0
Rys. 2.7. Efektywna anizotropia magnetyczna na jednostkę powierzchni w funkcji grubości zgodnie z relacją: A = (Kv + 2Ks/d). KV jest współczynnikiem kierunkowym prostej, a 2KS wyrazem wolnym. Dla grubości d⊥=-2KS/KV przyczynki od KV i KSrównoważą się.
17
magnetycznych dwuwarstw jak np. Fe/Ni [Liu01], Fe/Gd(111) [Arno99], Co/Ni [Kuch00]
czy Tb/Co [Garr96]. Z punktu widzenia wyników omawianych w rozdziale 9 niniejszej pracy
najistotniejszy jest jednak fakt obserwacji polarnego SRT w układzie Co/Au(111)
[Pütt01, Spec95, Oepe97, Ding01, Alle90, Cagn01, Sell01B, Lang02, Kisi02]. Rysunek 2.8
przedstawia pętle histerezy magnetycznej MOKE (ang. Magneto-Optic Kerr Effect, metoda
ta zostanie opisana w rozdziale 4) dla pomiarów w geometrii polarnej (czułej na składową
namagnesowania prostopadłą do płaszczyzny próbki) oraz w geometrii podłużnej (czułej na
składową w płaszczyźnie), zmierzone w funkcji grubości warstwy Co w układzie
Co(0001)/Au(111)/W(110)/Al2O3(11-20) [Sell01B].
Rys. 2.8. Pętle histerezy magnetycznej zmierzone dla układu Co/Au(111) w geometriach polarnej (lewa kolumna) i podłużnej (prawa kolumna) MOKE w funkcji grubości Co oraz tabela z granicami wyróżnionych przedziałów grubości Co i grubością dCo
*, przy której jednodomenowy stan o anizotropii prostopadłej, przestaje być stabilny [Sell01B].
Już z pobieżnej analizy wynika, że ze wzrostem grubości warstwy Co pętle mierzone
w geometrii polarnej (kolumna lewa na rysunku 2.8) przyjmują coraz trudniejszy charakter,
tzn. maleje namagnesowanie w stanie remanencji i rośnie pole konieczne do nasycenia
18
magnetycznego układu. Jednocześnie w pomiarach pętli histerezy w geometrii podłużnej
(prawa kolumna na rysunku 2.8) obserwuje się pojawienie mierzalnej składowej
namagnesowania w płaszczyźnie próbki. Analogiczne pomiary w funkcji grubości Co zostały
wykonane przez autorów [Sell01B] również dla próbek przykrytych warstwami W i Au, a ich
dokładniejsza analiza prowadzi do wyróżnienia trzech charakterystycznych przedziałów
grubości warstwy Co. W tabeli zamieszczonej na rysunku 2.8 zebrane zostały grubości dCo,c┴
i dCo,cII będące granicami tych przedziałów. W przedziale pierwszym, dla grubości warstwy
Co mniejszej niż dCo,c┴, magnetyczna anizotropia powierzchni (i międzypowierzchni)
preferująca kierunek łatwy namagnesowania prostopadły do powierzchni próbki ma wpływ na
właściwości magnetyczne układu dominujący nad anizotropią kształtu. W przedziale drugim
(dCo,c┴<dCo<dCo,cII) obserwuje się spadek namagnesowania w stanie remanencji dla pomiarów
w geometrii polarnej, co interpretować można jako fakt, że prostopadła do powierzchni
próbki orientacja wektora namagnesowania warstwy Co przestaje być stabilna. W przedziale
tym autorzy wyznaczają też grubość krytyczną dCo* warstwy Co, przy której
charakterystyczny dla pierwszego przedziału grubości jednodomenowy stan
o anizotropii prostopadłej przestaje być stabilny i prawdopodobnie rozpada się na mniejsze
domeny. Dla grubości większych niż dCo,cII próbka jest już w stanie po przejściu SRT, co
objawia się bardzo małym namagnesowaniem w stanie remanencji dla pomiarów w geometrii
polarnej oraz prostokątną i o małym polu koercji pętlą histerezy magnetycznej dla pomiarów
w geometrii podłużnej. Dodatkowo widać, że przykrycie próbki warstwami
W lub Au powoduje przesunięcie przejścia SRT do większych grubości Co, przy czym
przesunięcie to jest większe w przypadku pokrycia warstwą Au. Oznacza to że, m.in. poprzez
dobór warstwy adsorbatu istnieje możliwość kontrolowanej modyfikacji anizotropii
magnetycznej badanego układu. Tego rodzaju manipulacji właściwościami magnetycznymi
układu Co/Au, sterowanych pokryciem Ag, dokonano w pracy [Kisi02].
Po raz pierwszy w literaturze wpływ regularnych stopni atomowych na anizotropię
magnetyczną został opisany przez Albrechta et al. [Albr92B], w układzie Fe/W(110). Ideą
autorów była preparatyka stosunkowo grubej warstwy Fe w podniesionej temperaturze
(600K), tak by uniknąć tworzenia się defektów wewnątrz rosnącej warstwy. Następnie
doparowanych zostało dodatkowych kilka monowarstw Fe w obniżonej temperaturze
(200K), a w końcu tak otrzymana próbka została wygrzana w temperaturze 600K. Dzięki
takiemu procesowi preparatyki uzyskano układ o morfologii schematycznie przedstawionej
na rysunku 2.9, charakteryzujący się dużą gęstością stopni atomowych. Weryfikacja
19
eksperymentalna takiego modelu powstałej powierzchni została dokonana za pomocą analizy
SPA-LEED (ang. Spot Profile Analysis - Low Energy Electron Diffraction).
W(110)
FeFe Fe
2Å[001]
[1-10]
W(110)
FeFe Fe
2Å[001]
[1-10]
[001]
[1-10]
Rys. 2.9. Schemat morfologii próbki badanej w pracy [Albr92B].
Szczegółowa analiza pomiarów TOM (ang. Torsion Oscilation Magnetometry) w funkcji
grubości badanych warstw pozwoliła autorom wyznaczyć przyczynki objętościowy
i powierzchniowy do magnetycznej anizotropii układu. Określone zostały stałe anizotropii w
płaszczyźnie (110) i anizotropii prostopadłej, indukowanej przez stopnie atomowe. Stałe
anizotropii wyznaczone przez Albrechta dla niepokrytych warstw Fe zostały wyznaczone
z uwzględnieniem magnetycznej anizotropii kształtu powierzchni ze stopniami, której
wielkość została określona na drodze obliczeń teoretycznych. Wyniki zaskakująco dobrze
zgadzają się z przewidywaniami modelu Néela anizotropii powierzchniowej,
zmodyfikowanego odpowiednio przez autorów w celu uwzględnienia obecności stopni na
powierzchni. Dobra zgodność z modelem Néela sugeruje, że badana anizotropia
magnetyczna pochodząca od stopni atomowych, podobnie jak anizotropia idealnie płaskiej
powierzchni, ma swoje źródło w obniżonej symetrii otoczenia atomów powierzchniowych.
Szerokie możliwości badania wpływu stopni atomowych na anizotropię magnetyczną
układów cienkowarstwowych dają podłoża o powierzchniach wicynalnych, które były
stosowane przez kilka grup [Kawa98, Hyuk99, Hyuk98 , Qiu99, Chen92, Li09, Chua94,
Roda07, Berg94, Froh91, Wulf94, Stup08A, Stup08B].
Chen i Erskine [Chen92] stosując technikę MOKE zaobserwowali istnienie
dodatkowej (jednoosiowej) anizotropii magnetycznej w płaszczyźnie w warstwach Fe
naniesionych na wicynalną powierzchnię W(001). Zaskakujący może się wydawać fakt, iż
kierunek osi łatwej preferowanej przez obecność stopni atomowych jest w tym przypadku
prostopadły do kierunku stopni, podczas gdy wydaje się, że anizotropia kształtu wynikająca
z geometrii stopni powinna wymuszać kierunek łatwy równoległy do nich. Doniesienie to
zostało potwierdzone przez Hyuk et al. [Hyuk98], którzy użyli jako podłoża kryształu
wolframu o odpowiednio zakrzywionej powierzchni, tak, że kąt wicynalności do płaszczyzny
(001) zmieniał się w sposób ciągły w funkcji położenia na próbce. Dało to możliwość
20
ilościowego określenia magnetycznej anizotropii stopni w zależności od kąta definiującego
wicynalność powierzchni, który określa gęstość upakowania stopni. Zaobserwowano
kwadratowy charakter zależności efektywnej stałej anizotropii układu od gęstości stopni oraz
bardzo słabą zależność od grubości warstwy d. Niewielki wpływ grubości na badaną
anizotropię sugeruje, że jej źródło ma charakter inny niż powierzchniowy, dla którego
spodziewana jest zależność 1/d. Możliwym wytłumaczeniem są olbrzymie epitaksjalne
naprężenia, jakim poddana jest warstwa Fe w układzie Fe/W, w którym niedopasowanie
sieciowe wynosi aż 10%.
W pozornej sprzeczności do wyników opisanych powyżej stoją prace Oepena
i współpracowników [Berg92, Oepe93, Kram93], badających układ Co/Cu(1 1 13), w którym
powierzchnia (1 1 13) miedzi leży w płaszczyźnie nachylonej pod kątem 6.2˚ do płaszczyzny
(001). Powierzchnia ta zawiera tarasy (001) szerokie na 7 rzędów atomowych i rozdzielone
pojedynczymi stopniami atomowymi zorientowanymi wzdłuż kierunku [1-10]. Przy pomocy
technik MOKE i BLS (ang. Brillouin Light Scattering) zostało co prawda potwierdzone
istnienie jednoosiowej anizotropii magnetycznej związanej z obecnością stopni atomowych,
jednak tym razem preferowany przez nią kierunek osi łatwej okazał się być równoległy do
kierunku stopni. Wart uwagi jest fakt, że pomimo odmiennego charakteru anizotropii
magnetycznej warstw Co na podłożach Cu(001) i Cu(1 1 13), obserwowana przez autorów
struktura domenowa jest w obu przypadkach bardzo podobna i nieregularna. Wynik ten
sugeruje, że efekt zamocowania ścian domenowych na stopniach nie odgrywa kluczowej roli
w mechanizmie odpowiedzialnym za strukturę domenową w ultracienkich warstwach
magnetycznych. Najistotniejszym pytaniem, na które próbują odpowiedzieć autorzy jest
kwestia źródła powstawania obserwowanej w Co/Cu(1 1 13) anizotropii jednoosiowej. Jako
odpowiedź autorzy podają dwie możliwości. Pierwszą z nich jest obecność naprężeń
wynikających z tetragonalnej dystorsji w Co/Cu(001). Dystorsja ta może zmieniać swój
charakter w pobliżu stopni atomowych w związku z odmiennym geometrycznym
uporządkowaniem atomów na stopniach. Drugim wyjaśnieniem może być modyfikacja
struktury elektronowej spowodowana obniżoną symetrią powierzchni warstwy Co. Dwa
zaproponowane mechanizmy różnią się bardzo między sobą; pierwszy jest bezpośrednio
związany z istnieniem stopni i musiałby być brany pod uwagę zawsze, gdy istnieją stopnie
atomowe (niekoniecznie periodyczne i o uporządkowanej strukturze), drugi natomiast
odgrywałby rolę tylko w przypadku istnienia na powierzchni dobrze zdefiniowanej
nadstruktury stopni, o średniej szerokości tarasów rzędu kilku odległości atomowych.
W pracy Kramsa i Oepena [Kram93] dokonano ilościowej analizy anizotropii magnetycznej
21
w płaszczyźnie, wyindukowanej przez stopnie atomowe, jednak nie było możliwe
rozseparowanie przyczynków objętościowego i powierzchniowych (za drugą powierzchnię
można uważać powierzchnię graniczną Co/Cu). Dla warstw Co o grubościach 8 i 12Å
otrzymano wartości stałej anizotropii (4.4 ± 0.4) x 104 J/m3. Porównanie tego wyniku
z obliczeniami teoretycznymi przemawia za pierwszym z omówionych powyżej
mechanizmów powstawania anizotropii jednoosiowej, mającym związek z efektami
magnetoelastycznymi.
Ciekawe wyniki, również dotyczące Co na wicynalnej miedzi, prezentują Weber et al.
[Webe95]. Dwa podłoża Cu stosowane w cytowanej pracy to powierzchnie wicynalne
otrzymane przez przycięcie kryształu Cu pod kątami 1.6˚ i 3.4˚ w stosunku do płaszczyzny
(001); średnia szerokość tarasów atomowych wynosi odpowiednio 6nm i 3.5nm. Na takich
podłożach badano wpływ niewielkich, kontrolowanych ilości adsorbatów Cu, Ag, Fe i O na
anizotropię magnetyczną warstw kobaltu. Jednoosiowa anizotropia magnetyczna preferująca
początkowo kierunek łatwego namagnesowania równoległy do stopni atomowych ulega
drastycznym zmianom pod wpływem niewielkich ilości wspomnianych adsorbatów. Oś
łatwa obraca się w płaszczyźnie o 90˚, do kierunku prostopadłego do stopni pod wpływem
adsorpcji 0.03ML Cu, 0.27ML Ag czy 20L O (L – langmuir, 1 L = 1.33x10-6 mbar·s). Co
jeszcze bardziej zaskakujące, pod wpływem dalszej adsorpcji Cu następuje powrót kierunku
osi łatwej do równoległego do stopni. Mechanizm tego zjawiska wydaje się być bardzo
trudny do wyjaśnienia. Badania STM (ang. Scanning Tunneling Microscope) dowodzą, że
warstwy Co grubsze niż 5 ML odzwierciedlają strukturę stopni podłoża Cu [Gies95].
Z obrazów STM wiadomo również, że przy niewielkich ilościach adsorbatu Cu w układzie
Co/(wicynalna powierzchnia Cu) atomy miedzi dekorują stopnie na powierzchni Co.
W omawianej pracy Webera przeskok kierunku łatwego namagnesowania obserwuje się przy
adsorpcji 0.03ML Cu, podczas gdy dla próbek na podłożu o kącie wicynalności 1.6˚ stosunek
liczby atomów stopni do wszystkich atomów powierzchniowych wynosi również 0.03. Ta
idealna zgodność może być oczywiście przypadkowa, tzn. anizotropia magnetyczna
w przeliczeniu na atom może być wystarczająco duża, by nawet przy niepełnym obsadzeniu
krawędzi stopni Co przez atomy miedzi wymusić obrót osi łatwej namagnesowania.
Wpływ stopni na polarne SRT badał Kawakami et al. [Kawa96] dla warstw
Fe/Ag(001). W pracy zastosowano opisaną już wyżej technikę polegającą na użyciu jako
podłoża kryształu srebra o odpowiednio zakrzywionej powierzchni, tak, że kąt wicynalności
do płaszczyzny Ag(001) zmieniał się w sposób ciągły w funkcji położenia na próbce od
wartości 0º do 10º. Rysunek 2.10 przedstawia zależności namagnesowania w stanie
22
remanencji w funkcji grubości warstwy Fe wyznaczone z pomiarów MOKE w geometriach
podłużnej (skala po prawej stronie) i polarnej (skala po lewej stronie) dla obszarów próbki
o kącie wicynalności równym 0º (górna część rysunku 2.10) i 6º (dolna część rysunku 2.10).
Rys. 2.10. Zależności namagnesowania w stanie remanencji w funkcji grubości warstwy Fe wyznaczone z pomiarów MOKE w geometriach podłużnej (skala po prawej stronie) i polarnej (skala po lewej stronie), dla obszarów próbki badanej w pracy [Kawa96] o kącie wicynalności równym 0º (góra) i 6º (dół).
Dla obu badanych rodzajów powierzchni wraz z zanikaniem namagnesowania w stanie
remanencji wyznaczonego z pętli histerezy magnetycznej w geometrii polarnej obserwuje się
wzrost analogicznego sygnału w geometrii podłużnej, podobnie jak to miało miejsce dla
przejścia SRT w układzie Co/Au. Obecność stopni atomowych przesuwa jednak krytyczną
grubość SRT do większych wartości. Można zatem powiedzieć, że obserwuje się stabilizację
prostopadłej anizotropii magnetycznej układu, niezwykle pożądanej z punktu widzenia
zastosowań we współczesnych magnetycznych technikach zapisu danych. Stabilizacja ta
niewątpliwie związana jest z obecnością stopni atomowych o dużej gęstości i dobrze
określonej periodyczności. Podobny efekt, jednak znacznie wyraźniejszy, bo obserwowany
do znacznie większych grubości warstwy magnetycznej, zostanie opisany w rozdziale 9
niniejszej pracy dla układu Co/Au.
Podsumowując cytowane wyżej prace dotyczące wpływu stopni atomowych na
anizotropie magnetyczną należy zauważyć, że oś łatwa indukowanej przez stopnie
anizotropii zależy od badanego układu. O ile w Fe/W(001), czy w Fe/Pd(001) [Qiu99], oś
łatwa omawianej anizotropii jest prostopadła do kierunku stopni, to w układach takich, jak
Co/Cu(001) czy Fe/Ag(001) [Kawa96] jej kierunek jest do stopni równoległy. Wartość
anizotropii zależy z kolei od kąta wicynalnego α jak αn, przy czym n=2 dla układu
23
Fe/W(001) natomiast dla układów Co/Cu i Fe/Pd wyniki pomiarów MOKE dają n=1.
Okazuje się, że dla wyjaśnienia powyższych różnic, należy wziąć po uwagę symetrię atomów
stopni w strukturach bcc i fcc. Można udowodnić [Qiu99], że w oparciu o rozważania
symetrii oraz model Néela, energia anizotropii w płaszczyźnie, indukowanej przez stopnie
wzdłuż kierunku [001] na powierzchni kryształu bcc, (np. dla Fe/W(001)), dana jest wzorem:
Ea = K* α2*uy2, (2.10)
natomiast dla powierzchni kryształów fcc, ze stopniami wzdłuż [1-10] (np. Co/Cu):
Ea = -2*K* α*uy2, (2.11)
gdzie K oznacza stałą anizotropii jednoosiowej a uy jest wersorem w płaszczyźnie,
prostopadłym do kierunku stopni. Wzory 2.10 i 2.11 tłumaczą obserwowane kwadratowe
i liniowe zależności anizotropii stopni od gęstości upakowania stopni. Znak + w 2.10
oznacza, że oś łatwa indukowanej anizotropii jest prostopadła do stopni, analogicznie
znak – w 2.11 oznacza oś łatwą równoległą do stopni. Od powyższej interpretacji odbiega
przykład Fe/Pd, w którym, pomimo, że Fe ma strukturę bcc a Pd fcc, obserwowana jest
liniowa zależność anizotropii stopni od ich gęstości. Odstępstwo to interpretuje, się jako
zdominowanie właściwości magnetycznych układu przez pallad, ferromagnetycznie
spolaryzowany przez Fe.
24
3. Fe/W(110) – przegląd literatury.
Od blisko 30 lat cienkie warstwy i nanostruktury Fe na podłożu W(110) stanowią
jeden z najbardziej intensywnie badanych obiektów w fizyce cienkich warstw i powierzchni.
Powodem tak dużego zainteresowania układem Fe/W(110) jest olbrzymia różnorodność
ciekawych efektów fizycznych jakie można w nim zaobserwować, takich jak współistnienie
magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie i prostopadłej do niej [Haus98A], frustracja
magnetyczna (brak uporządkowania dalekiego zasięgu) w określonym przedziale grubości Fe
[Elme95], niezwykle duże wartości pól koercji [Sand96] czy indukowany wzrostem grubości
obrót osi łatwej namagnesowania [Grad85] w płaszczyźnie (110). Zasadniczo można
wyróżnić dwa przedziały grubości, w których obserwuje się najciekawsze właściwości
fizyczne Fe/W(110):
a. ultracienkie warstwy Fe (~0.4 – 4.0 ML), dla których udowodniono istnienie
obszarów o anizotropii magnetycznej prostopadłej do powierzchni (110)
b. relatywnie grube warstwy Fe (~30 – 60 ML), w których zmiana grubości wymusza
reorientację spinową w płaszczyźnie (110) od kierunku krystalograficznego [1-10] do
[001]
Zarówno żelazo jak i wolfram krystalizują w strukturze bcc. Ich stałe sieci różnią się
znacznie (aFe = 2.866Å, aW = 3.165Å), co oznacza, że homo-symetryczny układ Fe/W
charakteryzuje bardzo duże niedopasowanie sieciowe (aW - aFe)/aW = 0.094. W roku 1982
Gradmann i Waller opublikowali wyniki swoich pionierskich badań nad wzrostem Fe na
W(110) [Grad82]. Stosując dyfrakcję niskoenergetycznych elektronów (LEED) oraz
spektroskopię elektronów Auger’a (AES, ang. Auger Electron Spectroscopy) określili oni typ
wzrostu i strukturę ultracienkich warstw Fe preparowanych w temperaturze 500K. Od tego
czasu przyjmuje się, że pierwsza warstwa atomowa Fe rośnie pseudomorficznie z podłożem
wolframowym (1 monowarstwa W(110) lub też 1 pseudomorficzna monowarstwa Fe(110)
zawiera 1.41 x 1015atomów/cm2, co odpowiada 0.82 monowarstwy (110) w litym Fe). Dla
wyższych nominalnych pokryć Fe obserwuje się powstawanie dyslokacji wynikających
z niedopasowania sieciowego adsorbatu i podłoża. Dyslokacje te cechuje dwuwymiarowa
periodyczna struktura, widoczna w obrazach LEED jako charakterystyczna multipletowa
struktura satelitów dyfrakcyjnych wokół każdego z refleksów (110), jak np. na rysunku 3.1.
W późniejszych pracach dwuwymiarowa struktura dyslokacji została zidentyfikowana
bezpośrednio przez zastosowanie techniki skaningowej mikroskopii tunelowej (STM)
[Beth95] oraz pośrednio, przez pomiary naprężeń epitaksjalnych jakim poddana jest warstwa
25
w czasie wzrostu [Sand99A]. W związku z dużym niedopasowaniem sieciowym omawianego
układu dyslokacje „misfitowe” powstają nawet przy pokryciu nominalnym wynoszącym
zaledwie 1.2ML i powodują relaksację naprężeń od wartości ok. 40GPa w pierwszej warstwie
atomowej Fe do prawie zera w warstwach drugiej i trzeciej [Sand99B].
Rys. 3.1. Obraz dyfrakcyjny LEED warstwy Fe/W(110) o pokryciu nominalnym 4ML. Energia padających elektronów E =114 eV. Dodatkowa struktura plamek dyfrakcyjnych odzwierciedla obecność dyslokacji misfitowych w warstwie Fe.
Dokładnej analizy dwuwymiarowych dyslokacji dokonali Popescu et al. [Pope03],
prezentując m.in. porównanie ich struktury wysymulowanej i obserwowanej przy pomocy
STM (rysunek 3.2)
Rys. 3.2. Wysymulowana (góra) i zobrazowana przy pomocy techniki STM (dół)
periodyczna struktura dwuwymiarowych dyslokacji w Fe/W(110) [Pope03] .
26
Zarówno z wyników symulacji jak i z pomiarów STM widać wyraźnie, że dyslokacje tworzą
dwuwymiarową, periodyczną nadstrukturę, o okresach ~51Å i ~36Å, odpowiednio wzdłuż
kierunków [001] i [1-10].
Charakter wzrostu Fe na W(110) w funkcji pokrycia był badany przez Bethge et al.
[Beth95] poprzez obserwację obrazów STM. Wzrost w temperaturze pokojowej
charakteryzuje się powstawaniem małych wysepek (o rozmiarach lateralnych rzędu 50Å),
których koalescencja jest zahamowana aż do pokrycia nominalnego ok. 2.0ML. Zdaniem
autorów jest to powodem opóźnienia powstawania dyslokacji „misfitowych”, aż do pokrycia
1.8ML. Podniesienie temperatury preparatyki do 570K powoduje, że dyslokacje powstają już
przy pokryciu 1.3ML, a ich struktura, w przeciwieństwie do wzrostu w temperaturze
pokojowej, ewoluuje z rosnącym pokryciem od 1- do 2-wymiarowej, zapewniającej pełną
relaksację epitaksjalnych naprężeń.
Dla przedziału pokryć nominalnych 0.4 – 2.0 ML istnieje chyba największa liczba
doniesień literaturowych dotyczących ciekawych i często do dziś niezrozumiałych
właściwości magnetycznych Fe/W(110). Dla pokryć mniejszych niż θ = 0.58 obserwuje się
powstawanie stabilnych i dobrze odseparowanych od siebie pseudomorficznych wysepek Fe
[Przy88]. Związek między ich właściwościami magnetycznymi a morfologią badali Elmers et
al. [Elme94A] w zakresie temperatur od pokojowej do 115K, obserwując przy pomocy
techniki SPLEED (ang. Spin Polarized LEED) ich superparamagnetyczny charakter.
Niskotemperaturowy (4.5K – 300K) magnetyzm takich wysp, jednak przykrytych warstwą
zabezpieczającą Ag, badali Rohlsberger et al. [Rohl01] używając techniki NRS (ang. Nuclear
Resonant Scattering), dokładnie opisanej w rozdziale 4. Wyspy te wykazują magnetyczną
anizotropię prostopadłą do powierzchni próbki, indukowaną najprawdopodobniej przez efekty
magnetoelastyczne, czego dowodem może być obserwowane przez Sandera et al. [Sand99B]
maksimum naprężeń w okolicy pokrycia 0.6ML. Monowarstwa Fe na W(110) jest
termodynamicznie stabilna (w przeciwieństwie do takich układów warstwa/podłoże jak np.
Fe/Cu czy Fe/Ag) i jest ferromagnetyczna z temperaturą Curie TC = 230K [Elme94A].
Pokrycie srebrem nie zmienia charakteru uporządkowania magnetycznego, powoduje
natomiast podniesienie temperatury Curie do 296K [Przy87]. Kierunek łatwy
namagnesowania leży w płaszczyźnie warstwy i jest równoległy do [1-10]. Magnetyzm
w przedziale pokryć (0.4 – 1.0psML) badano też w pracach [Elme00, Haus98B]. Porównano
w nich wzrost i właściwości magnetyczne warstw Fe po wygrzaniu w temperaturze 700K, na
dwóch różnych podłożach. Oba użyte podłoża były powierzchniami wicynalnymi
o stosunkowo niewielkim kącie wycięcia kryształu (ok. 1.4º, co oznacza, że taras atomowy
27
ma szerokość ok. 9nm, czyli 40 rzędów atomowych). To co różniło oba podłoża to kierunki
stopni atomowych: [1-10] i [001]. Rysunek 3.3 przedstawia obrazy STM dla 0.5psML Fe po
wygrzaniu w 700K, na obu podłożach: (a) - dla stopni wzdłuż [001] oraz (b) - dla stopni
wzdłuż [1-10]).
Rys. 3.3. Obrazy STM 0.5psML Fe/W(110) po wygrzaniu w 700K, na podłożach
wicynalnych: a) ze stopniami wzdłuż [001] oraz b) ze stopniami wzdłuż [1-10])[Elme00].
Rzuca się w oczy drastycznie różna morfologia powstałych nanostruktur Fe, pomimo
zastosowania takich samych warunków preparatyki. Wynika ona zdaniem autorów z faktu, że
korzystne energetycznie jest powstawanie stopni Fe wzdłuż gęsto upakowanych kierunków,
tak jak to ma miejsce dla stopni wzdłuż kierunku [001]. Tłumaczy to, dlaczego dla stopni
zorientowanych w kierunku [1-10] (mała gęstość atomów w tym kierunku) Fe tworzy po
wygrzaniu trójkątne wyspy, zamiast dekorować stopnie atomowe podłoża. W badanym
zakresie pokryć nie zaobserwowano ferromagnetycznego porządku w przypadku próbek ze
stopniami podłoża wzdłuż [1-10], a ich stan magnetyczny zinterpretowano jako
superparamagnetyczny. Dla stopni [001] stwierdzono natomiast ferromagnetyzm w niskich
temperaturach o osi łatwej w płaszczyźnie próbki, wzdłuż kierunku [1-10], w tym wypadku
prostopadłego do stopni. Dokładne i bardzo skomplikowane wytłumaczenie mechanizmu
odpowiedzialnego za ferromagnetyczny porządek dla tak niskich pokryć Fe można znaleźć w
pracy [Haus98B].
Dla wyższych pokryć Fe właściwości magnetyczne komplikują się znacznie. Elmers et
al. [Elme95] zaobserwowali, że warstwy Fe preparowane w pokojowej temperaturze cechuje
brak ferromagnetycznego uporządkowania dalekiego zasięgu w przedziale nominalnych
pokryć (1.2 – 1.48psML), dla temperatur 115K – 300K. Ten krytyczny przedział grubości
odcina się od przedziałów (0.58 – 1.2psML) oraz (1.48psML, ∞), dla których warstwy są
ferromagnetyczne, co ilustruje rysunek 3.4
28
Rys. 3.4. Namagnesowanie (góra) i temperatura Curie w wyróżnionych przedziałach pokrycia Fe na W(110). W przedziale III zaobserwowano brak ferromagnetycznego uporządkowania dalekiego zasięgu [Elme95].
Przejście obszaru III w obszar IV obserwowane na rysunku 3.4 dla pokrycia ok. 1.5psML
odbywa się w wyniku koalescencji wysp drugiej warstwy atomowej i związanym z nią,
nasilającym się sprzężeniem ferromagnetycznym. Ta sama grupa Gradmanna opublikowała
jednak 2 lata później wyniki badań STM, TOM i MOKE dla 1.5psML Fe/W(110) [Webe97],
które znacznie różnią się od poprzednich doniesień. Zgodnie z wcześniejszymi pracami
obszary monowarstwowe są ferromagnetyczne poniżej 222K, natomiast powstające na nich
wyspy DL (ang. Double Layer) charakteryzuje anizotropia magnetyczna prostopadła do
płaszczyzny próbki. Analiza pomiarów magnetycznych (temperatura pomiarów nie
przekraczała 245K) oraz rozważania dotyczące rozmiarów wysp DL prowadzą autorów
[Webe97] do wniosku, że w typowej próbce 1.5psML Fe/W (wzrost
w 300K) istnieją 3 rodzaje wysp DL: superparamagnetyczne, termicznie stabilne oraz,
w przypadku małych rozmiarów, wyspy sprzężone ferromagnetycznie z namagnesowaną
w płaszczyźnie monowarstwą. Wyniki prezentowane w pracy [Elme95] i ich interpretacja
stoją też w sprzeczności z pracą Sandera et al. [Sand96]. W pracy tej badano magnetyzm
warstw z przedziału grubości nominalnej 0.8 – 2.0psML, preparowanych w pokojowej
temperaturze. Przy pomocy metody MOKE zaobserwowano ferromagnetyczny porządek
w płaszczyźnie próbki, w temperaturze 140K. Dla pokrycia 1.5psML pętla histerezy
magnetycznej charakteryzuje się znacznie podniesionym (nawet 10-krotnie w stosunku do
29
pętli dla pokrycia 0.8psML) polem koercji, co zostało zinterpretowane jako efekt
przyszpilenia ścian domenowych na niejednorościach.
Częściowe potwierdzenie wyników uzyskanych w pracy [Webe97] prezentują
Kubetzka et al. [Kube01], którzy zaobserwowali w niskotemperaturowych (15K) pomiarach
SP-STS (ang. Spin Polarized - Scanning Tunneling Spectroscopy) antyferromagnetyczne
uporządkowanie wysp DL namagnesowanych prostopadle do powierzchni (110). Taki
porządek magnetyczny, jak również kierunek osi łatwej namagnesowania, utrzymuje się
w przedziale pokryć (1.2 – 2.1psML), pomimo postępującej koalescencji wysp drugiej
warstwy atomowej oraz związanej z obecnością dyslokacji misfitowych relaksacji naprężeń
epitaksjalnych. To wyraźne odstępstwo od obserwowanej w przedziale grubości
(0.8 – 2psML) magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie [Elme95, Sand96] może być
spowodowane preferencją prostopadłej anizotropii magnetycznej w niskich temperaturach.
Grupa Gradmanna badała też wpływ morfologii stopni podłoża oraz adsorpcji gazów
resztkowych na właściwości magnetyczne ultracienkich warstw Fe/W(110) [Durk97, Elme00,
Elme99]. Preparowana w temperaturze pokojowej warstwa Fe o pokryciu 1.46psML dzieli się
na obszary monowarstwowe (TC = 222K) oraz wyspy DL. Wyspy DL zaraz po preparatyce są
w temperaturze pokojowej namagnesowane wzdłuż normalnej [Durk97]. Adsorpcja gazów
resztkowych o ekspozycji rzędu 1L wymusza reorientację spinową SRT w wyspach DL
polegającą na obrocie osi łatwej namagnesowania od kierunku prostopadłego do powierzchni
do kierunku [1-10] w płaszczyźnie. Przejście takie odbywa się w wąskim zakresie ekspozycji
~ (0.8 – 2.0L), a jego stan początkowy i końcowy różni nie tylko kierunek łatwy
namagnesowania. Podczas gdy w stanie początkowym obszary DL mają charakter
superparamagnetyczny, nie jest do końca jasne czy stan taki utrzymuje się po SRT.
Znacznemu zmniejszeniu ulega pole potrzebne do nasycenia próbki, od wartości 0.2T do
0.01T. Z drugiej strony moment magnetyczny ulega znacznemu zwiększeniu. Obszary
monowarstwowe, namagnesowane w płaszczyźnie poniżej temperatury 222K, nie są
najwyraźniej w stanie sprząc prostopadle namagnesowanych obszarów DL
(superparamagnetycznych) w stanie początkowym, ale udaje im się to w stanie końcowym.
Wskutek tej polaryzacji przez monowarstwę, obszary DL zwiększają swój moment
magnetyczny, a niewykluczone też, że polaryzacja stabilizuje superparamagnetyzm na tyle, że
układ namagnesowany w płaszczyźnie staje się ferromagnetyczny.
W celu zrozumienia niezwykle skomplikowanych właściwości magnetycznych wysp
DL oraz wytłumaczenia licznych sprzeczności, przeprowadzono badania dotyczące
magnetyzmu Fe w tym samym przedziale grubości, jednak preparowanych na podłożu
30
wicynalnym [Elme99, Haus98B]. Kąt wicynalności podłoża dobrany był tak, by średnia
szerokość tarasów atomowych wynosiła 9nm. Autorzy uzasadniają, że taka odległość między
stopniami atomowymi na powierzchni podłoża, ogranicza rozmiary wysp DL w kierunku
lateralnym [1-10] i tym samym uniemożliwia powstawanie w nich dyslokacji misfitowych
[Elme95, Jens96]. Związana z dyslokacjami relaksacja naprężeń może zdaniem autorów
[Elme99] powodować zanik prostopadłej anizotropii magnetycznej wysp DL. Preparowana
w temperaturze 700K warstwa Fe o nominalnym pokryciu 1.8psML wykazuje periodyczną
strukturę pasków, o wysokości na przemian 1psML i 2psML, jak to pokazuje rysunek 3.5.
Rys. 3.5. Obraz STM warstwy Fe/W(110) o nominalnym pokryciu 1.8psML preparowanej w temperaturze 700K. [Elme99].
Analiza wykonanych w temperaturze 165K pomiarów MOKE, w geometriach polarnej
i podłużnej, prowadzi autorów do mikromagnetycznego modelu zakładającego, że paski DL,
rozseparowane namagnesowanymi w płaszczyźnie paskami o wysokości 1psML,
charakteryzuje anizotropia magnetyczna prostopadła do płaszczyzny próbki. Ponadto
sąsiednie paski DL są namagnesowane antyrównolegle, co zostało zinterpretowane jako efekt
ich antyferromagnetycznego oddziaływania magnetostatycznego. Bezpośrednio
potwierdzenie słuszności tego modelu zostało udokumentowane w pracy [Piet00], w której
stosując podobne warunki preparatyki oraz podłoże zobrazowano bezpośrednio (przy pomocy
techniki SP-STS) opisaną powyżej strukturę antyferromagnetyczną (rysunek 3.6).
31
Rys. 3.6. Model próbki z tworzącymi antyferromagnetyczną strukturę paskami DL, rozdzielonymi paskami Fe o lokalnym pokryciu 1psML. Model powstał na podstawieanalizy pomiarów SP-STS [Piet00].
Należy jednak pamiętać, że prace [Elme99] i [Piet00] różnią znacznie temperatury, w których
badane były właściwości magnetyczne próbek: odpowiednio 165K i 16K. Z publikacji
[Piet00] pochodzi również rysunek 3.7 prezentujący przejście pomiędzy obszarami
namagnesowanymi prostopadle i monowarstwowymi obszarami namagnesowanymi
w płaszczyźnie w modelu grupy z Clausthal [Elme99] oraz w modelu prezentowanym przez
autora.
3.7a 3.7b
Rys. 3.7. Przejście pomiędzy obszarami namagnesowanymi prostopadle i monowarstwowymi obszarami namagnesowanymi w płaszczyźnie w modelu a) grupy z Clausthal [Elme99] oraz w modelu b) prezentowanym przez autorów [Piet00].
Widać, że w obu przypadkach (nawet w modelu powstałym na podstawie bezpośredniego
obrazowania SP-STS) nie jest znany stan magnetyczny w częściach obszarów DL bliższych
podłożu. Wiąże się to ze stricte powierzchniową czułością techniki SP-STS. Niemniej jednak,
prace [Elme99] i [Piet00] w dużym stopniu wyjaśniają skomplikowane i często sprzeczne ze
sobą dane dotyczące magnetyzmu w układach o pokrewnej morfologii: dwuwarstwowych
wyspach otoczonych pseudomorficzną z podłożem monowarstwą Fe.
Dobranie warunków preparatyki tak, by powstałe obszary DL wykazywały
namagnesowanie w stanie remanencji skierowane prostopadle do płaszczyzny próbki, jest
32
niezwykle trudne, nawet w niskich temperaturach. Gdy wyspy DL są zbyt małe ich
namagnesowanie leży w płaszczyźnie. Dla rosnących rozmiarów wysp antyferromagnetyczne
oddziaływanie dipolowe miedzy wyspami prowadzi do kompensacji momentów
magnetycznych prostopadłych do płaszczyzny próbki (nie oznacza to zaniku anizotropii
prostopadłej a jedynie brak sygnału magnetycznego w metodach o charakterze uśredniającym
przestrzennie, takich jak np. TOM czy MOKE). Pola koercji w tym stanie mogą być bardzo
duże, co skutecznie uniemożliwia detekcję sygnału magnetycznego w polarnej geometrii
MOKE. Ponadto obserwowana anizotropia prostopadła ma prawdopodobnie źródło
w naprężeniach wynikających z pseudomorfizmu Fe i W, i może w związku z tym zanikać,
jeśli rozmiary wysp lub pasków w kierunku [1-10] przekraczają 9nm, pozwalając tym samym
na powstawanie dyslokacji. Wydaje się, że obserwacja obszarów dwuwarstwowych o osi
łatwej namagnesowania skierowanej wzdłuż normalnej do płaszczyzny próbki będzie jeszcze
trudniejsza w temperaturze pokojowej. Potwierdzają to wyniki prezentowane w pracy
[Berg06], gdzie obrót osi łatwej namagnesowania pasków DL od kierunku prostopadłego do
płaszczyzny do kierunku [1-10] w płaszczyźnie badano w funkcji temperatury, dla rosnących
pokryć nominalnych. Rysunek 3.8 przedstawia zależność temperatury krytycznej
wspomnianego przejścia od nominalnego pokrycia Fe (preparatyka w 500K), wyznaczoną na
podstawie analizy serii pomiarów SP-STS.
Rys. 3.8. Zależność temperatury krytycznej reorientacji spinowej SRT od nominalnego pokrycia Fe, wyznaczona na podstawie analizy serii pomiarów SP-STS [Berg06].Przejście odbywa się w obszarze pomiędzy punktami zaznaczonymi jako pełne i puste kółka. Szara linia służy jedynie za przewodnik dla oka. Szary prostokąt oznacza obszar pokryć i temperatur badanych w pracy [Haus98A].
33
Puste kółka na przedstawionym wykresie oznaczają najniższą temperaturę, w której dla
danego pokrycia nominalnego nie zaobserwowano magnetycznego kontrastu prostopadłego
do płaszczyzny próbki. Analogicznie pełne kółka to najwyższa temperatura, w której paski
DL wykazują jeszcze anizotropię prostopadłą. Szary prostokąt odnosi się do zakresu
temperatur i grubości badanych przy pomocy techniki MOKE w pracy [Haus98B], w którym
obserwowano niezerowe namagnesowanie w stanie remanencji, w kierunku prostopadłym do
płaszczyzny. Widać wyraźnie, że podniesienie temperatury pomiaru utrudnia znacznie
znalezienie przedziału grubości, w którym możliwa byłaby detekcja sygnału związanego
z namagnesowaniem prostopadłym do płaszczyzny. Należy jednak pamiętać, że obserwowane
przez autorów [Berg06] przejście może mieć swe źródło nie tylko w temperaturowej
zależności anizotropii, lecz również w pominiętej w ich rozważaniach czułości na adsorpcję
gazów resztkowych [Durk97]. Wpływ gazów resztkowych może być w tym przypadku
szczególnie duży w związku z czasochłonnym charakterem pomiarów SP-STS, jak również
ze względu na niskie temperatury (sprzyjające adsorpcji na powierzchni próbek), w których
były one wykonywane.
Rodzaj wzrostu, struktura oraz lokalne uporządkowanie magnetyczne przykrytych
srebrem warstw Fe /W(110) w przedziale nominalnych pokryć od 1psML do ~4psML były
tematem badań w pracy [Przy89]. Stosując techniki CEMS, AES i LEED potwierdzono
warstwowy rodzaj wzrostu i pseudomorfizm dwóch pierwszych warstw atomowych Fe dla
preparatyki w temperaturze 300K oraz pokazano, że wzrost w temperaturze podniesionej do
475K jest wyraźnie różny. W szczególności, druga warstwa atomowa nie rośnie już
pseudomorficznie. Lokalny charakter pomiaru Mössbauerowskiego pozwolił autorom na
zidentyfikowanie pól nadsubtelnych:
a. Monowarstwy pokrytej Ag, wykazującej prawie niemagnetyczny charakter
w temperaturze pokojowej. Wraz z rosnącym pokryciem Fe ulega ona polaryzacji
magnetycznej od grubszych obszarów, skutkiem czego rośnie związane z nią pole
nadsubtelne ( do ok. ~4T).
b. Warstwy graniczącej z podłożem W, przykrytej jednak następnymi warstwami Fe
(interfejs Fe/W, ~20T).
c. Drugiej warstwy atomowej Fe przykrytej Ag (~28T).
d. Obszarów o właściwościach magnetycznych identycznych lub zbliżonych do Fe litego
(np. warstwy druga i trzecia w obszarach trójwarstwowych przykrytych Ag, ~33T).
34
Warstwy o grubości rzędu kilkunastu warstw atomowych są już w pełni zrelaksowane
- w obrazach LEED nie obserwuje się dodatkowych plamek związanych z dyslokacjami
misfitowymi. Dla pokrycia nominalnego w zakresie (~4 - ~20ML) warstwy Fe wykazują
anizotropię magnetyczną o osi łatwej w płaszczyźnie, skierowanej wzdłuż [1-10]. Genezy
zmiany kierunku łatwego namagnesowania z [001] dla litego Fe do [1-10] dla cienkich
warstw Fe(110) w tym przedziale grubości należy szukać w anizotropii powierzchniowej.
W przypadku powierzchni Fe(110)/W(110), dla której występująca w równaniu 2.4 stała
Ks = 3.0 erg/cm2 > 0 [Grad86], jest w pełni usprawiedliwione by ograniczyć rozważania do
namagnesowania leżącego w płaszczyźnie (110) i opisanego kątem azymutalnym ϕ,
mierzonym od wybranego kierunku krystalograficznego, np. od [001] jak to zostało pokazane
na rysunku 3.9.
[001] normalna do płaszczyzny (110)
θ=90º, płaszczyzna (110)
M M θ φ
Fe/W(110) [1-10] a)
b)
Rys. 3.9. Definicja kątów a) polarnego θ od normalnej do płaszczyzny (110) oraz b) azymutalnego φ w płaszczyźnie (110).
Można pokazać, że wzór na gęstość energii anizotropii przyjmuje w takim przypadku formę:
(F/V)110 = (Kvp/4)(sin22ϕ + sin4ϕ) – (Ksp/d)sin2ϕ (3.1)
Przyjmując stałą anizotropii magnetokrystalicznej taką jak w litym Fe
(Kvp = 4.5 * 105erg*cm-3) oraz stałą anizotropii magnetycznej w płaszczyźnie
Ksp = 0.11 erg*cm-2 [Grad86] można wyrysować zależność 3.1 w funkcji kąta azymutalnego,
dla różnych grubości Fe jak na rysunku 3.10. Przyczynek objętościowy faworyzuje kierunek
[001], natomiast przyczynek powierzchniowy sprzyja namagnesowaniu układu zgodnemu
z kierunkiem [1-10]. Dla niewielkich grubości Fe, minimum globalne energii przypada dla
kąta azymutalnego φ = 90º (czyli dla kierunku [1-10]). Wraz ze wzrostem grubości, dla
pewnej krytycznej grubości (wynoszącej dla przyjętych wartości stałych anizotropii ok.
100Å) minimum globalne dla kąta φ = 90º staje się jedynie minimum lokalnym, a minimum
globalne obserwuje się teraz dla kąta φ = 0º, co oznacza, że oś łatwa namagnesowania jest
35
równoległa do kierunku [001], tak jak to ma miejsce w litym Fe. Można więc powiedzieć, że
obserwowane SRT w płaszczyźnie (110), wymuszone wzrostem warstwy, odbywa się
skutkiem kompetycji przyczynków anizotropii powierzchniowej i objętościowej.
F/V * (1/105erg*cm-3)
0 45 90 135 180-5
-4
-3
-2
-1
0
1
2
[001] [00-1][1-10]
Wraz ze wzrostem grubości warstwy przyczynek objętościowy do energii swobodnej układu
zaczyna przeważać nad przyczynkiem powierzchniowym i magnetyczne anizotropowe
właściwości warstwy stają się identyczne z obserwowanymi w litych kryształach Fe.
W literaturze spotkać można jeszcze jedną, odmienną interpretację opisanego przejścia SRT,
w której jako jego źródło podaje się nie magnetyczną anizotropię powierzchniową,
a dodatkową anizotropię magnetoelastyczną związaną z naprężeniami warstwy Fe,
wynikającymi z niedopasowania sieciowego Fe/W [Pope03]. Anizotropia ta preferuje
zdaniem autorów kierunek łatwy namagnesowania [1-10] i wraz ze wzrostem warstwy oraz
relaksacją jej naprężeń zanika, powodując tym samym obrót namagnesowania warstwy do
kierunku [001]. Interpretacja ta jednak nie jest powszechnie akceptowana. Oba
100Ågrubość krytyczna
SRT
20Å
ϕ
lite FeF/V * (1/105erg*cm-3)
-5
-4
-3
-2
-1
0
1
2
-5
-4
-3
-2
-1
0
1
2
100Ågrubość krytyczna
SRT
0 45 90 135 180[001] [00-1][1-10]
20Å
100Ågrubość krytyczna
SRT
20Å
0 45 90 135 180
ϕ[001] [00-1][1-10]
ϕ
lite Fe
Rys. 3.10. Zależność 3.1 energii magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie w funkcji kąta azymutalnego φ dla różnych grubości Fe.
36
zaprezentowane opisy przejścia SRT opierają się na założeniu, że warstwa Fe jest przed, po
i w trakcie SRT jednorodna magnetycznie w kierunku normalnym do powierzchni (110).
Jednym z poważniejszych argumentów przemawiających za powierzchniowym
charakterem czynnika wymuszającego reorientację SRT jest bardzo duża czułość krytycznej
grubości przejścia na adsorpcję gazów resztkowych i pokrycie różnego rodzaju
niemagnetycznymi adsorbatami, jak również na morfologię powierzchni warstwy.
Pokrywanie powierzchni Fe(110) srebrem, złotem oraz adsorpcję tlenu badali Baek et al.
[Baek03]. Rysunek 3.11 ilustruje obserwowaną przez autorów silną zależność krytycznej
grubości przejścia od pokrycia srebrem i złotem.
Rys. 3.11. Zależność krytycznej grubości przejścia SRT od pokrycia warstwy Fe srebrem (pełne kółka) i złotem (puste kółka) [Baek03].
Również morfologia powierzchni, bardzo zależna od warunków preparatyki,
a w szczególności od temperatury nanoszenia warstwy, wpływa drastycznie na wartość
krytyczną przejścia. Rysunek 3.12 prezentuje zależność grubości krytycznej od temperatury
preparatyki [Albr92B].
60
70
80
90
0
110
120
130
140
dc [Å] 10
0 100 200 300 400 500
Tp [ºC] Rys. 3.12. Zależność krytycznej grubości przejścia SRT od temperatury preparatykiwarstwy Fe/W(110)[Albr92B].
37
Podnoszenie temperatury wzrostu warstwy w celu wygładzenia jej powierzchni jest
ograniczone przez fakt, że powyżej ~650K obserwuje się wyspowy wzrost Stranskiego -
Krastanova. Podsumowując należy stwierdzić, że istnieje silna zależność stałych
magnetycznej anizotropii powierzchniowej (a tym samym grubości krytycznej SRT) od
morfologii powierzchni oraz od rodzaju jej pokrycia (gazy resztkowe, Au, Ag, Cr, Cu, O2).
Tabela 3.1 prezentuje zebrane z różnych źródeł [Elme90, Baum91, Gerh93, Frit94B,
Elme94B] stałe anizotropii magnetycznej dla różnych rodzajów preparatyki, warstw
adsorbatu na powierzchni, jak również dostępne w literaturze dane dotyczące ich
temperaturowej zależności. Rodzaj
interfejsu
T
[K]
Ksp
[erg/cm2]
Kvp
[106 erg/cm3]
K1
[106erg/cm3]
Preparatyka Źródło
UHV/Fe/W 300 0.45 0.65 0.45 300-600K [Elme90]
UHV/Fe/W 300 0.49 1.02 0.45 300K [Elme90]
UHV/Fe/W 300 0.68 1.21 0.45 530-600K [Baum91]
UHV/Fe/W 300 0.88 0.53 0.45 300K [Gerh93]
UHV/Fe/W 300 ~0.35 0.49 0.45 Model Néela [Baum89]
UHV/Fe/W 400 0.83 0.43 0.40 300K [Gerh93]
UHV/Fe/W 500 0.68 0.30 0.30 300K [Gerh93]
UHV/Fe/W 600 0.48 0.25 0.20 300K [Gerh93]
Cr/Fe/W 300 0.17 - 0.45 300-600K [Frit94B]
Cu/Fe/W 300 0.58 0.66 0.45 300-600K, Cu@300K [Elme90]
Ag/Fe/W 300 0.46 0.73 0.45 300-600K, Ag@300K [Elme90]
Au/Fe/W 300 -0.09 ~0.96 0.45 300-600K, Au@300K [Elme94B]
Au/Fe/W 300 >0.36 - 0.45 300-600K, Au wygrzane@500K [Elme94B]
Tabela 3.1. Efektywne stałe magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie układu Fe(110)/W(110): powierzchniowej Ksp i objętościowej Kvp oraz przyjęte lub wyznaczone wartości stałej anizotropii magnetokrystalicznej żelaza K1. W kolumnie drugiej zamieszczono temperatury, dla których wyznaczano wszystkie stałe.
Omówione SRT w płaszczyźnie (110) można zatem wyindukować zmianą temperatury,
morfologii powierzchni, adsorbatem, czy, jak to było w przypadku pierwszej
eksperymentalnej obserwacji, zwiększaniem grubości warstwy powyżej wartości krytycznej.
Poza warstwami Fe, opisane przejście można zaobserwować w nanometrowych
wyspach Fe tworzących się w określonych warunkach wzrostu lub post-preparacyjnej obróbki
termicznej. Zarówno realizowany poprzez podniesioną temperaturę preparatyki wzrost
Stranskiego-Krastanova jak i wygrzanie warstw Fe o grubości rzędu kilku monowarstw
w odpowiednio wysokiej temperaturze prowadzi w układzie Fe/W(110) do powstawania
38
wysp Fe otoczonych pseudomorficzną monowarstwą. W pracy [Sand98] pokazano, że
wygrzanie w temperaturze 700K warstwy o grubości 1.7nm powoduje powstanie
wydłużonych wysp (obraz STM na rysunku 3.13). Wyspy te są namagnesowane
w płaszczyźnie (110) wzdłuż kierunku [001], co wynika ze zmierzonych pętli histerezy
magnetycznej, pokazanych na rysunku 3.13.
Rys. 3.13. Obraz STM wysp powstałych wskutek wygrzania warstwy Fe/W(110) oraz pętle histerezy magnetycznej zmierzone przy pomocy metody MOKE w geometriach transwersalnej, podłużnej i polarnej, zarówno przed jak i po procesie wygrzewania warstwy. Z pętli wynika, że kierunek łatwy dla wysp to [001] w płaszczyźnie (110) [Sand98].
Kierunek łatwy równoległy do [001] może oznaczać zdominowanie właściwości
magnetycznych przez anizotropię magnetokrystaliczną oraz zaniedbywalnie mały wpływ
powierzchni. Wynika to z dużej wysokości wysp, które powstają przy takim rodzaju
preparatyki. Wydłużony kształt wysp rodzi jednak wątpliwość dyskutowaną np. w pracach
[Bans01, Bans00, Lu98], czy obserwowane w wyspach przejście spowodowane jest rosnącym
wpływem anizotropii magnetokrystalicznej (jak to ma miejsce w przypadku warstwowego
wzrostu w modzie Franka-van der Merwe) czy też anizotropią kształtu.
Strukturę domenową takich wysp w niskich temperaturach badali Bode et al.
[Bode04], którzy poprzez odpowiedni dobór nominalnego pokrycia (wzrost w temperaturze
pokojowej) oraz temperatury następującego później wygrzewania byli w stanie wytworzyć
wyspy Fe o programowalnej średniej wysokości z przedziału (3 – 9nm), zachowując
jednocześnie ich wymiary lateralne. Niskotemperaturowe (14K) pomiary SP-STM pokazują,
że wyspy takie, otoczone są „morzem” monowarstwy Fe namagnesowanej w płaszczyźnie
wzdłuż [1-10], a ich własna anizotropia magnetyczna również preferuje namagnesowanie
w płaszczyźnie próbki (przynajmniej w tak niskich temperaturach, jakie były analizowane
39
w pracy). Rysunek 3.14 przedstawia jak, wraz z rosnącą wysokością wysp, zmienia się ich
magnetyczna struktura domenowa.
a b
c d
Rys. 3.14. Wyspy Fe/W(110) o różnych wysokościach a takich samych rozmiarach lateralnych oraz ich magnetyczna struktura domenowa w temperaturze 14K. Wysokości wysp: a) 3.5nm, b) 4.5nm, c) 7.5nm i d) 8.5nm [Bode04].
Wyspy niskie (rysunek 3.14a, wysokość wysp ok. 3.5nm) charakteryzuje stan
jednodomenowy, z namagnesowaniem skierowanym wzdłuż kierunku [1-10]. Dla wysp
wyższych (3.14b - d) obserwuje się stan dwudomenowy oraz bardziej skomplikowane
struktury domenowe z zamkniętym strumieniem pola magnetycznego. Obecność domen
magnetycznych namagnesowanych wzdłuż kierunku [001] w płaszczyźnie (110) wiąże się
z omówionym wcześniej obrotem osi łatwej namagnesowania od kierunku [1-10] do kierunku
[001]. Podobny zakres pokryć nominalnych oraz temperatur wygrzewania (lub preparatyki)
badali Zdyb et al. [Zdyb06], stosując do obrazowania struktury domenowej technikę
SPLEEM (ang. Spin Polarized Low Energy Electron Microscopy). Wszystkie pomiary
w odróżnieniu od pracy [Bode04] wykonane były w temperaturze pokojowej, a ich
niezaprzeczalną zaletą jest krótki czas akwizycji i tym samym niewielki wpływ adsorpcji
gazów resztkowych na anizotropię magnetyczną. Poza pierwszą, pseudomorficzną
monowarstwą Fe, nanoszoną w temperaturze podniesionej do ok. 650K, następne warstwy we
wszystkich badanych próbkach osadzane były w temperaturze pokojowej. W celu
wytworzenia wysp próbki były następnie wygrzewane w temperaturze 650K. Stan
jednodomenowy cechuje zazwyczaj wyspy o największych rozmiarach lateralnych
i nieregularnym kształcie, podczas gdy małe wyspy charakteryzują się bardziej
skomplikowanymi strukturami domenowymi. Te ostatnie mają ponadto tendencję do
powstawania na obszarach podłoża o dużej gęstości stopni atomowych. Wygrzewanie warstw
o grubości nominalnej 10ML i 15ML powoduje natomiast powstanie stosunkowo gęsto
40
upakowanych drutów Fe, wydłużonych wzdłuż kierunku [001]. Można wyróżnić trzy grupy
drutów Fe. W pierwszej z nich wektor namagnesowania jest skierowany wzdłuż kierunku
[001], w drugiej namagnesowanie jest skierowane wzdłuż [1-10] a w grupie trzeciej druty
składają się z różnych obszarów namagnesowanych zgodnie z kierunkami
[1-10] i [001]. SRT obserwowane w drutach o średniej wysokości wynoszącej zaledwie 21
warstw atomowych autorzy interpretują jako dowód, że jego źródłem w tym przypadku nie
jest anizotropia magnetokrystaliczna, a anizotropia kształtu.
41
4. Metodyka badań.
Wszystkie badane w pracy próbki zostały wytworzone techniką epitaksji z wiązki
molekularnej (MBE). Przy pomocy metod LEED, AES oraz STM dokonano ich
charakteryzacji strukturalnej i morfologicznej, natomiast do badań ich właściwości
magnetycznych zastosowano techniki MOKE i NRS. Poniżej znajduje się przegląd
wszystkich stosowanych metod badawczych oraz opis procesu wytwarzania próbek.
4.1 Standardowe metody preparatyki i powierzchniowej charakteryzacji.
Epitaksją nazywamy proces, w którym uporządkowanie atomów rosnącej warstwy
wymuszone jest strukturą powierzchni podłoża. Grubość warstw epitaksjalnych wynosić
może od pojedynczej monowarstwy do 50 μm. Jeśli materiał warstwy jest taki sam jak
materiał podłoża, to proces określany jest mianem homoepitaksji, w przeciwnym wypadku
heteroepitaksji. Jedną z podstawowych technik rozwiniętych w celu otrzymywania struktur
epitaksjalnych jest epitaksja z wiązki molekularnej (MBE, ang. Molecular Beam Epitaxy).
W metodzie tej cienka warstwa materiału krystalizuje w warunkach ultrawysokiej próżni na
drodze oddziaływania strumienia atomów lub molekuł o energii termicznej z powierzchnią
podłoża. W zależności od energii powierzchniowych materiałów stanowiących adsorbat
i podłoże, można wyróżnić wzrost: warstwa po warstwie (Franka-van der Merve) i wyspowy
(Volmera-Webera) [Baue58]. Trzeci, pośredni rodzaj wzrostu, tzw. Stranskiego-Krastanova,
może być wyjaśniony przez istnienie niedopasowania sieciowego między nanoszonym
materiałem i podłożem, co powoduje pojawienie się pola naprężeń elastycznych, które
modyfikują energie powierzchniowe. We wczesnej fazie tego najczęściej spotykanego
procesu warstwa rośnie w modzie Franka van der Merve, a następnie, gdy osiąga grubość
zazwyczaj od jednej do kilku monowarstw, rozpoczyna się wzrost wyspowy.
Struktura krystalograficzna warstw analizowana była za pomocą dyfrakcji elektronów
niskoenergetycznych (LEED) in-situ, w warunkach ultra-wysokiej próżni. Metoda ta
dostarczała informacji o uporządkowaniu powierzchniowym preparowanych warstw. Obrazy
dyfrakcyjne LEED są obrazami sieci odwrotnej, pozwalają więc na identyfikacje
periodyczności sieci, symetrii powierzchni, ale nie pokazują pozycji poszczególnych atomów.
Na podstawie analizy wykresów intensywności plamek w funkcji energii można określić
odległość między poszczególnymi płaszczyznami atomowymi w kierunku padania wiązki
42
elektronów. Możliwe jest również określenie orientacji rosnącej warstwy względem podłoża
oraz ocena powierzchni pod względem obecności defektów takich jak stopnie czy wyspy.
Spektroskopia elektronów Augera (również in-situ) pozwalała na analizę składu
chemicznego powierzchni warstw i zapewniała tym samym możliwość kontroli
zanieczyszczeń. Pomiary sygnału AES w funkcji grubości warstwy (czasu depozycji lub przy
użyciu próbek klinowych) pozwalają również na określenie rodzaju wzrostu warstwy
(warstwowego, wyspowego). Podstawy teoretyczne wymienionych wyżej metod są szeroko
opisane w literaturze [Feld86, Pend74].
Bezpośrednia obserwacja morfologii jak również struktury powierzchni wybranych
próbek możliwa była dzięki zastosowaniu skaningowego mikroskopu tunelowego.
Mikroskopia STM umożliwia uzyskanie obrazu powierzchni materiałów przewodzących z
rozdzielczością rzędu pojedynczego atomu. Uzyskanie obrazu powierzchni możliwe jest
dzięki wykorzystaniu zjawiska tunelowego w układzie sonda-powierzchnia. Nad
powierzchnią próbki umieszczona jest sonda (igła) przymocowana do skanera
piezoelektrycznego, który pod wpływem napięcia elektrycznego zmienia w niewielkim
stopniu swe wymiary, a tym samym zmienia położenie igły przesuwając ją nad próbką.
W innych rozwiązaniach układ piezoelektryczny porusza próbką, a sama sonda pozostaje
nieruchoma. Poprzez pętlę sprzężenia zwrotnego stabilizować można np. prąd tunelowania,
w takim przypadku zmiana położenia igły odzwierciedla topografię powierzchni. Dokładny
opis podstaw fizycznych STM można znaleźć m.in. w pracy [Bese96].
Najbardziej powszechną metodą badania właściwości magnetycznych powierzchni
i nanostruktur jest magnetooptyczny efekt Kerra (MOKE) [Bade94]. Wykorzystuje się w niej
zmianę polaryzacji i intensywności światła odbitego od ośrodka magnetycznego. Istotną
cechą odróżniająca magnetooptyczny efekt Kerra od innych efektów magnetooptycznych
w ciele stałym jest to, że wszystkie skutki tego zjawiska są proporcjonalne do
namagnesowania M(T) i znikają tym samym powyżej temperatury Curie. Ze względu na
wzajemne relacje między kierunkiem wektora namagnesowania a kierunkiem padania światła
można wyróżnić trzy konfiguracje efektu Kerra: polarną, podłużną i poprzeczną.
Przedstawiono je schematycznie na rysunku 4.1 [Bade94]. W geometrii polarnej skręcenie
Kerra wynika z istnienia składowej magnetyzacji o kierunku prostopadłym do powierzchni
próbki. Nie zależy ono od kierunku polaryzacji światła w stosunku do jego płaszczyzny
padania.
43
M
MM
POLARNA PODŁUŻNA POPRZECZNA Rys. 4.1. Geometrie efektu Kerra: a) Polarna, gdy wektor namagnesowania jest prostopadły do powierzchni. b) Podłużna, gdy wektor namagnesowania jest równoległy do powierzchni materiału i płaszczyzny padania światła. c) Poprzeczna, gdy wektor namagnesowania jest równoległy do powierzchni oraz prostopadły do płaszczyzny padania światła.
Taka konfiguracja jest szczególnie przydatna w pomiarach namagnesowania układów
o prostopadłej anizotropii magnetycznej. Podłużne zjawisko Kerra występuje wtedy, gdy
wektor magnetyzacji jest równoległy do płaszczyzny próbki oraz płaszczyzny padania
światła. W poprzecznym efekcie Kerra wektor namagnesowania leży w płaszczyźnie próbki
i jest prostopadły do płaszczyzny padania światła. W tym przypadku przy odbiciu zmienia się
tylko składowa o kierunku polaryzacji równoległym do płaszczyzny padania.
4.2 NRS.
Znaczna część wyników niniejszej pracy została uzyskana przy pomocy metody
jądrowego rezonansowego rozpraszania promieniowania synchrotronowego (NRS), która nie
jest tak powszechnie używana w badaniach powierzchni, jak opisane powyżej standardowe
techniki charakteryzacji strukturalnej i magnetycznej. Celowym wydaje się zatem nieco
dokładniejsze jej opisanie. Można wyróżnić cztery kanały jądrowego rezonansowego
rozpraszania promieniowania X:
- koherentny elastyczny
- koherentny nieelastyczny
- niekoherentny elastyczny
- niekoherentny nieelastyczny.
W tej pracy opisane zostanie tylko pierwsze z wyżej wymienionych, a mianowicie koherentne
elastyczne jądrowe rozpraszanie rezonansowe, w skrócie nazywane tutaj NRS.
44
Jądrowe rezonansowe rozpraszanie promieniowania synchrotronowego zostało po raz
pierwszy zaobserwowane przez Gerdau’a et al. [Gerd85] w roku 1985. Zasadniczą ideą
techniki NRS jest bezodrzutowe wzbudzenie jąder atomów izotopu mössbauerowskiego
w próbce przy pomocy promieniowania synchrotronowego o odpowiednio dopasowanej do
warunku rezonansu energii, w przypadku 57Fe wynoszącej 14.4 keV i detekcja czasowego
zaniku liczby kwantów koherentnie i elastycznie rozproszonych w bezodrzutowych procesach
jądrowych. Tą zasadę fizyczną schematycznie przedstawiono na rysunku 4.2 dla pomiaru
w transmisji.
detektor próbka
czas [ns]
I
Rys. 4.2. Schematyczne przedstawienie zasady fizycznej NRS [Röhl04].
Oddziaływania nadsubtelne prowadzą do rozszczepienia poziomów podstawowego
i wzbudzonego jąder użytego izotopu. Fale wyemitowane w procesach deekscytacji różnych
podpoziomów jądrowych interferują ze sobą, efektem czego mierzona w detektorze zależność
intensywności w funkcji czasu może przybierać bardzo skomplikowany charakter zdudnień
kwantowych. Ilościowa analiza tak zwanego widma czasowego pozwala na wyznaczenie
parametrów oddziaływań nadsubtelnych w obszarach próbki zawierających izotop
mössbauerowski. Metoda NRS jest często nazywana spektroskopią mössbaurowską
w domenie czasu, od której odróżnienia ją jednak koherencja, zarówno przestrzenna jak
i energetyczna. Ten pierwszy rodzaj koherencji jest efektem o charakterze czysto kwantowym
i polega na tym, że jeden foton padającego promieniowania wzbudza jednocześnie wszystkie
jądra izotopu w próbce, a mierzony sygnał NRS jest rezultatem koherentnej superpozycji fal
emitowanych przez wszystkie jądra. Efekt ten tłumaczy się w ten sposób, że, ponieważ atomy
w próbce są nierozróżnialne, to dla każdego jądra istnieje pewne niewielkie
prawdopodobieństwo przebywania w stanie wzbudzonym. Jeśli impuls padającego
45
promieniowania synchrotronowego jest dostatecznie krótki w porównaniu z czasem życia
stanu wzbudzonego (dla 57Fe wynosi on 141ns), to można mówić o kolektywnym stanie
wzbudzonym (o tzw. ekscytonie jądrowym), w którym znajdują się wszystkie jądra izotopu
rezonansowego w próbce. W związku z tym technika NRS wymaga specjalnego trybu pracy
synchrotronu, w którym w pierścieniu akumulacyjnym krąży niewiele (np. 16, stąd określenie
na ten tryb pracy synchrotronu: tzw. „16 bunch mode”) paczek elektronów, równomiernie
rozmieszczonych na jego obwodzie. Z prostego przeliczenia uwzględniającego prędkość
elektronów (bliską prędkości światła) i obwód pierścienia akumulacyjnego w danym
synchrotronie można wyliczyć separację czasową emitowanych przez elektrony impulsów
promieniowania elektromagnetycznego. Strukturę czasową powstałego w ten sposób
promieniowania przedstawia rysunek 4.3, na którym kolorem zielonym zaznaczono
schematycznie okresy akwizycji widma czasowego NRS. W przypadku pomiarów
wykonywanych w ramach niniejszej pracy w ESRF Grenoble, odległość impulsów wynosi
ok. 176ns, a każdy z impulsów ma szerokość ok. 0.1ns, a więc znacznie mniejszą niż czas
życie stanu wzbudzonego 57Fe.
Rys. 4.3. Struktura czasowa promieniowania synchrotronowego w trybie pracy „16 bunch mode”. Na zielono zaznaczone zostały okresy czasu, w których ma miejsce akwizycja widma czasowego NRS.
Drugi rodzaj koherencji, w dziedzinie energii, wiąże się częściowo z monochromatyzacją
padającego promieniowania synchrotronowego. Padająca wiązka promieniowania jest co
prawda bardzo dokładnie monochromatyzowana (z dokładnością rzędu 1 meV), jednak
w porównaniu z bardzo niewielkim rozszczepieniem poziomów jądrowych (rzędu 100 neV)
oraz szerokością naturalną poziomu jądrowego (dla 57Fe wynosi ona 4.7 neV) jest ona
praktycznie „biała”, a więc jednocześnie zachodzą wszystkie przejścia dozwolone przez
reguły wyboru. Koherentny charakter rozpraszania, w połączeniu z niezwykłymi
właściwościami promieniowania synchrotronowego trzeciej generacji, takimi jak olbrzymia
świetlność, możliwość bardzo dokładnej monochromatyzacji, zdefiniowana struktura czasowa
46
promieniowania oraz jego polaryzacja, powodują, że pomiary NRS są bardzo szybkie i niosą
ze sobą wiele informacji na temat oddziaływań nadsubtelnych w badanych układach.
Właściwości magnetyczne nanostruktur, takich jak cienkie warstwy, powierzchnie, nanodruty
lub wyspy mogą być badane z czułością sięgającą dziesiątych części warstwy atomowej, przy
czasach pomiaru wielokrotnie krótszych niż przy użyciu tradycyjnej spektroskopii
mössbauerowskiej. Szczególnym przypadkiem, niezwykle istotnym z punktu widzenia
wyników opisanych w tej pracy, jest tzw. geometria poślizgu (GI-NRS, ang. Grazing
Incidence NRS), w której wiązka promieniowania pada pod bardzo niewielkim kątem do
powierzchni próbki (zbliżonym do kąta krytycznego, w przypadku Fe ~ 3.8mrad), dzięki
czemu uzyskuje się czułość powierzchniową (rys 4.4). Pomiary w funkcji kąta poślizgu
umożliwiają analizę parametrów oddziaływań nadsubtelnych po głębokości. Innym sposobem
badania parametrów oddziaływań nadsubtelnych konkretnych obszarów próbki (np.
powierzchni, interfejsów) jest zastosowanie (mono-)warstwowej sondy 57Fe w zaplanowanym
przed preparatyką miejscu w próbce (rys 4.4b).
Rys. 4.4. Ilustracja czułości metody GI-NRS na profil głębokościowy parametrów oddziaływań nadsubtelnych, realizowanej poprzez a) zależną od kąta padania wiązki głębokość wnikania promieniowania lub b) zastosowanie sondy 57Fe [Röhl04].
Rysunek 4.5 przedstawia typową geometrię pomiarów NRS stosowaną najczęściej
w przypadku powierzchni i cienkich warstw. Zaznaczone zostały wektory π i σ definiujące
polaryzację padającego promieniowania odpowiednio w płaszczyźnie rozpraszania
i prostopadłej do niej oraz orientacja przestrzenna wektora namagnesowania m opisana
kątami polarnym θ i azymutalnym Φ (przy założeniu jednorodnego namagnesowania
w próbce). Kierunek padającego promieniowania jest zdefiniowany przez kąt φ jaki wektor
falowy k0 tworzy z płaszczyzną próbki.
Dobrze zdefiniowana polaryzacja promieniowania synchrotronowego znacznie zwiększa
(w stosunku do tradycyjnej spektroskopii mössbauerowskiej) czułość metody NRS na
orientację magnetycznych pól nadsubtelnych (i ogólniej na rodzaj uporządkowania
magnetycznego w próbce) oraz gradientów pól elektrycznych.
47
namagnesowanie
próbka
synchrotron
Bardzo istotnym przy omawianiu NRS jest efekt określany w literaturze fachowej jako
„speed-up”. Przejawia się on jako szybszy, niż by to wynikało z czasu rozpadu jąder
badanego izotopu, zanik intensywności widma NRS. Efekt „speed-up” może wynikać m.in.
z dyfuzji w próbce, dzięki czemu przy pomocy metody NRS możliwe jest określenie
mechanizmu dyfuzji oraz częstotliwości przeskoków atomów. Przyśpieszenie rozpadu
obserwuje się też dla próbek z niejednorodnościami przestrzennymi. Ogólnie rzecz biorąc
efekt „speed-up” odpowiada poszerzeniu linii w widmie mössbauerowskim.
Wielokrotne rozpraszanie w próbkach zawierających duże ilości jąder izotopu
mössbaurowskiego (np. w relatywnie grubych warstwach) prowadzi do powstawania
dodatkowej modulacji widma czasowego (tzw. „dynamical beat”). Efekt ten wiąże się z tzw.
efektywną grubością warstwy izotopu (drogą, jaką wiązka pokonuje wewnątrz warstwy
izotopu mössbauerowskiego) i faktem, że promieniowanie wyemitowane przez dane jądro
interferuje z falami pochodzącymi od wszystkich pozostałych jąder. Położenie dodatkowych
minimów powstałych w wyniku takiej modulacji może być użyte do określenia efektywnej
grubości próbki oraz czynnika Lamba-Mössbauera.
Potencjalne możliwości metody NRS zostały zilustrowane na rysunku 4.6 poprzez
symulacje i porównanie odpowiednich widm czasowych dla układu 57Fe/W [Slez08].
Symulacje zostały wykonane przy pomocy programu CONUSS [Stur00], bazującego na
dynamicznej teorii jądrowego rozpraszania rezonansowego. We wszystkich prezentowanych
w tym rozdziale symulacjach kąt poślizgu wiązki promieniowania synchrotronowego φ
wynosi 3.8mrad. Na rysunku 4.6a przedstawiono symulację widma czasowego NRS dla
warstwy 57Fe o grubości 15Å, reprezentowanej w programie przez pojedynczą składową
polaryzacja promieniowania
Rys. 4.5. Typowa geometria pomiarów NRS stosowana najczęściej w przypadku powierzchni i cienkich warstw [Röhl04].
48
o niemagnetycznym charakterze (np. powyżej temperatury Curie). Widmo to odzwierciedla
eksponencjalny rozpad stanów wzbudzonych jąder, których średni czas życia wynosi 141ns.
log(
inte
nsity
)
time [ns]0 20 40 60 80 100 120 140 160
time [ns]20 40 60 80 100 120 140 160
a
b
c
d
f
e
g
czas [ns] czas [ns] Rys. 4.6. Symulacje widm czasowych NRS dla różnych konfiguracji parametrów nadsubtelnych układu 57Fe/W. Parametry symulacji a) – g) zostały opisane w tekście.
log(
inte
nsyw
ność
)
Widmo 4.6b (linia ciągła) pochodzi z takiej samej warstwy, jednak w tym przypadku będącej
w stanie ferromagnetycznym (z polem nadsubtelnym Bhf = 32T), namagnesowanej
w płaszczyźnie próbki, równolegle do wektora falowego wiązki synchrotronowej (polaryzacja
liniowa σ). Przerywaną linią wyrysowano analogiczną symulację jednak przy założeniu
stosunkowo szerokiego rozkładu pola nadsubtelnego (FWHMBhf = 5T). Obie zależności
czasowe wykazują wyraźne oscylacje (zdudnienia kwantowe -„quantum beats”) pochodzenia
magnetycznego, jednak w przypadku istnienia nadsubtelnego pola magnetycznego
intensywność maleje gwałtowniej w funkcji czasu (efekt „speed-up”) oraz widoczna jest
dodatkowa modulacja widma, o relatywnie małej częstotliwości. Z częstotliwości obu
rodzajów oscylacji można dokładnie określić zarówno wartość pola nadsubtelnego jak
i szerokość jego rozkładu. Czułość metody NRS na orientację magnetycznego pola
nadsubtelnego względem wektora falowego k0 widać wyraźnie poprzez porównanie symulacji
z rysunku 4.6b-d. Struktura oscylacji czasowych widm NRS zmienia się drastycznie dla
dwóch wzajemnie prostopadłych orientacji wektora namagnesowania w płaszczyźnie próbki
(rysunek 4.6b i c) jak również dla namagnesowania w kierunku normalnym do płaszczyzny
próbki (rysunek 4.6d). Również obecność gradientu pola elektrycznego (EFG, ang. Electric
Field Gradient) modyfikuje widmo czasowe w sposób zależny od jego wartości i orientacji
49
osi głównej. Gradient pola elektrycznego o wartości 0.6mm/s i osi głównej prostopadłej do
płaszczyzny próbki (rysunek 4.6e) objawia się dodatkową modulacją oscylacji nałożoną na
modulacje o pochodzeniu magnetycznym. Wzrost grubości warstwy badanego izotopu
powoduje powstawanie kolejnego rodzaju modulacji, której źródłem jest rozpraszanie
wielokrotne.
By zilustrować głębokościową czułość pomiarów NRS wysymulowano widma czasowe dla
dwóch warstw 57Fe (oznaczonych jako L1 i L2), o grubości 15Å każda, charakteryzujących
się dyskretnymi wartościami pola nadsubtelnego Bhf1 = 32T i Bhf2 = 20T. Co ciekawe,
sekwencje Wolfram/L1/L2 i Wolfram/L2/L1 różnią się znacznie odpowiadającymi im
widmami czasowymi, co pokazują na rysunku 4.6f krzywe zaznaczone odpowiednio linią
ciągłą i przerywaną. Kształt widma czasowego jest również zależny od konfiguracji warstw w
przypadku, gdy nie różnią się one wartościami pól nadsubtelnych (Bhf1 = Bhf2 = 32T) a jedynie
ich kierunkami. Widać to wyraźnie na rysunku 4.6g gdzie przy założeniu, że warstwa L1 jest
namagnesowana równolegle do k0 a warstwa L2 prostopadle, widma czasowe dla konfiguracji
Wolfram/L1/L2 oraz Wolfram/L2/L1 zaznaczono odpowiednio krzywą ciągłą i przerywaną.
Taka czułość metody GI-NRS na głębokościowy profil parametrów oddziaływań
nadsubtelnych próbki wynika z niewielkiej głębokości penetracji promieniowania X
w geometrii kąta poślizgu i większego wkładu do mierzonego widma pochodzącego od
atomów bliższych powierzchni. Trzeba jednak zaznaczyć, że efekty te, jak również zmiany
widm czasowych związane z wielokrotnym rozpraszaniem nie będą istotne w przypadku
pomiarów prezentowanych w części eksperymentalnej niniejszej pracy, w związku z bardzo
małymi grubościami próbek badanych metodą NRS. Przedstawione symulacje mają na celu
zilustrowanie olbrzymiego potencjału omawianej metody.
Bardzo istotna, z punktu widzenia wyników prezentowanych w rozdziale 7, jest
natomiast czułość metody NRS na niekolinearne stany magnetyczne. Rysunek 4.7
przedstawia symulacje widm czasowych dla dwóch bardzo cienkich (2Å) warstw Fe
charakteryzujących się polami nadsubtelnymi Bhf1 = Bhf2 = 32T, dla różnych wzajemnych
orientacji ich namagnesowania. Kierunek namagnesowania warstwy pierwszej jest dla
wszystkich prezentowanych na rysunku 4.7 symulacji ten sam, a mianowicie leży on
w płaszczyźnie próbki i jest równoległy do padającego promieniowania (Φ1 = 90º, θ1 = 90º).
Wektor namagnesowania warstwy drugiej, początkowo kolinearny z pierwszą
(Φ1 = Φ2 = 90º, θ1 = θ2 = 90º, rysunek 4.7a), stopniowo odchyla się od płaszczyzny próbki
(θ2 = 60º, 30º, 0º, rysunek 4.7b-d) zachowując jednak swój rzut na płaszczyznę próbki
równoległy do wiązki synchrotronowej (Φ2 = 90º = const.).
50
czas [ns]0 20 40 60 80 100 120 140 160
a)
Dalszy obrót wektora namagnesowania (θ2=-30º,-60º) prowadzi w końcu do powstania
antyferromagnetycznego porządku w układzie (rysunek 4.7g, θ2 = -90º), dla którego widmo
NRS drastycznie różni się od widma na rysunku 4.7a (gdzie magnetyzacje obu warstw są
równoległe). Widać, że ilościowa analiza widm czasowych NRS pozwala na dokładne
określenie nawet bardzo skomplikowanych (np. niekolinearnych) struktur magnetycznych.
Dokładny opis podstaw teoretycznych NRS można znaleźć w artykule przeglądowym
[Röhl99] oraz obszernej książce poświęconej tej tematyce [Röhl04].
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ2=90º
b)
θ2=60º
c)
θ2=30º
d)
θ2=0º
e)
θ2=-30º
f)
θ2=-60º
g)
θ2=-90º
normalna do
płaszczyzny próbki
kierunek rzutu k0
na płaszczyznę próbki
k0
θ2
czas [ns]0 20 40 60 80 100 120 140 160
a)
θ2=90º
b)
θ2=60º
c)
θ2=30º
d)
θ2=0º
e)
θ2=-30º
f)
θ2=-60º
g)
θ2=-90º
normalna do
płaszczyzny próbki
kierunek rzutu k0
na płaszczyznę próbki
k0
θ2
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
θ1=90º
Rys. 4.7. Symulacje widm czasowych NRS dla różnych konfiguracji magnetycznych dwóch warstw 57Fe o polach nadsubtelnych Bhf1 = Bhf2 = 32T. Na rysunkach a – g strzałki niebieska i czerwona symbolizują wektory namagnesowania warstw. Ponadto zaznaczono normalną do płaszczyzny próbki, kierunek padającego i odbitego promieniowania oraz kierunek rzutu wektora falowego na płaszczyznę próbki.
51
5. Aparatura badawcza.
Większość preparatyk testowych, jak również próbki i wyniki pomiarów
prezentowanych w rozdziałach 8 i 9, zostały uzyskane w Pracowni Powierzchni i Cienkich
Warstw Katedry Fizyki Ciała Stałego WFiIS AGH. W pracowni tej znajduje się
wielokomorowy układ UHV (ang. Ultra High Vacuum), w skład którego wchodzą: komora
preparacyjno-analityczna, komora pomiarów MOKE, komora pomiarów CEMS, kanał
próżniowy łączący komorę CEMS z komorą preparacyjną, służący do transportu próbek
w warunkach UHV oraz śluza próżniowa służąca do ładowania próbek.
Głównym elementem komory preparacyjno-analitycznej jest układ do naparowywania
warstw metodą epitaksji z wiązki molekularnej (MBE) zawierający sześć źródeł par
zamkniętych w miedzianym ekranie termicznym chłodzonym wodą. Źródła grzane oporowo
(do sublimacji Fe i Cr oraz odparowania metali takich jak Au, Ag, Al) zbudowane są z tygla
ceramicznego (BeO) z nawiniętą wolframową spiralą grzejną. Źródła są umieszczone na
stalowej podstawce pozostającej w kontakcie z ekranem termicznym chłodzonym wodą.
W celu zmniejszenia strat cieplnych, wokół każdego tygla zamontowany jest cylindryczny
ekran wykonany z blachy molibdenowej. Wiązka par oraz wybór naparowywanych
materiałów (źródeł par) regulowany jest systemem przesłon. Pomiar grubości prowadzony
jest za pomocą wag kwarcowych z dokładnością do 10% pojedynczej warstwy atomowej.
W komorze preparacyjno-analitycznej wykonuje się również analizę struktury
krystalicznej i składu chemicznego warstw. Umożliwia to cztero-siatkowy spektrometr
LEED/AES pracujący zamiennie jako spektrometr LEED do obserwacji obrazów
dyfrakcyjnych lub jako analizator energii elektronów z polem opóźniającym do obserwacji
przejść augerowskich. Plamki dyfrakcyjne można obserwować z tyłu półprzeźroczystego
ekranu i rejestrować za pomocą kamery CCD umieszczonej na zewnątrz komory i połączonej
z komputerem. Obraz z kamery można w dowolnej chwili zapamiętać i zapisać w postaci
mapy bitowej nadającej się do dowolnej obróbki numerycznej. Program sterujący umożliwia
też sumowanie wielu obrazów w czasie rzeczywistym, przez co uzyskuję się znaczną poprawę
stosunku sygnału do szumu.
W przypadku pomiaru widm elektronów Augera spektrometr LEED/AES pracuje jako
analizator energii elektronów z polem opóźniającym z modulacją napięcia opóźniającego.
Zarejestrowanie widma polega na pomiarze prądu kolektora (ekranu) w funkcji liniowo
zmieniającego się potencjału siatek. Stałe napięcie ujemne na siatki podawane jest z zasilacza
wysokiego napięcia, sterowanego za pomocą komputera poprzez nanowoltomierz selektywny
52
umożliwiający detekcję fazoczułą typu lock-in. Ponieważ amplituda sygnału Augera jest
mała, napięcie siatek jest modulowane sinusoidalnie, a przedmiotem pomiaru jest amplituda
drugiej harmonicznej sygnału zbieranego z ekranu. Wielkość ta jest proporcjonalna do
pierwszej pochodnej po energii liczby elektronów padających na ekran.
Analizy właściwości magnetycznych próbek testowych oraz wstępnej analizy próbek
opisywanych w rozdziałach 8 i 9 tej pracy, wytworzonych i strukturalnie oraz chemicznie
scharakteryzowanych w komorze preparacyjno-analitycznej, dokonano w komorze MOKE (in
situ). W komorze tej istnieje możliwość pomiaru pętli histerezy magnetycznej we wszystkich
3 opisanych w poprzednim rozdziale geometriach: podłużnej, poprzecznej i polarnej. W
układzie tym (schematycznie przedstawionym na rysunku 5.1 dla przykładu podłużnej
geometrii pomiaru) wiązka światła o średnicy około 0.2 mm generowana przez diodę
laserową (λ= 632 nm) o mocy kilku miliwatów była polaryzowana liniowo przez polaryzator
pryzmatyczny Glana-Thompsona (P), a następnie przechodziła przez modulator
fotoelastyczny (PEM), w którym jej płaszczyzna polaryzacji modulowana była sinusoidalnie
z częstotliwością 50 kHz.
Rys. 5.1. Schemat układu pomiarowego MOKE w geometrii podłużnej. L – laser, P – polaryzator pryzmatyczny, PEM – modulator fotoelastyczny, C – cewki, S – próbka, A – analizator pryzmatyczny, D – detektor.
Z modulatora wiązka docierała do próbki S umieszczonej w zewnętrznym polu
magnetycznym wytwarzanym przez parę cewek (maksymalna wartość indukcji magnetycznej
to 0.12T). Promień odbity od próbki trafiał przez analizator pryzmatyczny A do detektora D,
którego powierzchnia czynna wynosiła 5x5mm2. Sygnał napięciowy z detektora
doprowadzony był do selektywnego nano-woltomierza lock-in dostrojonego do częstości
modulacji ω.
Pracownia dysponuje też magnetometrią Kerra ex situ, dla pomiarów w niskich
temperaturach i wysokich polach magnetycznych. Maksymalne pole magnetyczne
uzyskiwane przy pomocy elektromagnesu wynosi w tym przypadku ok. 0.6T. Schemat układu
53
pomiarowego jest identyczny z powyższym. W układzie tym wykonano pomiary MOKE
w geometrii podłużnej dla warstw Fe/W opisanych w rozdziale 8, po uprzednim pokryciu ich
warstwą zabezpieczającą Ag. Ten sam zestaw MOKE, tym razem w geometriach podłużnej
i polarnej, posłużył również do wykonania pomiarów pętli histerezy magnetycznej warstw
Au/Co/Au, opisanych w rozdziale 9.
Dokładniejszy opis całego układu wielokomorowego UHV można znaleźć w pracy
doktorskiej [Slez00], a szczegóły dotyczące układu eksperymentalnego MOKE w pracy
dyplomowej [Matl06].
Dodatkowo, przy współpracy z Instytutem Katalizy i Fizykochemii Powierzchni PAN,
prowadzono analizę morfologiczną powierzchni przy użyciu skaningowego mikroskopu
tunelowego. Aparatura umożliwiająca pomiary STM in situ wyposażona była w układ MBE
bliźniaczy do tego, w którym preparowano układy będące przedmiotem pracy. Uzyskane
obrazy STM dostarczały informacji o morfologii oraz uporządkowaniu powierzchni warstw,
istotnych z punktu widzenia analizowanych zagadnień. Układ eksperymentalny został opisany
w publikacji [Kore96].
Prezentowane w rozdziale 7 próbki i pomiary NRS zostały wykonane
w wielokomorowym układzie UHV, znajdującym się na wiązce ID18, w ESRF Grenoble, we
Francji [Stan08]. System ten wykonany przez firmę Prevac [Prev] był rozbudowywany na
przestrzeni kilku lat pod kątem stworzenia możliwości wykonywania pomiarów różnymi
technikami bazującymi na wykorzystaniu promieniowania synchrotronowego in situ. Schemat
układu wraz z jego zdjęciem został przedstawiony na rysunku 5.2. Cały układ zamontowany
jest na specjalnym stole, z możliwością jego bardzo precyzyjnego przesuwu w kierunkach
poziomym (przesuw z dokładnością 2x102 kroków/mm) i pionowym (2x105 kroków/mm), co
umożliwia odpowiednie ustawienie próbki względem padającej wiązki promieniowania
synchrotronowego. Komora pomiarów NRS zamontowana jest na dwuosiowym goniometrze
umożliwiającym rotację próbki z dokładnością 1x105 kroków/stopień, w zakresie ±5º. Wiązka
promieniowania synchrotronowego może zostać skolimowana do rozmiarów na próbce rzędu
10x10µm, a jej monochromatyzacja może dawać szerokość pasma energetycznego
mniejszą niż 1meV. Komora preparacyjna (zaznaczona na rysunkach 5.2 a i b numerem 1)
wyposażona jest w źródła MBE działające zarówno w oparciu o grzanie rezystywne (opisane
uprzednio) jak również bombardowanie elektronowe. Oprócz preparatyki jednorodnych
chemicznie warstw istnieje możliwość otrzymywania układów wielowarstwowych oraz
stopów. Dokładną kalibrację grubości preparowanych warstw zapewnia oscylator kwarcowy,
zamontowany na specjalnym uchwycie.
54
5.2.a. 5.2.b
Rys. 5.2. Schemat (a) i zdjęcie (b) aparatury UHV na wiązce ID18 w ESRF Grenoble. 1 – komora preparacyjna, 2 – komora NRS, 3 – komora dystrybucyjna, 4 – magazyn
niowy, 5 – śluza próżniowa do ładowania próbek, 6 – kołnierz do podłączania różnych komór zewnętrznych próż
W komorze znajduje się też niewielki zbiorniczek zawierający tlen, połączony z komorą przez
zawór igłowy, dzięki któremu możliwa jest preparatyka różnego rodzaju tlenków o dokładnie
określonej stechiometrii. Analizy strukturalnej i chemicznej badanych próbek dokonuję się za
pomocą technik LEED i AES opisanych wcześniej. Dodatkowo istnieje możliwość zamiany
zestawu pomiarowego LEED na RHEED (ang. Reflection High Energy Electron Diffraction).
Głównym zadaniem komory dystrybucyjnej (zaznaczonej na rysunkach 5.2 a i b
numerem 3) jest połączenie i umożliwienie transferu próbek pomiędzy komorami
preparacyjną, NRS (numer 2), dodatkowym magazynem próżniowym na próbki (numer 4)
oraz różnego rodzaju komorami zewnętrznymi, które mogą być przyłączane do układu przez
kołnierz oznaczony numerem 6.
W komorze pomiarów NRS możliwe jest grzanie próbek (zarówno rezystywne jak
i poprzez bombardowanie elektronowe) do bardzo wysokich temperatur, jak również ich
chłodzenie do temperatury ciekłego azotu. Próbki mogą być również obracane wokół osi
prostopadłej do ich powierzchni w zakresie ±180º, co umożliwia wykonywanie pomiarów
w funkcji kąta, jaki padające promieniowanie tworzy z wybranym kierunkiem
krystalograficznym w płaszczyźnie próbki. Możliwość ta została wykorzystana w przypadku
pomiarów prezentowanych w rozdziale 7. Wiązka promieniowania synchrotronowego dostaje
55
się do komory NRS przez berylowe okno o grubości ok. 100µm; podobne okno (dla
promieniowania wychodzącego z komory) znajduje się po drugiej stronie komory NRS. Na
górnym kołnierzu komory NRS znajduje się dodatkowe okno berylowe w specjalnej
geometrii umożliwiającej instalację detektora wykorzystywanego przy pomiarach
nieelastycznego rozpraszania jądrowego (NIS, ang. Nuclear Inelastic Scattering).
Schemat typowego eksperymentu GI-NRS z użyciem opisanego powyżej układu
próżniowego przedstawiono na rysunku 5.3.
Rys. 5.3. Schemat typowego eksperymentu GI-NRS.
undulator soczewki
wstępny monochromator
soczewki
monochromator wysokiej rozdzielczości
próbka
detektor
pierścień akumulacyjny synchrotronu pracującego w
trybie „16 bunch mode”
I
czas [ns]
Widmo NRS
Wiązka promieniowania synchrotronowego, po odpowiednim zogniskowaniu przy pomocy
specjalnych soczewek refrakcyjnych, wstępnej monochromatyzacji (z wykorzystaniem
powierzchni (111) monokryształów Si), kolimacji i ponownej, tym razem bardzo dokładnej
monochromatyzacji (z dokładnością do 0.5meV dzięki zastosowaniu wysokowskaźnikowych
powierzchni Si, np. (12 2 2)), wpada do komory UHV przez okno berylowe i dociera do
próbki. Promieniowanie rozproszone jest rejestrowane w kanale elastycznym (NRS) lub
nieelastycznym (NIS) przez szybkie diody lawinowe (APD, ang. Avalanche Photodiode).
Impulsowa struktura czasowa promieniowania powstającego dzięki odpowiedniemu trybowi
pracy synchrotronu (omówiony wcześniej tzw. „16 bunch mode”) oraz bardzo szybka
elektronika (w skali ns) umożliwiają rozwiązanie problemu separacji czasowej olbrzymiego
sygnału pochodzącego od fotonów rozproszonych na elektronach (proces w skali czasowej
ps) od sygnału NRS, (proces w skali czasowej ns). Dokładny opis elementów optycznych
i całej linii eksperymentalnej można znaleźć w pracy [Rüff96] i na stronie internetowej ESRF
[ID18].
56
6. Podłoża stosowane w pracy.
Omawiane w niniejszej pracy pomiary i próbki wykonywane były na 3 różnych
kryształach wolframu: (i) o atomowo płaskiej powierzchni W(110), (ii) o wicynalnej
powierzchni W(540) oraz (iii) na krysztale, którego powierzchnia dzieliła się na
2 makroskopowe obszary W(110) i W(540). Ze względu na sposób mocowania wszystkich
wymienionych kryształów na stosowanych uchwytach ich grubość, a tym samym objętość,
jest stosunkowo duża. Oznacza to, że każdy kryształ bezpośrednio po procesie produkcji
i polerowania powierzchni musiał zostać poddany długotrwałemu czyszczeniu w warunkach
UHV, w celu usunięcia nie tylko zanieczyszczeń znajdujących się na jego powierzchni ale
przede wszystkim w jego objętości. Czyszczenie kryształu, choć często o wiele krótsze niż to
ma miejsce bezpośrednio po jego zakupie, jest również konieczne po każdym jego
zapowietrzeniu lub dłuższym pobycie w warunkach stosunkowo słabej próżni (ciśnienia
większego niż 1*10-9Tr). W zależności od stopnia zanieczyszczenia kryształu jego proces
czyszczenia składa się z kilku do kilkudziesięciu cykli naprzemiennego wygrzewania
w temperaturze ok. 2000ºC (przez zaledwie kilka sekund) i znacznie dłuższego wygrzewania
w atmosferze tlenu. Temperatura wygrzewania w atmosferze tlenu, ciśnienie parcjalne tlenu
w komorze w jego trakcie oraz czas trwania takiego wygrzewania, jakie można spotkać
w literaturze oraz jakie były stosowane przez autora należą do przedziałów odpowiednio:
(1000 – 1300ºC), (0.5*10-7 - 1.5*10-7 Tr) oraz (3 – 60 minut). Wygrzewanie takie powoduje
segregację zanieczyszczeń (zwłaszcza C) znajdujących się w objętości kryształu do jego
powierzchni i utlenianie powstałych w takim procesie węglików wolframu. Następujące
później krótkotrwałe zagrzanie podłoża do temperatury 2000ºC (tzw. „flesz”) ma na celu ich
usunięcie z czyszczonej powierzchni. Stosowanie tak wysokich temperatur „flesza” (2000ºC
lub wyższych) możliwe jest dzięki niezwykle wysokiej temperaturze topnienia wolframu,
wynoszącej 3420ºC (najwyższa spośród temperatur topnienia metali). Czystość podłoża przed
rozpoczęciem preparatyki próbek sprawdzana była za pomocą metod LEED i AES. Dobra
jakość powierzchni W(110) lub W(540) objawia się wysoką ostrością odpowiednich
refleksów w obrazach dyfrakcyjnych LEED, brakiem innych refleksów poza refleksami
struktury (1x1) danej powierzchni oraz niskim poziomem tła. Taka obserwacja stanowi
pierwsze, jakościowe kryterium czystości badanego podłoża. Za ilościowe kryterium
czystości kryształu wolframu można np. przyjąć odpowiednio małą wartość wyznaczonego
z pomiarów AES stosunku amplitudy piku C do piku W. Proces czyszczenia jest najczęściej
57
kontynuowany do momentu, aż ilość zanieczyszczeń powierzchniowych (w tym przypadku
chodzi głównie o C) kryształu sięga granic czułości pomiarów AES.
Dla omawianych w niniejszej pracy zagadnień niezwykle istotna jest nie tylko
czystość podłoży, na których preparowane były próbki, ale również ich powierzchniowa
struktura krystaliczna i morfologia. Analiza strukturalna przy pomocy metody LEED
wykonywana była na większości etapów czyszczenia kryształów oraz na każdym etapie
późniejszych preparatyk. Bezpośrednie obrazowanie struktury krystalicznej jak również
morfologii badanych powierzchni W(110) i W(540) możliwe było dzięki zastosowaniu
techniki STM w pracowni znajdującej się Instytucie Katalizy i Fizykochemii Powierzchni
PAN w Krakowie. Rysunek 6.1a przedstawia obraz STM powierzchni kryształu W(110).
Widać, że nominalnie płaska (kąt wycięcia kryształu mniejszy niż 0.2º) powierzchnia (110)
charakteryzuje się obecnością stopni atomowych zorientowanych wzdłuż kierunku
krystalograficznego [1-10]. Potwierdza to obraz o mniejszym polu widzenia na rysunku 6.1b,
na którym widać jednak, że szerokość tarasów atomowych cechuje duży rozrzut
i brak dobrze określonej periodyczności.
a. b.
Rys. 6.1. Obrazy STM powierzchni kryształu W(110) o polach widzenia: a) 1000x1000nm2 oraz b) 100x100nm2. Wstawka na rysunku 6.1a to obraz dyfrakcyjny LEED powierzchni W(110) dla energii padających elektronów wynoszącej 67eV.
_ [110]
[001]
100x100nm2 a. b.
Obecność takich stopni na powierzchni nominalnie atomowo płaskiej jest, zwłaszcza z punktu
widzenia omawianych w niniejszej pracy zagadnień, zjawiskiem wysoce niepożądanym.
Średnia szerokość tarasów atomowych jest stosunkowo duża i wynosi ok. 20nm, a widoczne
stopnie atomowe nie wykazują periodycznej struktury. Należy jednak dodać, że obrazy STM
mogły być zbierane tylko ze środka kryształu, bo stosowany mikroskop nie ma możliwości
58
wybierania dowolnego punktu na powierzchni. W tym miejscu badanego kryształu W(110)
znajduje się widoczny gołym okiem defekt zaburzający jego gładkość. Można się
spodziewać, ze w innych miejscach kryształu tarasy są znacznie większe. Potwierdza to obraz
LEED prezentowany jako wstawka na rysunku 6.1a, z którego widać, że powierzchnia
kryształu W(110) po procesie czyszczenia charakteryzuje się bardzo ładną strukturą
o prostokątnej centrowanej komórce elementarnej. Brak istotnego poszerzenia refleksów
(110), charakterystycznego dla stopni atomowych, uzasadnia wniosek, że obserwowane
w obrazach STM stopnie nie powinny mieć decydującego wpływu na badane w pracy
właściwości magnetyczne warstw Fe i Au/Co preparowanych na podłożu W(110).
Zupełnie odmienna sytuacja ma miejsce w przypadku kryształów z powierzchnią
wicynalną W(hk0). Powierzchnię taką uzyskuje się poprzez planowe wycięcie kryształu pod
określonym kątem w stosunku do kierunku [1-10] płaszczyzny (110), co zostało
schematycznie przedstawione na rysunku 6.2.
α
Rys. 6.2. Model wicynalnej powierzchni (hk0) o kącie wicynalności α. Konkretny przypadek na rysunku odpowiada analizowanej w pracy powierzchni W(540), powstałej wskutek wycięcia kryształu wolframu pod kątem α = 6.34º do powierzchni W(110).
Powierzchnia taka powinna się charakteryzować periodyczną strukturą gęsto upakowanych
stopni atomowych o okresie (szerokości tarasu atomowego) W określonym wzorem:
khkha
tgaW
−+
⋅==2
22
2α
, (6.1)
59
gdzie a oznacza stałą sieci, w przypadku kryształu wolframu równą 3.165Å. Dla kąta
wicynalności 6.34º otrzymuje się powierzchnię (540), dla której tarasy atomowe o szerokości
ok. 2nm zawierają 9 rzędów atomowych skierowanych wzdłuż kierunku [001]. Każdy taras
leży w płaszczyźnie (110) i ma prostokątną centrowaną komórkę elementarną. W rzeczy
samej, taki przewidywany obraz powierzchni został potwierdzony dla badanych w pracy
kryształów W(540) poprzez pomiary LEED i STM. Rysunek 6.3a prezentuje obraz
dyfrakcyjny LEED powierzchni W(540) kryształu po procesie czyszczenia.
Rys. 6.3. Wicynalna powierzchnia W(540): a) obraz dyfrakcyjny LEED powierzchni kryształu W(540), b) obraz STM wraz z profilem wysokościowym wzdłuż skanu zaznaczonego niebieskim odcinkiem.
a. b.
pozycja na próbce [nm]
Widać wyraźnie, że oprócz związanej z uporządkowaniem atomów wewnątrz tarasów
atomowych struktury (110), obecne jest też dwukrotne rozszczepienie plamek dyfrakcyjnych,
charakterystyczne dla periodycznej struktury stopni atomowych na powierzchni. Z wielkości
obserwowanego w sieci odwrotnej rozszczepienia można oszacować rzeczywistą średnią
szerokość tarasów atomowych. Wynosi ona w przybliżeniu 2nm i pozostaje w zgodności
z wartością przewidywaną. Dodatkowym potwierdzeniem periodyczności i gęstości
upakowania stopni atomowych na omawianej powierzchni jest obraz STM na rysunku 6.3b,
na którym pokazano również profil wysokościowy dla wybranego, zaznaczonego na obrazie
STM niebieską linią skanu. Potwierdza on, że okres nadstruktury związanej ze stopniami
atomowymi wynosi ok. 2.1 nm.
60
7. Wpływ stopni atomowych na magnetyzm ultra cienkich warstw Fe/W(110/540).
Pomiary właściwości strukturalnych i magnetycznych prezentowane w tym rozdziale
wykonywane były na próbkach zawierających bardzo cienkie (1 – 6ML) warstwy Fe
nanoszone na dwa rodzaje powierzchni wolframu: W(110) oraz W(540). Zastosowano w tym
celu dwa odrębne kryształy W, dla których struktura powierzchni została opisana
w poprzednim rozdziale. We wszystkich badanych w tym rozdziale próbkach zastosowano
ten sam rodzaj preparatyki, rozpoczynającej się od naparowania 1 pseudomorficznej
monowarstwy Fe w temperaturze 200ºC. Tak otrzymana monowarstwa jest w obszarze
tarasów topologicznie ciągła. Następne warstwy Fe nanoszono w temperaturze pokojowej po
odczekaniu na ostygnięcie próbki. Podrozdział 7.1 zawiera analizę struktury i charakteru
wzrostu warstw Fe na obu badanych powierzchniach W przy tak dobranych warunkach ich
preparatyki, która to analiza została wykonana w Pracowni Powierzchni i Cienkich Warstw
w Krakowie. Próbki i pomiary omówione w podrozdziale 7.1 traktowane były jako testowe
przed planowanymi i mającymi miejsce później pomiarami właściwości magnetycznych
z użyciem metody NRS, w ESRF Grenoble. W podrozdziale 7.2 omówione zostały wyniki
pomiarów NRS, które wykonane zostały na próbkach przygotowanych na tych samych
podłożach W i przy zachowaniu takich samych jak w podrozdziale 7.1 warunków preparatyki
warstw Fe.
7.1 Struktura i wzrost ultra cienkich warstw Fe/W(110/540).
By określić strukturę i rodzaj wzrostu ultra cienkich warstw Fe oraz dokonać ich
porównania dla obu używanych w pracy rodzajów podłoża wolframu, wykonano na każdym
z nich identycznie preparowane próbki, w skład których wchodziła nanoszona w podniesionej
do 200ºC monowarstwa Fe (zajmująca w obu przypadkach cały obszar podłoża) oraz
przykrywający ją ciągły klin Fe o zakresie pokrycia (0 – 5ML). Wykonanie takich próbek
klinowych możliwe było dzięki zastosowaniu przesuwnej przesłony znajdującej się w trakcie
preparatyki pomiędzy próbką i układem MBE. Ruch takiej przesłony realizowany jest przez
użycie silnika krokowego sterowanego automatycznie przez komputer, a jej krok wynosi
23µm. Prędkość ruchu przesłony jest sterowalna i może przyjmować wartości nie mniejsze
niż 1 krok/4 ms.
Na próbkach klinowych wykonano pomiary AES i LEED w funkcji grubości Fe.
Rysunek 7.1 zawiera schematyczne przedstawienie obu badanych próbek, uzyskane w wyniku
61
pomiarów zależności intensywności piku AES Fe od lokalnego pokrycia na próbce oraz
wybrane obrazy dyfrakcyjne LEED warstw Fe na obu badanych podłożach.
Pokrycie Fe [ML]
0 1 2 3 4 5 6
Inte
nsyw
ność
pik
u Fe
AE
S [j
.u.]
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2Fe/W(540)Fe/W(110)
W(110) 1 ps ML Fe @ 200ºC
0 – 5 ML Fe @ RT
0 – 5 ML Fe @ RT
1 ps ML Fe @ 200ºC W(540)
Rys. 7.1. Schematyczne przedstawienie obu badanych próbek oraz uzyskane w wyniku pomiarów zależności intensywności piku AES Fe od lokalnego pokrycia na próbce. Na osi poziomej wykresu AES: 1ML = 2.0Å. W dolnej części rysunku pokazano wybrane obrazy dyfrakcyjne LEED warstw Fe na obu badanych podłożach.
62
Pierwszym, dość zaskakującym spostrzeżeniem, jest fakt, że wyznaczone z pomiarów AES
zależności intensywności piku Fe od lokalnego pokrycia Fe są bardzo podobne dla obu
badanych próbek: Fe/W(110) i Fe/W(540). W obu przypadkach, dla początkowej fazy
wzrostu można dopatrywać się charakterystycznych dla wzrostu warstwowego zmian
nachylenia sygnału AES w funkcji pokrycia Fe. Zmiany takie powinny następować dla takich
wartości pokrycia nominalnego Θn, dla których wypełnieniu ulegają kolejne warstwy
atomowe nanoszonego materiału. Ponadto odpowiadające im na wykresie punkty pomiarowe
powinny leżeć na krzywej opisanej eksponentą o równaniu:
I(θ) = I0 * (1 – e-Θn/λ) (7.1)
gdzie:
I – intensywność piku AES
I0 – intensywność piku AES dla warstwy adsorbatu na tyle grubej, że sygnał AES ulega
nasyceniu
Θn – pokrycie nominalne odpowiadające pełnym monowarstwom
λ – średnia droga swobodna elektronów Augera w Fe
O ile w prezentowanych wynikach pomiarów można wyróżnić punkty, w których następują
opisane zmiany nachylenia mierzonych zależności, to niemożliwe jest dopasowanie do nich
(poprzez dobór wartości λ) eksponenty danej powyższym równaniem. Fakt ten można
zinterpretować jako odstępstwo od idealnego wzrostu typu warstwa po warstwie, które staje
się oczywiste dla pokryć Θ > 3.5, gdzie sygnał AES praktycznie się nasyca. Bardzo podobne
zależności I(Θ) zmierzone dla próbek Fe/W(110) i Fe/W(540) oznaczają, że rodzaj wzrostu,
choć w obu przypadkach skomplikowany, jest bardzo zbliżony. Potwierdzają to pokazane na
rysunku 7.1 obrazy dyfrakcyjne LEED, z których wynika, że przy zastosowanym rodzaju
preparatyki, warstwy Fe na obu powierzchniach W rosną pseudomorficznie do pokryć
znacznie wyższych niż było to do tej pory opisywane w literaturze. Aż do pokrycia ok. 3.5ML
w obrazach LEED dominują refleksy (1x1). Dopiero dla wyższych pokryć nominalnych
w obrazach LEED obserwuje się powstawanie dyslokacji misfitowych, przy czym,
w przypadku próbki Fe/W(540), na tle plamek związanych z obecnością dyslokacji nie
obserwuje się już rozszczepień refleksów związanych ze stopniami atomowymi. Późny zanik
pseudomorfizmu warstwy Fe z podłożem W(540), jak również zaskakująco niewielkie
pokrycie nominalne (ok. 3.5ML), dla którego obserwuje się nasycenie sygnału AES dla obu
badanych układów zinterpretować można jako wzrost warstw Fe o bardzo dużej szorstkości.
Z punktu widzenia prezentowanych w podrozdziale 7.2 wyników pomiarów NRS
i stworzonych na ich podstawie modeli wzrostu i struktury magnetycznej badanych układów
63
najistotniejszym wnioskiem jest jednak bardzo podobny charakter wzrostu warstw Fe na
stosowanych podłożach W(110) i W(540).
7.2 Struktura magnetyczna w ultra cienkich warstwach Fe/W(110/540).
W celu wyznaczenia ewolucji struktury magnetycznej warstw Fe/W(110) i Fe/W(540)
w trakcie ich wzrostu w przedziale pokryć nominalnych (1 – 5ML) wykonano odpowiednie
pomiary widm czasowych NRS. Ilustrację eksperymentu pokazano na rysunku 7.2, na którym
zaznaczono schematycznie padającą wiązkę promieniowania synchrotronowego, piecyk
będący źródłem nanoszonego izotopu 57Fe oraz detektor.
promieniowanie synchrotronowe detektor
próbka
okno Be
Rys. 7.2. Schematyczna ilustracja eksperymentu. W dowolnym momencie preparatyki możliwe jest wykonanie pomiaru widma czasowego NRS.
Po naparowaniu w temperaturze 200ºC pseudomorficznej monowarstwy 57Fe i schłodzeniu
próbki do temperatury pokojowej wykonano pomiar NRS w geometrii poślizgu. Następnie
rozpoczęto proces nanoszenia kolejnych warstw 57Fe w temperaturze pokojowej, w trakcie
którego piecyk z 57Fe był zamykany po każdej zmianie pokrycia nominalnego próbki
wynoszącej 0.2ML. W każdym okresie czasu, gdy piecyk pozostawał zamknięty
wykonywany był pomiar widma czasowego NRS. Taką sekwencję depozycja/pomiar
powtarzano aż do momentu, gdy całkowite nominalne pokrycie próbki 57Fe wyniosło 5.0ML.
Dla warstw grubszych (3.0 – 5.0ML) pomiary dokonano w funkcji pokrycia znacznie
rzadziej, bo co 1.0ML. Taką sekwencję preparatyki i pomiarów wykonano czterokrotnie: dla
dwóch kierunków padającej wiązki promieniowania synchrotronowego (wzdłuż kierunków
[1-10] i [001]) i dla obu stosowanych w niniejszej pracy podłóż W(110) i W(540). Ponieważ
zmiana geometrii pomiaru (np. od kierunku padającej wiązki wzdłuż [1-10] do kierunku
[001]) pociąga za sobą bardzo czasochłonną procedurę ustawiania próbki i przygotowania do
pomiarów NRS, zdecydowano, że pomiary przy różnych orientacjach próbki względem
wiązki synchrotronowej będą wykonywane na osobno preparowanych próbkach. Pomimo
zachowania bardzo podobnych warunków preparatyki takich próbek oraz bardzo dokładnej
64
kalibracji grubości nanoszonych warstw rozwiązanie takie, wymuszone aspektami
technicznymi pomiarów NRS, niesie ze sobą pewną dozę niepewności związaną
z powtarzalnością grubości powstających w oddzielnych preparatykach warstw. Wykonanie
i analiza pomiarów w funkcji grubości dla przynajmniej dwóch kierunków pomiaru jest,
pomimo wspomnianej wyżej wątpliwości, niezmiernie istotne z punktu widzenia zapewnienia
jednoznaczności analizy danych NRS, a tym samym tworzonych na ich bazie modeli
fizycznych badanego układu. Olbrzymią zaletą pomiarów omawianych w niniejszym
rozdziale jest fakt, że cały proces preparatyki i akumulacji widm czasowych w badanym
zakresie grubości trwał ok. 2 godziny. Oznacza to, że wpływ adsorpcji gazów resztkowych
był zaniedbywalnie mały, a obserwowane ewolucje widm czasowych w trakcie wzrostu
warstw Fe związane są jedynie z dziewiczym stanem magnetycznym układu dla danego
pokrycia Fe (pomiary NRS nie wymagają stosowania zewnętrznego pola magnetycznego).
Uniknięcie znaczących skutków adsorpcji gazów resztkowych ma największe znaczenie
w przypadku analizy struktury magnetycznej obszarów próbek o lokalnym pokryciu Fe
wynoszącym ~2.0ML, w których obserwowana w niskich temperaturach magnetyczna
anizotropia prostopadła do płaszczyzny próbki jest na adsorpcję szczególnie wrażliwa. Bardzo
krótki czas pojedynczego pomiaru widma czasowego NRS, nawet dla tak cienkich badanych
warstw Fe ma ponadto tą zaletę, że możliwa jest akumulacja bardzo wielu widm, z niewielką
zmianą grubości warstwy 57Fe i tym samym szczegółowa analiza ewolucji stanu
magnetycznego układu.
Rysunek 7.3 przedstawia widma czasowe NRS zmierzone dla wybranych
nominalnych pokryć Fe/W(110), dla dwóch kierunków padającej wiązki synchrotronowej.
Ciągłą czerwoną linią na wszystkich rysunkach zaznaczono dopasowania krzywych
teoretycznych do punktów eksperymentalnych. Dopasowania zostały wykonane przy pomocy
programu NRMFIT autorstwa Caroline L’abbe [Labb] wykorzystującego do obliczeń
intensywności sygnału NRS program CONUSS. Na podstawie prezentowanych dopasowań
wyznaczono parametry nadsubtelne charakteryzujące stan, w jakim znajduje się próbka dla
danego pokrycia nominalnego 57Fe. Dany model ewolucji stanu magnetycznego
i morfologicznego próbki weryfikowano poprzez dopasowane widma czasowego dla jednego
kierunku padającej wiązki synchrotronowej, a następnie sprawdzeniu czy symulacja widma
NRS dla wiązki padającej w drugim z analizowanych kierunków padania daje dobrą zgodność
z eksperymentem. Dla ostatecznie wybranego modelu (testowano ich zwykle kilkanaście)
w większości przypadków zgodność ta była rozsądna, jednak by uzyskać bardzo dobre
dopasowania konieczne było dodatkowe dofitowanie pomiarów w drugim kierunku.
65
Surf
Bulk Bi1_surf Bi2_surf
Int Bi1_int Bi2_int ML
W(110)
Czas [ns]
0 20 40 60 80 100 120 140 160
Czas [ns]
0 20 40 60 80 100 120 140 160
1 ps ML
1 ps + 0.6 ML
1 ps + 0.8 ML
1 ps + 1.0 ML
1 ps + 1.2 ML
1 ps + 1.6 ML
1 ps + 2.0 ML
1 ps + 4.0 ML
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
34 T
16 T14 T
19T
14T
24T16T
15 T11 T
17 T15 T
24 T
29 T16 T
15 T11 T
17 T15 T
25 T30 T17 T
14 T12 T
12T
26 T30 T19 T
18 T15 T
18 T15 T
15T13T
28 T31 T19 T
30 T32T19 T
30 T
32 T
20 T
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
W (1 1 0)
34 T
16 T14 T
19T
14T
24T16T
15 T11 T
17 T15 T
24 T
29 T16 T
15 T11 T
17 T15 T
25 T30 T17 T
14 T12 T
12T
26 T30 T19 T
18 T15 T
18 T15 T
15T13T
28 T31 T19 T
30 T32T19 T
30 T
32 T
20 T
[1-10] [001]
Rys. 7.3. Widma czasowe NRS zmierzone dla wybranych nominalnych pokryć Fe/W(110), dla dwóch kierunków padającej wiązki synchrotronowej: [1-10] i [001]. Ciągłą czerwoną linią na wszystkich rysunkach zaznaczono dopasowania krzywych teoretycznych do punktów eksperymentalnych. Po prawej stronie rysunku schematyczny model ewolucji stanu magnetycznego i morfologicznego próbki wraz z rosnącym pokryciem Fe.
66
Ostatecznie, wszystkie wyznaczone parametry dopasowań dla każdej z prezentowanych par
widm czasowych różnią się między sobą bardzo nieznacznie, np. nadsubtelne pola
magnetyczne wyznaczone dla dwóch kierunków padającego promieniowania różnią się
najwyżej o ok. 5%. Te drobne różnice nie zaburzają spójności prezentowanego po prawej
stronie rysunku 7.3 modelu i są w pełni usprawiedliwione, zwłaszcza jeśli wziąć pod uwagę,
że serie pomiarów dla kierunków padania [1-10] i [001] pochodzą z dwóch odrębnie
preparowanych próbek. Gwałtowny charakter zmian widm pokazanych na rysunku 7.3
w funkcji grubości oznacza, że minimalna różnica w grubości nominalnej dwóch próbek
(nawet mniejsza niż 0.1ML) lub w warunkach preparatyki (jakość próżni, niewielka zmiana
temperatury czy czasu nanoszenia warstw) może powodować zauważalną zmianę
odpowiednich widm czasowych i tym samym pozorny brak konsystencji w wyznaczonych
parametrach dopasowań. Z tego względu niewielkie różnice w wyznaczonych zestawach
parametrów dopasowań, dla dwóch kierunków padania wiązki przy danej grubości
nominalnej Fe, są w pełni uzasadnione. Z prawej strony każdej pary widm przedstawiono
schematycznie model stanu magnetycznego w jakim znajduje się układ dla danego pokrycia
nominalnego. Konsystentne dopasowanie najbardziej skomplikowanych ze zmierzonych
widm czasowych wymaga założenia, że na powierzchni próbki istnieją aż cztery rodzaje
obszarów o różnych właściwościach magnetycznych (reprezentowane przez osiem
składowych w symulacji). Ewolucja przestrzenna i magnetyczna tych obszarów stanowi
podstawę prezentowanego w tym rozdziale modelu, więc konieczne jest ich dokładne
zdefiniowanie i opis. W górnej części rysunku 7.3 znajduje się schematyczna ilustracja
modelu i przyjętego nazewnictwa składowych, które będzie od tej pory używane. Oprócz
istnienia obszaru o pokryciu nominalnym 1psML, zaznaczonego jako składowa „ML”, model
uwzględnia też istnienie dwóch rodzajów obszarów dwuwarstwowych: „Bi1” i „Bi2”.
W każdym z nich warstwom górnej (powierzchniowej) i dolnej (interfejsowej, graniczącej
z podłożem W) odpowiadają w modelu dopiski odpowiednio: „surf” i „int”. Ponadto
konieczne jest założenie, że istnieją również obszary trójwarstwowe, zdefiniowane
w programie CONUSS przez 3 składowe: „Surf” (składowa odpowiadająca powierzchni
obszaru trójwarstwowego), „Bulk” (składowa odpowiadająca środkowej warstwie obszaru
trójwarstwowego) oraz „Int” (składowa odpowiadająca interfejsowi obszaru
trójwarstwowego).
Widma czasowe dla 1 pseudomorficznej monowarstwy wykazują typowo
niemagnetyczny (paramagnetyczny) charakter i można je dopasować przy założeniu istnienia
składowej ML zdefiniowanej dość dużą wartością gradientu pola elektrycznego EFG
67
(QS = 0.6mm/s) o osi głównej prostopadłej do płaszczyzny próbki. Wyraźnie magnetyczny
i dużo bardziej skomplikowany charakter widm czasowych obserwuje się od pokrycia
nominalnego wynoszącego (1.0psML + 0.6ML). Dla takiego pokrycia dopasowanie
odpowiadających mu widm czasowych wymaga użycia w modelu wszystkich 8 opisanych
wyżej składowych. Wyróżnić można dwa rodzaje obszarów dwuwarstwowych. Składowe
Bi2_surf i Bi2_int mają w prezentowanych dopasowaniach niewielki, ale znaczący udział. Ich
pola nadsubtelne, odpowiednio 15T i 11T, mają kierunek prostopadły do płaszczyzny próbki.
Składowe Bi1_surf i Bi1_int opisujące drugi rodzaj obszarów dwuwarstwowych próbki mają
wyraźnie większe wartości pól nasubtelnych, odpowiednio 16T i 14T. Może to wskazywać na
fakt, że ten rodzaj obszarów dwuwarstwowych charakteryzuje się większą ciągłością na
powierzchni próbki i dzięki tworzeniu większych skupisk atomów wykazuje bardziej
magnetyczny charakter niż to ma miejsce w przypadku drugiego rodzaju takich obszarów.
Inne wytłumaczenie to wkład dipolowy do Bhf, który może silnie zależeć od kierunku
namagnesowania. Kolejną różnicą pomiędzy obszarami pierwszego i drugiego rodzaju jest
ich struktura magnetyczna, która w przypadku obszarów Bi1 jest wyraźnie niekolinearna.
Pole nadsubtelne składowej Bi1_int jest równoległe do kierunku [1-10] w płaszczyźnie (110),
natomiast pole składowej Bi1_surf jest odchylone o kąt 70º w stronę normalnej do
płaszczyzny próbki, przy czym jego rzut na płaszczyznę (110) jest równoległy do [1-10].
W obu rodzajach obszarów dwuwarstwowych widać więc wyraźnie wpływ magnetycznej
anizotropii preferującej kierunek namagnesowania prostopadły do płaszczyzny próbki, jednak
wpływ ten jest znacznie mniejszy w obszarach Bi1 zajmujących większą powierzchnię
próbki. Trzymając się interpretacji opartej na większej ciągłości takich obszarów można
ostatni fakt wytłumaczyć jako efekt współzawodnictwa magnetycznej anizotropii prostopadłej
do płaszczyzny próbki charakterystycznej dla obszarów o pokryciu ~2ML i, preferującej
kierunek łatwy w płaszczyźnie, magnetycznej anizotropii kształtu cienkiej warstwy. Oprócz
obszarów ML, Bi1 i Bi2, już dla tak niewielkiego pokrycia nominalnego, model zakłada też
istnienie obszarów trójwarstwowych. Chociaż zajmowana przez nie powierzchnia jest prawie
tak samo niewielka jak obszarów typu Bi2, to sumaryczny ich udział w dopasowaniach
wynosi aż 18% i nie może być zaniedbany. Hipoteza występowania obszarów
trójwarstwowych na próbce o nominalnym pokryciu 1.75psML (1psML + 0.6ML) oznacza
odstępstwo od idealnego wzrostu typu warstwa po warstwie i jest tym samym jakościowo
zgodna z wnioskami wynikającymi z prezentowanych w podrozdziale 7.1 pomiarów AES.
Magnetyczne pola nadsubtelne składowych odpowiadających obszarom trójwarstwowym
przyjmują bardzo rozsądne wartości. Największe pole opisuje składową Bulk (24.5T),
68
składowa Surf odpowiadająca w modelu warstwie powierzchniowej ma znacząco obniżone
pole nadsubtelne (19.0T), co w jeszcze większym stopniu tyczy się składowej Int (15.7T).
Wszystkie 3 składowe mają pola znacznie niższe od obserwowanych dla większych pokryć
nominalnych. Wiąże się to z obniżoną temperaturą Curie odpowiednich obszarów próbki.
Kierunek pól nadsubtelnych we wszystkich 3 warstwach takich obszarów jest równoległy do
kierunku [1-10] w płaszczyźnie (110). Ewolucja układu, wraz z rosnącym pokryciem
nominalnym Fe, znajduje w prezentowanym modelu odzwierciedlenie w rozrastaniu się
powierzchni obszarów trójwarstwowych kosztem pozostałych obszarów próbki. O ile
w przypadku obszarów typu Bi1 i Bi2 spadek zajmowanej przez nie powierzchni nie
powoduje znaczących zmian w wartościach ich magnetycznych pól nadsubtelnych, to wzrost
rozmiarów obszarów o pokryciu lokalnym 3ML powoduje stopniowe i wyraźne zwiększenie
odpowiadających im pól nadsubtelnych, co oznacza, że rośnie również ich temperatura Curie.
Znajduje to również odzwierciedlenie w prezentowanej na rysunku 7.4 zależności średniego
magnetycznego pola nadsubtelnego od nominalnego pokrycia Fe.
Pokrycie nominalne Fe [ML]1 2 3 4 5 6
Śre
dnie
pol
e na
dsub
teln
e [T
]
12
14
16
18
20
22
24
26
28
30
32
Fe/W(110)Fe/W(540)
Rys. 7.4. Zależności średniego pola nadsubtelnego od nominalnego pokrycia Fe wyznaczone z parametrów dopasowań dla obu badanych układów Fe/W(110) (kolor czerwony) i Fe/W(540) (kolor niebieski).
Niekolinearna struktura magnetyczna w obszarach typu Bi1 utrzymuje się jeszcze do pokrycia
nominalnego ok. 2ps ML (1psML + 0.8ML), dla którego kąt pomiędzy polami nadsubtelnymi
składowych Bi1_surf i Bi1_int wynosi ok. 45º, natomiast dla większych pokryć obszary typu
Bi1 są namagnesowane w płaszczyźnie próbki, zgodnie z kierunkiem
69
[1-10]. Obszary typu Bi2, w całym zakresie pokrycia, w którym ich obecność jest konieczna
do dopasowania mierzonych widm czasowych, wykazują niezmiennie magnetyczną
anizotropię prostopadłą do płaszczyzny próbki. Udział składowej ML zanika całkiem dla
pokrycia (1psML + 1.4ML), natomiast oba rodzaje obszarów dwuwarstwowych zostają
pokryte przez atomy trzeciej warstwy atomowej przy pokryciu nominalnym (1psML +
1.8ML). Fakt ten oraz znacznie uproszczony charakter modeli strukturalnych prezentowanych
na rysunku 7.3 dla pokryć (1psML + 2.0ML) i (1psML + 4.0ML) mógłby na pierwszy rzut
oka sugerować, że dla takich i wyższych pokryć żelazo na W(110) rośnie warstwa po
warstwie. Z przedstawionych w podrozdziale 7.1 badań AES jak również z danych
dostępnych literaturze dotyczącej tej tematyki wynika jednak, że wzrost w temperaturze
pokojowej cechuje dla stosunkowo grubych warstw Fe bardzo duża szorstkość. Prostota
modelu w końcowej części rysunku 7.3 nie stanowi sprzeczności z ostatnim stwierdzeniem,
a świadczy jedynie o tym, że dla większych pokryć 57Fe czułość metody na stopień
skomplikowania układu (szorstkość) znacznie maleje i dopasowanie odpowiednich widm
możliwe jest zarówno poprzez założenie idealnej jednorodności powierzchniowej jak również
poprzez przyjęcie współistnienia obszarów o nawet bardzo różnych lokalnych pokryciach Fe.
Przykładowo, widma zmierzone dla pokrycia (1ps ML + 2.0ML) można również dopasować
zakładając istnienie obszarów próbki nie tylko 3- ale i 4- a nawet 5-warstwowych.
Niemożność wyciągnięcia dokładnych wniosków odnośnie morfologii układu dla dużych
pokryć Fe nie wpływa znacząco na analizę ich właściwości magnetycznych. Stan, jaki
obserwuje się dla pokrycia ok. 5ML jest zgodny z przewidywaniami dotyczącymi obniżonych
(w stosunku do wartości pola nadsubtelnego dla litego Fe) wartości pól nadsubtelnych
powierzchni [Kore85, Slez07] i warstwy graniczącej z podłożem [Przy89]. Pola nadsubtelne
składowych Surf, Bulk i Int przyjmują odpowiednio wartości 29.9T, 32.4T i 19.7T. Obniżona
wartość pola składowej Surf bardzo dobrze zgadza się z wynikami pomiarów dla grubszych
warstw opublikowanych w pracy [Slez07], również wartość pola składowej Int pozostaje
w dobrej zgodności z wynikami [Przy89]. Wraz ze wzrostem grubości Fe procentowy udział
składowych Surf i Int maleje tak, że dla bardzo grubych warstw średnie pole nadsubtelne
powinno być praktycznie tożsame z polem składowej Bulk i wartością magnetycznego pola
nadsubtelnego dla litego żelaza.
Rysunek 7.5 prezentuje zmierzone widma czasowe wraz z ich dopasowaniami oraz
otrzymany na ich podstawie model wzrostu i struktury magnetycznej warstw Fe/W(540).
Przedstawione na nim widma czasowe różnią się zauważalnie od widm zmierzonych dla
warstw Fe/W(110), jednak różnice nie są bardzo duże, a jakościowy charakter zmian widm
70
w obu przypadkach jest bardzo podobny. Mając w pamięci wniosek dotyczący bardzo
podobnego rodzaju wzrostu warstw Fe w obu analizowanych układach nie jest zaskakującym,
że, z punktu widzenia morfologii warstw, modele prezentowane na rysunkach 7.3 i 7.5 są
praktycznie identyczne.
Czas [ns]
0 20 40 60 80 100 120 140 160
Czas [ns]
0 20 40 60 80 100 120 140 160
1 ps ML
1 ps + 0.8 ML
1 ps + 1.0 ML
1 ps + 1.2 ML
1 ps + 1.6 ML
1 ps + 2.0 ML
1 ps + 4.0 ML
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
34 T
17T
15 T14 T
23 T27 T17 T
17 T10 T
15 T15 T
25 T27 T17 T
17 T11 T
12T
25 T30 T18 T
15 T14 T
15 T15 T
17T13T
26 T30 T18 T
29 T31T18 T
30 T
32 T
20 T
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
W (5 4 0)
34 T
17T
15 T14 T
23 T27 T17 T
17 T10 T
15 T15 T
25 T27 T17 T
17 T11 T
12T
25 T30 T18 T
15 T14 T
15 T15 T
17T13T
26 T30 T18 T
29 T31T18 T
30 T
32 T
20 T
Rys. 7.5. Czasowe widma NRS, wraz z dopasowaniami oraz model warstw dla układu Fe/W(540).
Pewnym zmianom w porównaniu z modelem wyznaczonym dla warstw Fe/W(110) ulegają
natomiast obserwowane właściwości magnetyczne. Pierwsze widmo czasowe NRS
o wyraźnie magnetycznym charakterze obserwuje się w przypadku warstw Fe/W(540) dla
pokrycia wynoszącego (1psML + 0.8ML) a więc o 0.2ML wyższego niż to ma miejsce
w przypadku warstw Fe/W(110). Różnica taka może być znacząca, ale z drugiej strony dla jej
71
wytłumaczenia wystarczy nawet bardzo niewielka różnica pokrycia w seriach pomiarowych
wykonywanych dla obu układów. Ponieważ widmo zmierzone dla warstw Fe/W(110) dla
pokrycia (1psML + 0.6ML) odpowiada granicy pomiędzy niemagnetycznym i wyraźnie
magnetycznym stanem układu, a zmiana widma przy przejściu do następnego badanego
pokrycia (1psML + 0.8ML) na rysunku 7.3 stanowi zdecydowanie największą
z obserwowanych, to możliwe jest, że w przypadku warstw Fe/W(540) analogiczne widmo
zostało „przeoczone” skutkiem minimalnie różnego pokrycia nominalnego. Bardziej istotne
różnice, które z pewnością nie są efektem trudności technicznych czy ograniczeń
wynikających z przyjętej metodyki pomiarów, widoczne są w wartościach pól nadsubtelnych
odpowiednich składowych. Zmianom, w porównaniu do Fe/W(110), ulegają wartości pól
praktycznie wszystkich składowych obszarów Bi1 i Bi2, co jest uzasadnione faktem, że
zarówno dolne jak i górne warstwy atomowe takich obszarów odzwierciedlają wicynalną
strukturę podłoża W(540). Nie zarejestrowano również widma czasowego, dla którego
w obszarach Bi1 obserwowano by niekolinearną strukturę magnetyczną analogiczną do
opisanej dla warstw Fe/W(110). W tym przypadku różnica nie może być przypisana jedynie
różnicy w pokryciu nominalnym, ponieważ niekolinearna struktura magnetyczna
występowała dla układu Fe/W(110) dla dwóch badanych wartości pokrycia. Możliwe
wytłumaczenie tej różnicy opiera się na istnieniu dodatkowej anizotropii magnetycznej
preferującej kierunek łatwy namagnesowania [1-10] (a więc prostopadły do kierunku stopni
atomowych) w płaszczyźnie (110), której źródłem jest obecność stopni atomowych
w układzie Fe/W(540). Inne, niż w przypadku Fe/W(110), wartości pól nadsubtelnych
obserwuje się również dla obszarów trójwarstwowych. Rysunek 7.4 prezentuje zależności
średniego pola nadsubtelnego od nominalnego pokrycia Fe wyznaczone z parametrów
dopasowań dla obu badanych układów Fe/W(110) i Fe/W(540). Widać, że wyznaczone
zależności różnią się między sobą wyraźnie: średnie pole nadsubtelne w układzie Fe/W(540)
jest w stosunkowo szerokim zakresie grubości znacząco niższe niż to ma miejsce
w przypadku układu Fe/W(110). Dla warstw relatywnie grubych oba modele dają
w przybliżeniu takie same wartości średnich pól nadsubtelnych. Jest to związane
z obniżeniem procentowych udziałów warstw granicznych i powierzchni, które są jedynym
źródłem możliwych różnic w obserwowanych w obu układach właściwościach
magnetycznych.
Dla ścisłości należy wspomnieć, że w celu uzyskania zadowalających dopasowań
widm czasowych NRS dla warstw Fe/W(110) i Fe/W(540), oprócz opisanych powyżej
i zestawionych w tabeli 7.1 parametrów (czyli udziałów poszczególnych składowych,
72
wartości i kierunków magnetycznych pól nadsubtelnych) wzięto pod uwagę jeszcze 3 rodzaje
parametrów. Były to: rozszczepienia kwadrupolowe QS 1) (ang. Quadrupole Splitting) będące
wynikiem oddziaływania kwadrupolowego momentu elektrycznego jądra z gradientem pola
elektrycznego w jego miejscu, powiązane z lokalną strukturą elektronową względne
przesunięcia izomeryczne składowych IS (ang. Isomer Shift) oraz szerokości rozkładów
Gaussa magnetycznych pól nadsubtelnych, w tym przypadku zdefiniowane jako FWHM (ang.
Full Width at Half Maximum). QS w dopasowaniach przyjmowało niezerowe wartości (ok.
0.6mm/s) dla wszystkich składowych z wyjątkiem składowej Bulk, przy czym oś główna
tensora gradientu pola elektrycznego była zawsze prostopadła do płaszczyzny (110). Wartości
przesunięć izomerycznych IS (względem składowej Bulk) są we wszystkich składowych
niewielkie (0 < IS < 0.15mm/s) i, podobnie jak w przypadku rozszczepień kwadrupolowych
QS, ich zestawienie nie niesie istotnych informacji na temat modeli i właściwości fizycznych
badanych układów. Podobnie rzecz ma się w przypadku szerokości rozkładów
magnetycznych pól nadsubtelnych FWHM, które wraz ze wzrostem pokrycia Fe stopniowo
maleją dla każdej składowej. Ich wartości, w zależności od składowej i pokrycia Fe,
zmieniają się monotonicznie w przedziale (20% – 1%) wartości danego pola nadsubtelnego.
Osobnej dyskusji wymaga porównanie powyższych wyników z pomiarami CEMS
serii próbek Ag/Fe/W(110) [Przy89]. Rysunek 7.6 stanowi graficzną ilustrację danych
zawartych w tabeli 7.1, które zostały naniesione na oryginalny rysunek pochodzący z pracy
[Przy89]. Na rysunkach (a) i (b) autorzy [Przy89] wykreślili w funkcji liczby monowarstw D
(D = 1 odpowiada warstwie o grubości nominalnej 2Å) odpowiednio pola nadsubtelne
i udziały procentowe składowych a – d schematycznie zilustrowanych przez rysunki
zawierające odpowiednie konfiguracje atomów Fe, które zostały zaznaczone kółkami pełnymi
i pustymi. Atomy reprezentowane w modelu [Przy89] przez konkretną składową są
zaznaczone kółkami pełnymi (czarnymi), pozostałe atomy to kółka niewypełnione. Liniami
ciągłymi zaznaczono przewidywania oparte na obliczeniach przy założeniu idealnego wzrostu
warstwowego. Widać, że punkty wyznaczone z pomiarów CEMS i ich dopasowań w pracy
[Przy89] bardzo dobrze układają się na liniach ciągłych modelu warstwowego. Wyniki
1 Rozszczepienie kwadrupolowe QS zdefiniowane jest jako:
2/122
)3/1()12(4
)1(3 η+−+−
= zzeQVII
IImQS ,
gdzie Vzz jest składową tensora gradientu pola elektrycznego wzdłuż osi kwantyzacji z, η jest parametrem asymetrii, Q kwadrupolowym momentem elektrycznym jądra, e ładunkiem elementarnym a I oraz m są odpowiednio spinową i magnetyczną liczbą kwantową poziomu jądrowego.
73
uzyskane dla warstw Fe/W(110) w niniejszej pracy zostały nałożone na rysunek z pracy
[Przy89] w celu wykonania analizy porównawczej.
W W+ =
WW W+ =
W
WW
WW
WW
Rys. 7.6. Porównanie modeli prezentowanych w pracach [Przy89](oryginalny rysunek na czarno) oraz niniejszej (na kolorowo). Rysunek (a) pola nadsubtelne, (b) udziały procentowe składowych opisanych w tekście. Czarne linie ciągłe odpowiadają
przewidywaniom modelu wzrostu warstwowego [Przy89], linie kolorowe służą jedynie za przewodnik dla oka.
Kolory czerwony, żółty, zielony i szary dotyczą odpowiednio składowych a, b, c i d. Udział
procentowy składowej ML (kolor czerwony) wykazuje bardzo podobną zależność w funkcji
pokrycia jak składowa a w pracy [Przy89]. Jedyna różnica, słabo widoczna rysunku 7.6, to
fakt, że udział tej składowej zeruje się dla wyższych pokryć niż to ma miejsce w cytowanej
pracy. W trakcie dopasowywania zmierzonych widm założenie obecności składowej ML było
konieczne aż do pokrycia D = 2. Stanowi to pierwsze, niewielkie odstępstwo od wzrostu
warstwowego. Istotnie różni się w stosunku do pracy [Przy89] zależność magnetycznego pola
nadsubtelnego omawianej składowej od pokrycia. W całym zakresie pokrycia D wartość pola
nadsubtelnego składowej ML jest bliska zera, czyli w przeciwieństwie do pracy [Przy89] nie
zaobserwowano efektu polaryzacji magnetycznej obszarów monowarstwowych. W przypadku
składowych b i odpowiadającej jej składowej oznaczonej w niniejszej pracy kolorem żółtym
różnice zależności udziałów od pokrycia są również niewielkie ale ich analiza mimo to jest
bardziej skomplikowana. Wynika to z faktu, że w pracy [Przy89] nie było konieczne
rozróżnienie składowych interfejsowych Fe/W dla obszarów dwu- i trójwarstwowych.
Tymczasem bardzo skomplikowany charakter zmierzonych widm czasowych NRS, a przede
74
wszystkim ich duża czułość na orientację pól nadsubtelnych, wymagała takiego rozróżnienia
(podskładowe oznaczone kolorami odpowiednio brązowym i różowym). Ponadto, jak to
zostało omówione wcześniej, model prezentowany w tej pracy zakłada istnienie 2 rodzajów
obszarów dwuwarstwowych Bi1 i Bi2. Dlatego też udział zaznaczony na rysunku 7.6 kolorem
żółtym jest sumą udziałów składowych Bi1_int, Bi2_int oraz Int, natomiast pola nadsubtelne
zaznaczone kolorami brązowym (interfejsy Fe/W w obszarach dwuwarstwowych), różowym
(interfejs Fe/W w obszarach trójwarstwowych lub grubszych) i żółtym (interfejs Fe/W
ogółem) zostały policzone jako średnie ważone pól nadsubtelnych odpowiednich składowych.
Pole nadsubtelne składowej oznaczonej kolorem żółtym różni się znacznie od pola składowej
b w pracy [Przy89] w zakresie pokrycia D < 2.0. Różnica ta może się wiązać z odmiennym
rodzajem preparatyki warstw Fe/W i obserwowanym w niniejszej pracy niewielkim
odstępstwem od warstwowego trybu wzrostu. Podstawowym powodem różnic we
właściwościach magnetycznych próbek badanych w obu pracach może być jednak wpływ
warstwy przykrywającej Ag w pracy [Przy89]. Kolejne różnice zauważyć można porównując
składową c [Przy89] i składową oznaczoną kolorem zielonym. Z zależności ich udziałów
procentowych wynika, że powierzchnia obszarów dwuwarstwowych zaczyna maleć przy
niższych pokryciach Fe niż to ma miejsce w pracy [Przy89] dla wzrostu warstwa po warstwie.
Potwierdza to również wcześniejsze pojawienie się obszarów trójwarstwowych (składowa
oznaczona kolorem szarym porównywana ze składową d). Również dla składowej
zaznaczonej kolorem zielonym jej udział stanowi sumę udziałów składowych Bi1_surf
i Bi2_surf, natomiast jej magnetyczne pole nadsubtelne jest odpowiednią średnią ważoną.
Bardzo różna zależność pola nadsubtelnego składowych c i „zielonej” może być
wytłumaczona dużym wpływem warstwy Ag na właściwości magnetyczne powierzchni
obszarów dwuwarstwowych. Podobnie rzecz ma się przy porównaniu składowych d [Przy89]
i „szarej”, której pole nadsubtelne stanowi średnią ważoną pól nadsubtelnych składowych
Surf i Bulk, podczas gdy w pracy [Przy89] druga, trzecia i kolejne warstwy atomowe Fe
przykrytego Ag mają w przybliżeniu takie same pola nadsubtelne i są tym samym
nierozróżnialne.
Podsumowując powyższą analizę porównawczą można powiedzieć, że wzrost Fe/W
w badanych w pracy próbkach odbiega od idealnego wzrostu warstwowego, co pozostaje
w zgodności z wnioskami wynikającymi z prezentowanych w podrozdziale 7.1 pomiarów
AES. Model stworzony w celu dopasowania zmierzonych widm NRS jest znacznie bardziej
skomplikowany niż prezentowany w pracy [Przy89] dla warstw Fe/W przykrytych Ag. Musi
to wynikać z faktu, że pomiary NRS wykonywane były na próbkach w dziewiczym stanie
75
magnetycznym, bez warstw zabezpieczających i z bardzo zredukowanym wpływem adsorpcji
gazów resztkowych na właściwości magnetyczne układu. Duże różnice w wartościach pól
nadsubtelnych odpowiadających sobie składowych w pracach niniejszej i [Przy89]
prawdopodobnie również wynikają z dużego wpływu warstwy Ag na właściwości
magnetyczne ultra cienkich warstw Fe/W.
Podsumowując rozważania niniejszego rozdziału należy stwierdzić, że stopnie
atomowe interfejsu Fe/W oraz powierzchni Fe(540) wpływają w zauważalny sposób na
właściwości magnetyczne ultra cienkich warstw Fe/W. Wpływ ten objawia się głównie
w odmiennej, niż to ma miejsce dla próbek atomowo płaskich, strukturze magnetycznej
dużych obszarów dwuwarstwowych oraz w zmodyfikowanych wartościach magnetycznych
pól nadsubtelnych. Również średnie pole magnetyczne w funkcji pokrycia nominalnego
wykazuje dla warstw ze stopniami atomowymi inny przebieg niż dla warstw atomowo
płaskich. Ponadto, w przypadku obszarów dwuwarstwowych zajmujących dużą powierzchnię
próbki, stopnie atomowe indukują anizotropię magnetyczną w płaszczyźnie próbki, co
powoduje, że w przeciwieństwie do próbki bez stopni, nie obserwuje się niekolinearnych
struktur magnetycznych.
76
77
Θ [M
L]
Fe/W
(110
) Skła
dow
a:
ML
B
i1_s
urf
Bi1
_int
Bi2
_sur
f B
i2_i
ntSu
rfB
ulk
Int
Para
met
r:
%
B
%
%
%
%
%
%
%
hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]B h
f[T]
φ[º]
B hf[T
] φ[
º]B h
f[T]
φ[º]
1.0
100
1.6
90
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 1.
6 10
1.
7 90
30
.5
.7
6 6
6 .0
6
.5
6 .7
16
20
3013
90
14.6
0
11.0
0
1990
24
90
1590
1.
8 6
1.7
90
27
16.8
45
27
15
.0
90
5 14
.6
0 5
11.2
0
10
23.9
90
10
29
.4
90
10
16.0
90
2.
0 5
1.7
90
18
17.9
90
18
14
.0
90
4 14
.3
0 4
12.2
0
17
25.1
90
17
30
.3
90
17
17.2
90
2.
2 2
1.7
90
10
17.8
90
10
14
.7
90
2 14
.5
0 2
12.7
0
25
26.3
90
25
30
.7
90
24
18.9
90
2.
4 0
- -
6 18
6 15
2 0
2 0
.1
90
.4
90
14
.6
13.0
28
27.3
90
28
31.0
90
28
18.5
90
2.
6 0
- -
2 18
2 15
1 0
1 0
.1
90
.4
90
14
.6
13.0
32
28.8
90
32
31.2
90
30
18.7
90
2.
8 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
33
33
29.3
31.3
90
34
18.8
90
3.
0 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
35
37
30.0
32.0
90
28
19.1
90
4.
0 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
45
29
30.6
32.3
90
26
19.4
90
5.
0 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
65
16
29.9
32.4
90
19
19.7
90
Θ
[ML
] Fe
/W(5
40)
Skła
dow
a:
ML
B
i1_s
urf
Bi1
_int
Bi2
_sur
f B
i2_i
ntSu
rfB
ulk
Int
Para
met
r:
%
B
%
%
%
%
%
%
%
hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]
B hf[T
] φ[
º]B h
f[T]
φ[º]
B hf[T
] φ[
º]B h
f[T]
φ[º]
1.0
100
1.6
90
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 1.
8 6
1.7
90
27
15.3
90
27
14
.6
90
5 17
.2
0 5
10.0
0
10
23.2
90
10
26
.8
90
10
16.9
90
2.
0 5
1.7
90
18
15.3
90
18
14
.5
90
4 17
.2
0 4
11.0
0
17
24.6
90
17
26
.8
90
17
16.9
90
2.
2 2
1.7
90
10
14.9
90
10
14
.4
90
2 17
.2
0 2
11.8
0
25
25.2
90
25
29
.6
90
24
17.8
90
2.
4 0
- -
6 15
6 14
2 0
2 0
.0
90
.4
90
17
.2
12.1
28
25.7
90
28
30.1
90
28
18.1
90
2.
6 0
- -
2 15
2 14
1 0
1 0
.3
90
.7
90
16
.9
12.6
32
26.5
90
32
30.5
90
30
18.1
90
2.
8 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
33
33
27.8
30.6
90
34
18.3
90
3.
0 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
35
37
29.4
30.9
90
28
18.4
90
4.
0 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
45
29
29.7
31.9
90
26
19.2
90
5.
0 0
- -
0 -
- 0
- -
0 -
- 0
- -
90
65
16
29.7
32.1
90
19
19.6
90
Ta
bela
7.1
War
tośc
i wyb
rany
ch p
aram
etró
w d
opas
owań
wid
m c
zaso
wyc
h N
RS: p
roce
ntow
e ud
ział
y po
szcz
egól
nych
skła
dow
ych,
war
tość
m
agne
tycz
nego
pol
a na
dsub
teln
ego
oraz
kąt
jaki
twor
zy o
no z
norm
alną
do
płas
zczy
zny
prób
ki.
Zastosowanie takiego rodzaju podłoża umożliwia wytworzenie zarówno obszarów Fe
o powierzchni atomowo płaskiej jak i charakteryzujących się obecnością gęsto upakowanych
stopni atomowych, przy zachowaniu identycznych warunków preparatyki i historii próbki
w obu przypadkach. W tym celu konieczny jest jednak odpowiedni dobór optymalnego
rodzaju preparatyki Fe, takiej która zapewni uzyskanie gładkiej powierzchni Fe na płaskiej
części podłoża i jednocześnie pozwoli odzwierciedlić wicynalną strukturę (540) w warstwach
Fe na drugiej części podłoża. Poniższy podrozdział 8.1 zawiera porównanie różnych rodzajów
preparatyki i uzasadnienie jej końcowego wyboru.
Ideą prac eksperymentalnych omawianych w tym rozdziale było oszacowanie wpływu
stopni atomowych na anizotropię magnetyczną układu Fe/W poprzez dokonanie
bezpośredniego porównania właściwości magnetycznych warstw Fe na płaskim i wicynalnym
podłożu wolframu. W tym celu jako podłoże użyty został specjalny kryształ wolframu,
którego powierzchnia dzieliła się na 2 obszary: (i) o płaskiej powierzchni W(110) oraz (ii)
o powierzchni wicynalnej W(540), co zostało schematycznie pokazane na rysunku 8.1.
8. Wpływ stopni atomowych na anizotropię magnetyczną w układzie Ag/Fe/W.
78
a.
6.39º
b.
1
W(W(110) 540)
Rys. 8.1. Schematyczny widok a) z góry, b) z boku podłoża W(110/540) użytego do badań opisanych w rozdziałach 8 i 9.
8.1 Optymalizacja preparatyki układu Fe/W(110/540).
Z punktu widzenia uzyskania bardzo gładkiej powierzchni Fe na podłożu W(110)
najlepszym rodzajem preparatyki jest stopniowe podnoszenie temperatury podłoża w trakcie
nanoszenia warstwy od temperatury pokojowej na początku wzrostu do temperatury około
300°C pod jego koniec [Elme90]. Otrzymana w ten sposób warstwa charakteryzuje się
wysokim stopniem uporządkowania powierzchniowego, jak również niewielką ilością
defektów objętościowych, co powoduje, że pętle histerezy magnetycznej mierzone dla tak
przygotowanych warstw są niezwykle proste w interpretacji i pozwalają na bezpośrednie
wyznaczenie stałych anizotropii magnetycznej [Elme90]. Niestety, preparatyka Fe na
powierzchni W(540) prowadzona w oparciu o procedurę stopniowego podnoszenia
temperatury prowadziła do uzyskania słabo uporządkowanych strukturalnie warstw Fe,
których powierzchnia nie odzwierciedlała wicynalnego charakteru podłoża W(540).
Dodatkowo, gdy temperatura podłoża zbliżała się do ok. 300°C rozpoczynał się proces
tworzenia wysp. Rysunek 8.2 przedstawia serię obrazów STM warstwy Fe o grubości 20Å
nanoszonej na powierzchnię W(540) w różnych temperaturach.
Rys. 8.2. Obrazy STM warstwy Fe/W(540) o grubości 20Å preparowanej w temperaturach: pokojowej - a), 150°C - b), 300°C - c) i 430°C - d).
a. RT b. 150°C c. 300°C
d. 430°C
100x100nm2 400x400nm2
Widać wyraźnie, że preparatyka w temperaturze pokojowej owocuje szorstką powierzchnią
Fe, bez żadnych znamion obecności regularnej struktury stopni atomowych. Również zbyt
wysokie temperatury preparatyki nie są odpowiednie dla analizowanych w tym rozdziale
zagadnień, ponieważ już w temperaturze 300°C powstają wyspy Fe wyraźnie widoczne na
rysunku 8.2c. Tendencja do tworzenia się wysp staje sie jeszcze silniejsza dla wzrostu
w temperaturze 430°C, dla którego powstałe wyspy są wyższe i lepiej rozseparowane. Dla
temperatury nanoszenia 150°C obraz STM na rysunku 8.2b odpowiada natomiast znakomicie
wymaganiom stawianym morfologii warstw Fe/W(540). Widoczne są gęsto upakowane
stopnie atomowe o regularnej, periodycznej strukturze. Potwierdzają to również badania
79
strukturalne LEED. Rysunek 8.3 przedstawia obrazy LEED warstw Fe o pokryciach
nominalnych 10 i 35ML, preparowanych w temperaturze 150°C, na płaskiej i wicynalnej
powierzchni W.
131eV
126eV
114eV
121eV
35ML
10ML
Rys. 8.3. Obrazy dyfrakcyjne LEED warstw Fe o pokryciach nominalnych 10 i 35ML,preparowanych w temperaturze 150°C, na płaskiej i wicynalnej powierzchni W. Na obrazach zapisano energie padających elektronów.
Fe/W(110) Fe/W(540)
Dla pokrycia 10ML na obu częściach próbki widoczne są plamki związane z obecnością
dyslokacji misfitowych, jednak w przypadku warstw Fe/W(540), manipulując odpowiednio
energią padających na powierzchnię elektronów, można też dostrzec charakterystyczne dla
stopni atomowych dwukrotne rozszczepienie refleksów odpowiadających powierzchni (110).
Warstwa o grubości 35ML jest już w obu przypadkach całkiem zrelaksowana (brak
dyslokacji), a w przypadku Fe preparowanego na wicynalnej powierzchni wolframu w
obrazie dyfrakcyjnym można jeszcze wyraźniej zobaczyć potwierdzenie obecności
periodycznej struktury stopni atomowych. Dla warstw na płaskiej części podłoża ich obraz
dyfrakcyjny wskazuje, że zastosowana preparatyka jest odpowiednia i owocuje powstaniem
stosunkowo gładkiej powierzchni Fe(110). Bardzo istotny jest fakt, że obecne przy pokryciu
10ML dyslokacje misfitowe zaczynają dla wzrostu w temperaturze 150°C zanikać już przy
pokryciu ok. 15ML i znikają całkowicie dla pokrycia ok. 20ML dla warstw Fe na obu
powierzchniach wolframu: płaskiej (110) i wicynalnej (540). W przybliżeniu jednakowa
80
grubość warstwy Fe, przy której nadstruktura zanika na obu obszarach podłoża oznacza, że
naprężenia elastyczne oraz ich relaksacja są w obu układach bardzo podobne. Wyniki badań
LEED oraz STM są zgodne z opisanymi w rozdziale 7 rezultatami pomiarów
synchrotronowych i wskazują, że mikroskopowa struktura warstw Fe jest słabo zaburzona
obecnością stopni atomowych podłoża. Należy pamiętać, że powierzchnia nominalnie
płaskiego kryształu W(110) charakteryzuje się także obecnością stopni atomowych
(o niewielkiej gęstości) wynikających z niedoskonałości procesu wytwarzania powierzchni
kryształów o zadanej orientacji.
Stosując powyższy sposób preparatyki, dla przeprowadzenia omówionych w następnym
podrozdziale pomiarów magnetooptycznych przygotowano próbkę, której projekt został
przedstawiony na rysunku 8.4.
Rys. 8.4. Projekt badanej próbki Ag/Fe/W. Na obie powierzchnie podłoża wolframowego naparowano dyskretny klin Fe w temperaturze 150°C. Następnie całość została przykryta w temperaturze pokojowej warstwą ochronną Ag.
W(110)
klin Fe (10 - 45ML) preparatyka w 150°
40 Å Ag warstwa ochronna
W(540)
Przy użyciu przesuwnej przesłony znajdującej się w komorze UHV pomiędzy próbką
a źródłem nanoszonego materiału, naparowano na obie części podłoża Fe o grubości
zmieniającej się w sposób dyskretny w przedziale pokryć nominalnych 10 – 45 monowarstw
(w tym rozdziale ze względu na stosunkowo duże grubości badanych warstw określenie
monowarstwa odnosi się do litego Fe i odpowiada grubości Fe dML=2Å). W ten sposób na
każdej z dwóch części kryształu powstało 8 makroskopowych obszarów (pasków) Fe
o pokryciach: 10, 15, 20, 25, 30, 35, 40 i 45ML. Szerokość pojedynczego paska wynosiła w
przybliżeniu 1.2mm. Temperatura preparatyki Fe (150C°) została dobrana na podstawie
omówionych wcześniej preparatyk testowych i stanowi kompromis pomiędzy wymogiem
uzyskania gładkiej powierzchni w przypadku obszaru Fe/W(110) próbki oraz pożądaną
81
obecnością stopni atomowych o dobrze określonej gęstości i periodyczności w przypadku
obszaru Fe/W(540). Cała próbka, po uprzedniej analizie strukturalnej LEED, została
przykryta naniesioną w temperaturze pokojowej warstwą zabezpieczającą Ag o grubości 40Å,
w celu umożliwienia późniejszych pomiarów MOKE ex-situ. Warstwa ochronna Ag
zapewnia, że nawet bardzo długotrwałe pomiary (trwające kilka tygodni lub dłużej) nie są
zagrożone wpływem utleniania i adsorpcji na właściwości magnetyczne badanych warstw Fe.
8.2 Wyniki i dyskusja pomiarów magnetooptycznych MOKE ex-situ.
Analiza właściwości magnetycznych próbki opisanej w poprzednim podrozdziale
oparta została o pomiary pętli histerezy magnetycznej metodą MOKE w konfiguracji
podłużnej. Pętle histerezy magnetycznej mierzono w funkcji kąta α, jaki zewnętrzne pole
magnetyczne tworzyło z wybranym kierunkiem krystalograficznym (w tym przypadku był to
kierunek [001]). Pomiary wykonano co 5° w zakresie od 0 do 180°, dla wszystkich pasków
i na obu obszarach próbki: Fe/W(110) i Fe/W(540). Dla ustalonego kąta α, pomiary
wykonywane były w funkcji grubości Fe, przy czym zmiana położenia plamki lasera na
próbce była ok. 3 razy mniejsza niż szerokość paska (ok. 1mm). Takie zagęszczenie
wykonywanych pomiarów dawało pewność, że późniejsza analiza pętli histerezy w funkcji
położenia na próbce pozwoli na dokładne przypisanie pętli histerezy do odpowiednich
grubości Fe i odrzucenie pomiarów będących wynikiem uśredniania z sąsiednich pasków.
W sumie konieczne było wykonanie 1728 pomiarów pętli histerezy magnetycznej ([2 obszary
kryształu] x [36 kątów pomiaru] x [8 pasków Fe] x [3-krotne zagęszczenie pomiarów
w funkcji położenia plamki na próbce]). Należy dodać, że szerokość plamki lasera
stosowanego w metodzie MOKE była rzędu 0.2mm, a maksymalna wartość zewnętrznego
pola magnetycznego, którego źródłem był elektromagnes przekraczała 0.5T.
Rysunek 8.5 przedstawia wybrane pętle histerezy magnetycznej w funkcji grubości Fe,
zmierzone na obu częściach kryształu, w kierunkach [001] oraz [1-10]. Prostokątne pętle
histerezy magnetycznej uzyskane dla warstwy Fe o grubości 10 ML w pomiarach
z zewnętrznym polem magnetycznym przyłożonym w kierunku [1-10], zarówno dla płaskiej
jak i wicynalnej powierzchni W, wskazują na to że oś łatwa namagnesowania jest równoległa
do kierunku [1-10], a kierunek [001] jest kierunkiem trudnym. Oznacza to, że warstwa
o grubości 10ML niezależnie od struktury podłoża ma grubość mniejszą od grubości
krytycznej SRT. Sytuacja zmienia się dla największej zbadanej grubości (45ML) Fe. W tym
przypadku prostokątne pętle histerezy w kierunku [001] wskazują na reorientację osi łatwej
82
namagnesowania na kierunek [001] i sygnalizują stan po SRT. Niestety, pętle zmierzone
w kierunku [1-10] dla 45 ML Fe na obu podłożach (podobnie jak pętla zmierzona
z polem wzdłuż [001] dla pokrycia 10ML na wicynalnej części podłoża), mimo wyraźnie
trudnego charakteru nie charakteryzują się zerową wartością namagnesowania w stanie
remanencji, co, jak to dalej będzie pokazane, niezwykle utrudnia ich interpretację.
W przypadku warstw Fe naniesionych na obu rodzajach podłoży zmiana kształtu pętli
histerezy mierzonej w polu przyłożonym wzdłuż kierunku [001] następuje w funkcji rosnącej
grubości warstwy stopniowo i polega na wzroście pozostałości magnetycznej oraz spadku
wartości pola nasycającego. Podobnie ciągły charakter ma zmiana kształtu krzywych
namagnesowania dla pola zewnętrznego w kierunku [1-10]: od pętli prostokątnych dla
małych grubości do pętli trudnych, z niezerową wartością remanencji i dużym polem
nasycającym.
Rys. 8.5. Pętle histerezy magnetycznej w funkcji grubości Fe, zmierzone na obu częściach kryształu, w kierunkach [001] oraz [1-10].
83
W przypadku Fe/W(110) pojawienie się w pomiarach w kierunku trudnym pętli z niezerową
remanencją o silnie histerezowym charakterze przypisywane było w literaturze dużej gęstości
defektów związanych ze wzrostem typu Stranskiego-Krastanowa dla podwyższonych
temperatur nanoszenia [Elme90]. Interpretacja charakteru przejścia SRT w oparciu o pomiary
magnetometryczne polega zazwyczaj na dopasowaniu zmierzonych pętli histerezy, a co za
tym idzie wyznaczeniu stałych anizotropii magnetycznej, w funkcji grubości warstwy.
Podejście tego typu pozwala często na separację przyczynków powierzchniowego
i objętościowego do anizotropii magnetycznej, jak również umożliwia precyzyjne określenie
grubości krytycznej. Dodatkowo, w przypadku konieczności uwzględnienia w wyrażeniu na
gęstość energii swobodnej warstwy Fe stałych anizotropii wyższego rzędu, analiza w tzw.
przestrzeni anizotropii pozwala na określenie mechanizmu przejścia [Mile96, Oepe97]. Próby
dopasowania prezentowanych powyżej, jak również mierzonych na etapie preparatyk
testowych, pętli histerezy magnetycznej prowadzone były przy pomocy serii skryptów
napisanych w środowisku Matlab. Symulacja pętli histerezy magnetycznej polega na
znajdowaniu, przy pomocy specjalnych procedur minimalizacyjnych dostępnych w Matlabie,
minimum lokalnego energii układu dla każdej wartości zewnętrznego pola magnetycznego,
z którym układ oddziałuje. W opisanych poniżej symulacjach gęstość energii swobodnej
warstwy Fe o grubości d opisana była wyrażeniem:
F/V = A*sin2φ + B*sin4φ, (8.1)
gdzie A i B są efektywnymi stałymi anizotropii odpowiednio 2 i 4-go rzędu, przy czym:
A = Kvp – Ksp/d, (8.2)
B = Kvpp – Kspp/d, gdzie:
φ – kąt pomiędzy wektorem namagnesowania a kierunkiem [001],
d – grubość warstwy,
Kvp i Kvpp - stałe objętościowej anizotropii magnetycznej 2 i 4-go rzędu,
Ksp i Kspp - stałe powierzchniowej anizotropii magnetycznej 2 i 4-go rzędu.
Rysunek 8.6 przedstawia symulację pętli histerezy magnetycznej dla warstwy Fe
o grubości d=140Å dla kierunku zewnętrznego pola magnetycznego równoległego do
kierunku krystalograficznego Fe[1-10], dla następujących wartości stałych anizotropii:
Kvp=15.6 * 104 J/m3
Ksp=0.61 * 10-3 J/m2
Kvpp=-4.1* 104 J/m3
Kspp=-0.16 * 10-3 J/m2
84
Powyższy zestaw stałych został dobrany w celach wizualizacyjnych i nie ma swojego źródła
ani w danych literaturowych ani w wynikach badań tej pracy. Kształt wysymulowanej pętli
jest zbliżony do kształtu krzywych namagnesowania publikowanych w literaturze [Elme90],
a w szczególności zerowa remanencja oraz dobrze określona wartość pola przeskoku Bs
pozwala na łatwą jej interpretację i wyznaczenie stałych A i B. Wartość A zależy tylko
i wyłącznie od nachylenia krzywej M(B) w otoczeniu punktu B = 0, natomiast wartość stałej
B wyznacza się na podstawie powyższego nachylenia i pola Bs obserwowanego w pętli
przeskoku.
Bs
Nachylenie krzywej M(B) dla niewielkich wartości pola zewnętrznego
Rys. 8.6. Symulacja pętli histerezy magnetycznej dla warstwy Fe/W(110)o grubości d=140Å dla kierunku zewnętrznego pola magnetycznego równoległego do kierunku krystalograficznego [1-10]. Gęstość energii swobodnej warstwy, która poddana zostaje w symulacji oddziaływaniu z polem zewnętrznym B dana jest wzorem 8.1.
By pokazać, że żaden stosowany w literaturze do analizy pętli histerezy magnetycznej
model nie przewiduje krzywych namagnesowania o kształcie takim jak zmierzone,
przeanalizowano opisaną wzorem 8.1 zależność energii swobodnej układu od kąta φ jaki
wektor namagnesowania tworzy z kierunkiem krystalograficznym [001] w płaszczyźnie
(110). Wyniki takiej analizy najlepiej jest przedstawić w dwuwymiarowej przestrzeni stałych
anizotropii A i B, jak to zostało zrobione na rysunku 8.7. Jak widać, przestrzeń taką można
podzielić zasadniczo na 5 obszarów wartości stałych A i B, które to obszary różnią się
położeniem lokalnych i globalnych minimów energii swobodnej układu (kątem dla którego
obserwuje się minimum energii). Te charakterystyczne obszary, oddzielone od siebie osiami
układu kartezjańskiego oraz prostą B=-A/2 i półprostą B=-A, zostały zaznaczone na rysunku
8.7 różnymi kolorami, a dla każdego z nich (jak również dla jednej z granic dwóch takich
obszarów) zamieszczono również reprezentatywne wykresy zależności energii swobodnej
85
86
Rys.
8.7.
Dw
uwym
iaro
wa
prze
strz
eń st
ałyc
h an
izot
ropi
i mag
nety
czne
j AB.
Obs
zary
o różn
ych
kolo
rach
odp
owia
dają
różn
ym za
leżn
ości
om gęs
tośc
i ene
rgii
swob
odne
j od
kzo
stał
o do
kład
nie
opis
ane
w te
kści
e. D
la k
ażde
go z
wyr
óżni
onyc
h ob
szar
ów o
raz
dla
wyb
rany
ch o
bsza
rów
gra
nicz
nych
(półp
rost
ych
oddz
iela
jący
ch o
bsza
ry)
odpo
wia
dają
ce im
sym
ulac
je pęt
li hi
ster
ezy
mag
nety
czne
j. D
wie
pom
arań
czow
e st
rzał
ki sy
mbo
lizują
moż
liwe
traj
ekto
rie
reor
ient
acji
spin
owej
[1-1
0]→
[001
].
ąta φ,
ich
znac
zeni
e p
rzes
trze
ni A
B za
mie
szcz
ono
W ćwiartce trzeciej, i w ograniczonej prostą B=-A/2 części drugiej ćwiartki układu
kartezjańskiego AB, znajduje się obszar zaznaczony kolorem fioletowym, który można
w przypadku układu Fe/W nazwać obszarem stanów „przed SRT”. Dla wartości stałych A i B
z tego obszaru energia swobodna układu ma jedno minimum, które przypada dla kąta φ
równego 90º, co oznacza, że kierunek łatwy namagnesowania jest równoległy do kierunku
[1-10]. Na wstawce do wykresu energii w funkcji kąta zostało to schematycznie zaznaczone
czerwoną strzałką symbolizującą wektor namagnesowania przy braku oddziaływania
z zewnętrznym polem magnetycznym. To, że kierunek [1-10] jest kierunkiem łatwym
potwierdzają symulacje pętli histerezy magnetycznej, które wykazują prostokątny kształt
i typowo łatwy charakter (wszystkie symulacje na rysunku wykonane zostały dla pola
magnetycznego zgodnego z [1-10]) w całej omawianej części przestrzeni AB. Zaznaczony
kolorem szarym obszar leżący w ćwiartce pierwszej i ograniczonej prostą B=-A/2 części
czwartej ćwiartki układu można z kolei nazwać obszarem stanów „po SRT”. Określenie to
wynika z faktu, że energia swobodna układu w tej części przestrzeni AB ma swoje minimum
dla kąta φ = 0º, a więc kierunkiem łatwym namagnesowania jest tym razem kierunek [001],
tak jak to ma miejsce w litym Fe. Ponownie potwierdzeniem są symulacje pętli histerezy
magnetycznej, które wykazują typowo trudny charakter i zerową wartość namagnesowania
w stanie remanencji. Patrząc na przestrzeń AB widać, że SRT, którego analiza ma posłużyć do
oszacowania magnetycznej anizotropii indukowanej przez stopnie atomowe, może być
zrealizowane na 2 sposoby, zaznaczone na rysunku 8.7 pomarańczowymi strzałkami. Należy
nadmienić, że ten sposób zaznaczenia możliwych trajektorii przejścia SRT w przestrzeni AB
układu od kąta φ, jaki wektor namagnesowania tworzy z kierunkiem [001]. Ponadto na
rysunku znajdują się też symulacje przykładowych pętli histerezy magnetycznej, wykonane
dla układu o energii swobodnej opisanej równaniem 8.1 i oddziałującego z zewnętrznym
polem magnetycznym równoległym do kierunku [1-10], którego wartość maksymalna
wynosiła w każdej symulacji 120 mT. Położenie symulowanych pętli w przestrzeni AB
odpowiada w przybliżeniu wartościom stałych A i B użytych w konkretnych symulacjach.
Skala na osiach A i B nie jest jednakowa, a symulacje analogiczne do prezentowanych na
rysunku wykonane zostały w bardzo szerokim zakresie wartości w porównaniu z danymi
spotykanymi w literaturze. Na rodzaj zależności energii swobodnej układu od kąta φ oraz na
kształt i charakter pętli histerezy magnetycznej wpływ ma jedynie stosunek wartości stałych
A i B. W przypadku symulacji pętli histerezy magnetycznej wartości bezwzględne stałych A
i B wpływają jedynie na wartość zewnętrznego pola magnetycznego, jakie potrzebne jest by
nasycić magnetycznie układ.
87
(przy użyciu linii prostej - strzałki) ma tutaj znaczenie schematyczne i nie oznacza, że
trajektorie takie muszą być w ogólnym przypadku liniowe. Może się tak faktycznie zdarzyć
np. gdy możliwe jest rozseparowanie przyczynków do anizotropii magnetycznej pochodzenia
objętościowego i powierzchniowego, a stałe A i B spełniają równania 8.2 (tzn. istnieje taki
zestaw stałych Kvp, Kvpp, Ksp i Kspp dla którego spełnione są równania 8.2) Strzałką
przerywaną zaznaczono na rys 8.7 przejście, w którym układ wraz z rosnącą grubością
warstwy Fe (lub inną zmianą indukującą przejście, np. adsorpcją lub odpowiednią zmianą
temperatury) przechodzi przez zajmujący część drugiej ćwiartki układu obszar przestrzeni AB
zaznaczony na rysunku 8.7 kolorem niebieskim. W obszarze tym minimum energii
swobodnej przypada dla kąta pośredniego pomiędzy kierunkami [1-10] i [001]. Kąt ten zależy
od stosunku wartości stałych A i B; przykładowo, gdy A = B to kierunek łatwy
namagnesowania jest dokładnie w środku (45º) pomiędzy kierunkami [1-10] i [001]. Pętle
histerezy magnetycznej w całym tym obszarze cechuje niezerowa wartość namagnesowania w
stanie remanencji. Odpowiednia zmiana stałych A i B układu może spowodować przesuwanie
się minimum jego energii swobodnej do kąta równego 0º, czyli przejście układu do obszaru
stanów „po SRT”. SRT w takim scenariuszu odbywa się zatem poprzez stopniowy obrót
wektora namagnesowania od kierunku [1-10] do kierunku [001], co w literaturze często
określa się jako model koherentnej rotacji. Drugi sposób, w jaki może zostać zrealizowane
przejście został zaznaczony na rysunku 8.7 strzałką kropkowaną i wiąże się on z przejściem
układu przez dwa obszary (zaznaczone kolorami zielonym i białym) przestrzeni AB,
w których energia swobodna ma dwa minima lokalne: jedno dla wektora namagnesowania
zgodnego z kierunkiem [1-10] a drugie dla zgodnego z kierunkiem [001]. Jedno z tych
minimów (w zależności od tego, w którym z dwóch obszarów znajduje się układ) jest
jednocześnie globalnym minimum energii. Wyjątkiem jest granica obu obszarów, półprosta
B = -A, na której oba minima mają taką samą głębokość i w związku z tym można
powiedzieć, że kierunki [1-10] oraz [001] są z punktu widzenia właściwości magnetycznych
równoważne. Znajduje to odzwierciedlenie w symulacjach pętli histerezy magnetycznej, które
dla pola zewnętrznego wzdłuż [001] jak i wzdłuż [1-10] mają prostokątny kształt i identyczne
pole koercji (są identyczne). W przypadku obu obszarów stykających się z półprostą B = -A
występowanie dwóch różnych minimów energii swobodnej również znajduje swoje odbicie
w symulacjach pętli histerezy magnetycznej. Pętle symulowane dla obu kierunków pola
magnetycznego też są prostokątne, jednak tym razem różnią się one polem koercji. Oznacza
to, że w obszarze zaznaczonym na zielono (który jest „bliżej” obszaru stanów „przed
przejściem”) łatwiej jest przemagnesować układ w kierunku [1-10] i analogicznie w obszarze
88
o kolorze białym („bliższym” obszarowi stanów „po przejściu”) pole koercji jest mniejsze dla
kierunku [001]. Należy jeszcze wspomnieć, że oprócz dwóch wymienionych rodzajów
przejścia w przestrzeni AB możliwy jest jeszcze jeden, najprostszy i najrzadziej spotykany
jego scenariusz, a mianowicie, gdy przejście odbywa się przez punkt będący początkiem
układu współrzędnych AB. W takim przypadku mamy do czynienia z magnetycznym
przejściem fazowym pierwszego rodzaju.
Porównując opisane i zilustrowane symulacjami scenariusze SRT z przejściem
obserwowanym doświadczalnie i przedstawionym poprzez zmierzone pętle histerezy
magnetycznej (w obu badanych układach), należy stwierdzić, że niestety zmierzone pętle
(rys. 8.5), niezależnie od grubości Fe, wyraźnie odbiegają kształtem od pętli uzyskanych
w symulacjach. Uniemożliwia to opisaną wyżej analizę i wyznaczenie stałych A i B w funkcji
grubości Fe. Co prawda obszar przestrzeni AB zaznaczony na rysunku 8.7 kolorem
niebieskim wykazuje niezerową wartość namagnesowania w stanie remanencji (obserwowaną
również w zmierzonych pętlach histerezy), jednak pętle będące wynikiem pomiarów
i symulacji mają drastycznie odmienny charakter. Jest bardzo istotne, że symulacje pętli
histerezy magnetycznej wykonano w bardzo szerokim zakresie wartości stałych A i B,
z bardzo małym krokiem ich wartości. W tym celu powstały specjalne serie skryptów Matlaba
służące do automatycznej symulacji pętli histerezy dla różnych modeli (np. poprzez
sprawdzanie całych przedziałów wartości stałych anizotropii magnetycznej) i ich
porównywania z pętlami zmierzonymi, jak również skrypty wyposażone w proste procedury
dopasowywania krzywych teoretycznych do obserwowanych doświadczalnie. Odrębna seria
skryptów służy do symulacji pętli histerezy i zapisywania jej wyników dla zadanego przez
użytkownika modelu w funkcji kąta, pod którym przyłożone jest zewnętrzne pole
magnetyczne. Ta seria skryptów wykorzystana była przy próbach symulacji kątowych
zależności namagnesowania w stanie remanencji prezentowanych w dalszej części
podrozdziału, jak również w celu wykluczenia błędu orientacji próbki (np. obrotu o kilka
stopni względem nominalnego kierunku pomiaru) jako źródła obserwowanej w zmierzonych
pętlach niezerowej remanencji. Prócz prostych skryptów dla jednej, jednorodnej
magnetycznie warstwy (wykorzystanych w tej pracy) powstały też skrypty do symulacji pętli
dla praktycznie dowolnej liczby warstw magnetycznych, z uwzględnieniem ich
indywidualnych właściwości anizotropowych oraz wzajemnych sprzężeń.
Za pomocą tych narzędzi sprawdzono też odrzucany w literaturze model, w którym dopuszcza
się istnienie magnetycznych niejednorodności w kierunku prostopadłym do warstwy (swoisty
wachlarz magnetyczny), który owocuje pętlami histerezy magnetycznej bardzo podobnymi do
89
zmierzonych. Wymaga on jednak założenia niezwykle małej stałej bezpośredniego
oddziaływania wymiennego w warstwie Fe, a jego dyskusja wykracza poza ramy niniejszej
pracy. Osobna publikacja poświęcona temu problemowi jest w przygotowaniu [Slez09].
Przedstawione powyżej intensywne próby wytłumaczenia zmierzonych pętli histerezy
magnetycznej przy pomocy symulacji prowadzą zatem do wniosku, że spotykane
w literaturze modele nie są w stanie opisać prezentowanych pomiarów. Dlatego też dokonano
analizy ilościowej wszystkich zmierzonych pętli histerezy magnetycznej i wyznaczono
zależności wartości namagnesowania w stanie remanencji oraz pola magnetycznego
potrzebnego do nasycenia magnetycznego warstwy Fe od kąta α pod którym przykładane było
zewnętrzne pole magnetyczne. Zależności pola nasycającego częściowo potwierdzają
symetrie obserwowane w zależnościach namagnesowania, lecz nie będą one prezentowane
i omawiane w pracy, ponieważ np. w przypadku pętli histerezy o prostokątnym kształcie
wartość ich pola koercji zależy w głównej mierze nie od anizotropii magnetycznej układu,
lecz od stopnia niejednorodności, struktury domenowej indukowanej procesem
przemagnesowania czy wreszcie od grubości warstwy.
Rysunek 8.8 przedstawia biegunowe zależności namagnesowania w stanie remanencji
od kąta α, mierzonego względem kierunku [001] dla obu części próbki i dla wszystkich
badanych grubości. Na potrzeby prezentacji punkty wykresów z zakresu kątów (180 – 360°)
zostały uzyskane poprzez odbicie pomiarów w zakresie (0 - 180°) względem osi [001]. Dla
stosunkowo niewielkich pokryć nominalnych (10, 15 czy 20ML) zależności kątowe, mimo
pewnych różnic ilościowych, wykazują podobny kształt na obu częściach badanej próbki.
Kształt ten, charakterystyczny dla stanu przed przejściem SRT, zdominowany jest przez
anizotropię magnetyczną interfejsów Ag/Fe i Fe/W. Podobnie rzecz ma się dla dwóch
największych pokryć nominalnych (40 i 45ML); jedynie oś łatwa namagnesowania jest teraz
równoległa do kierunku [001], a przyczynek do energii swobodnej układu pochodzący od
anizotropii magnetycznej powierzchni jest już procentowo niewielki. Uwagę zwraca jedynie
to, że, np. dla pokrycia 45ML, wartość pozostałości magnetycznej dla płaskiej części próbki
jest niewielka, ale ciągle niezerowa i, co jeszcze bardziej zaskakujące, w przypadku części
Fe/W(540) wartość ta jest dużo większa (wartość znormalizowanego namagnesowania
w stanie remanencji mR = 0.4). Fakt ten, jak również stosunkowo duże pola koercji
w mierzonych pętlach histerezy magnetycznej, może być związany z podniesioną
koncentracją niejednorodności w objętości próbki przygotowanej zgodnie z wybranym
sposobem preparatyki.
90
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0
30
6090
120
150
180
210
240270
300
330
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0
30
6090
120
150
180
210
240270
300
330
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.00.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
0.00.20.40.60.81.00.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.00.20.40.60.80.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.00.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
0.00.20.40.60.81.00.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
10ML
15ML
20ML
30ML
35ML
40ML
45ML
25ML
Ag/Fe/W(540)Ag/Fe/W(110)[1-10]
[001]
Rys. 8.8. Zależności namagnesowania w stanie remanencji od kąta α pomiaru, mierzonego względem kierunku [001], dla obu części próbki i dla wszystkich badanych grubości Fe. Okrąg odpowiada wartości namagnesowania nasycenia.
91
Dla pokrycia 30ML zmierzone na obu częściach kryształu zależności kątowe wskazują na
rosnący przyczynek anizotropii magnetokrystalicznej, co w przypadku warstw Ag/Fe/W(540)
objawia się obserwowaną 4-krotną symetrią zależności kątowych. Na atomowo płaskiej
części próbki zależność kątowa namagnesowania w stanie remanencji ma dla takiego
pokrycia zdecydowanie odmienny charakter, co stanowi pierwszą obserwowaną różnicę we
właściwościach magnetycznych badanych układów. Jeszcze większą różnicę widać dla
pokrycia 35ML, dla którego obserwowana na płaskim obszarze próbki zależność kątowa
przybiera już swój ostateczny kształt (przynajmniej w badanym zakresie grubości), który
zinterpretowano jako stan po SRT, podczas gdy na części Fe/W(540) analogiczna zależność
jest ciągle jeszcze bardziej skomplikowana i charakteryzuje się wartościami
znormalizowanego namagnesowania mR=1.0 w obu głównych kierunkach
krystalograficznych [1-10] i [001]. Dopiero wzrost pokrycia do 40ML powoduje, że mimo
wspominanej stosunkowo dużej wartości remanencji dla kierunku [1-10], kształt wyznaczonej
zależności kątowej można zinterpretować jako stan po SRT. Zarówno z rysunku 8.5
przedstawiającego pętle histerezy magnetycznej, jak i z rysunku 8.8 można odczytać wartości
namagnesowania w stanie remanencji dla dowolnych kierunków pomiaru w funkcji grubości.
Celowym wydaje się jednak ich prezentacja dla dwóch najistotniejszych kierunków,
a mianowicie [1-10] i [001]. Rysunek 8.9 przedstawia wartości znormalizowanego
namagnesowania w stanie remanencji mR w funkcji pokrycia nominalnego dla obu
wspomnianych kierunków, wyznaczone na obu badanych obszarach próbki: Ag/Fe/W(110)
i Ag/Fe/W(540). Jeśli stan „po SRT” zdefiniujemy jako najmniejsze pokrycie nominalne, dla
którego wartość mR=1 w kierunku [001] i jest jednocześnie zdecydowanie mniejsza od jeden
dla kierunku [1-10], to tak zdefiniowane grubości krytyczne SRT wynoszą dla obszarów
Ag/Fe/W(110) i Ag/Fe/W(540) odpowiednio: dc110 = 70Å (35ML) i dc540 = 80Å (40ML). Ich
różnica wynosi zatem ∆dc = 10Å (5ML). Definiując analogicznie stan „przed SRT” można by
dojść do wniosku, że różnica analogicznych grubości krytycznych (które wynosiłyby wtedy:
dc110 = 50Å (25ML) i dc540 = 50Å (25ML)) wynosi zero, a tym samym wpływ stopni
atomowych jest niewidoczny. Nie jest to jednak prawdą, ponieważ najwyraźniej stopnie
atomowe wpływają na szerokość przejścia (co widać zwłaszcza na rysunku 8.8), które choć
zaczyna się na obu częściach próbki przy takim samym pokryciu Fe, to jednak w przypadku
warstw Fe/W(540) rozciąga się przynajmniej o 5 warstw atomowych dalej niż to ma miejsce
na płaskiej części próbki. Użycie słowa przynajmniej jest uzasadnione znacznie podniesioną
wartością namagnesowania w stanie remanencji mR dla kierunku [1-10] nawet
w najgrubszych badanych warstwach Fe/W(540).
92
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
Ag/Fe/W(110)[001][1-10]
Ag/Fe/W(540)
Pokrycie nominalne Fe [ML]
0 10 20 30 40 50
Znor
mal
izow
ane
nam
agne
sow
anie
w s
tani
e re
man
encj
i
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2[001][1-10]
<--35ML
<--40ML
Rys. 8.9. Zależności mR(θ) zredukowanego namagnesowania w stanie remanencji dla kierunków: [001] (linie przerywane) oraz [1-10] (linie ciągłe) wyznaczone dla obu części próbki: Ag/Fe/W(110) (kolor czerwony) oraz Ag/Fe/W(540) (kolor niebieski). Linie łączące punkty służą jedynie za przewodnik dla oka.
8.3 Oszacowanie anizotropii magnetycznej pochodzącej od stopni atomowych.
W podrozdziale 8.2 pokazano, że zastosowana preparatyka warstw Fe powoduje, że
zmierzone pętle histerezy magnetycznej nie dają możliwości bezpośredniego wyznaczenia
stałych magnetycznej anizotropii objętościowej i powierzchniowej. Pokazano też jednak, że
z analizy obrazów dyfrakcyjnych LEED wynika, że dyslokacje i związane z nimi naprężenia
epitaksjalne wynikające z niedopasowania sieciowego podłoża i adsorbatu Fe ulegają
relaksacji przy tych samych pokryciach nominalnych na obu rodzajach powierzchni
wolframu. Oznacza to, że przyczynek naprężeń do członu objętościowego anizotropii
magnetycznej powinien być w obu badanych układach taki sam. Ponadto, biorąc pod uwagę,
że warunki preparatyki Fe na obu częściach podłoża były identyczne, można się spodziewać,
że wszelkie inne źródła (np. niejednorodności w objętości próbki) anizotropii objętościowej
są w obu przypadkach podobne. Z tych dwóch założeń wynika, że uzasadnione jest przyjąć
stałe magnetycznej anizotropii objętościowej Kvp takie same dla warstw Ag/Fe/W(110)
93
i Ag/Fe/W(540). Takie samo założenie zostało poczynione w omówionej w rozdziale 2 pracy
Albrechta et al. [Albr92B], w której autorzy uzasadniają, że zarówno płaskie warstwy Fe jak
i wytworzone struktury Fe ze stopniami cechuje taka sama magnetyczna anizotropia
objętościowa. Przy takim założeniu i biorąc wartość stałej Kvp = 7.3 * 104 J/m3 z pracy
[Elme90] można wyznaczyć stałe magnetycznej anizotropii w płaszczyźnie Ksp dla obu części
próbki. Prawdą jest bowiem, że dla krytycznej grubości SRT oraz kąta ϕ = 90o przyczynek
anizotropii magnetycznej do energii swobodnej układu wynosi zero, wskutek zrównania się
jego członów objętościowego i powierzchniowego:
(F/V)110 = (Kvp/4)(sin22ϕ + sin4 ϕ) – (Ksp/d)sin2 ϕ = 0 (8.3)
dla d = dc i ϕ = 90 o
Na podstawie równania 8.3 i przy użyciu stałej Kvp = 7.3 * 104 J/m3 można wyznaczyć stałe
magnetycznej anizotropii powierzchniowej w płaszczyźnie dla warstw Ag/Fe/W(110)
i Ag/Fe/W(540):
Ksp110 = 0.127 * 10-3 J/m2 (8.4)
Ksp540= 0.145 * 10-3 J/m2 (8.5)
i ich różnicę (czyli przyczynek związany wyłącznie z obecnością stopni atomowych) :
ΔKsp=0.018 * 10-3 J/m2 (8.6)
Biorąc pod uwagę gęstość stopni atomowych badanych w niniejszej pracy, powyższa różnica
stałych anizotropii może zostać przeliczona na przyczynek anizotropii magnetycznej stopni
do energii swobodnej układu na jednostkę długości lub na atom:
Kst = 0.33 * 10-13 J/m (8.7)
est = 0.057 meV/atom (8.8)
Wyznaczone wartości stałych magnetycznej anizotropii powierzchniowej w płaszczyźnie
Ksp110 i Ksp540 mogą być jednak obciążone dużym błędem, ponieważ zostały one wyliczone na
podstawie stałej anizotropii objętościowej wziętej z literatury, wyznaczonej na dodatek dla
innego rodzaju preparatyki. Natomiast ich różnica, a tym samym wartości Kst i est, powinna
być dobrym przybliżeniem stanu rzeczywistego. Należy zwrócić uwagę, że badana
anizotropia magnetyczna stopni atomowych preferuje, podobnie jak atomowo płaska
powierzchnia, orientację wektora namagnesowania zgodną z kierunkiem [1-10], a więc
prostopadłą do kierunku stopni atomowych. Wyznaczone wartości Kst i est są 3-krotnie
mniejsze od analogicznych wartości uzyskanych w pracy [Albr92B]. Ponadto indukowana
obecnością stopni atomowych anizotropia magnetyczna w płaszczyźnie preferuje
w cytowanej pracy [Albr92B] kierunek równoległy do stopni, co stanowi jeszcze większą
94
różnicę w porównaniu z wynikami uzyskanymi w tym rozdziale. Możliwym wytłumaczeniem
powyższych rozbieżności jest fakt, że w niniejszej pracy stopnie atomowe są obecne nie tylko
na powierzchni granicznej Ag/Fe ale również na granicy Fe/W. Z kolei w pracy [Albr92B]
stopnie atomowe uzyskano poprzez zastosowanie specjalnego rodzaju preparatyki warstw Fe
na płaskim monokrysztale W(110). Skutkiem tego stopnie atomowe są w tym przypadku
obecne jedynie na powierzchni granicznej żelaza. Jeśli założyć, że magnetyczna anizotropia
powierzchniowa stopni atomowych interfejsu Ag/Fe preferuje kierunek łatwy równoległy do
stopni (jak to ma miejsce w pracy [Albr92B] dla niepokrytej powierzchni Fe(110)), to nasuwa
się wniosek, że stopnie atomowe powierzchni granicznej Fe/W sprzyjają namagnesowaniu
układu prostopadłemu do nich.
95
9. Wpływ stopni atomowych na właściwości magnetyczne układu Au/Co/Au/W.
Celem badań przedstawionych w niniejszym rozdziale było zbadanie wpływu stopni
atomowych na właściwości magnetyczne warstw kobaltu w układzie Au/Co/Au/W. W tym
celu jako podłoże dla próbek testowych jak również dla próbki na której wykonano opisane
niżej pomiary ponownie użyto kryształu zawierającego dwa rodzaje powierzchni: W(110)
i W(540). Rysunek 9.1 przedstawia schemat próbki na której wykonywane były wszystkie
pomiary prezentowane w tym rozdziale.
W(110) / (540)
1-8 nm Co
Au
Auwicynalna część
próbkiatomowo płaska
część próbki
W(110) / (540)W(110) / (540)
1-8 nm Co
1-8 nm Co
AuAu
Auwicynalna część
próbkiatomowo płaska
część próbki Auwicynalna część
próbkiatomowo płaska
część próbki
Rys. 9.1. Schemat próbki badanej w niniejszym rozdziale. Na obie części podłoża W(110/540) naparowano warstwę buforową Au o grubości 50Å. Następnie na całą próbkę naniesiono dyskretny klin Co o grubościach z przedziału 1 - 8nm. Całość przykryto zabezpieczającą warstwa Au. Gęsto wyrysowane, czarne kreski na części warstwy buforowej Au symbolizują jej wicynalną strukturę.
Po procesie czyszczenia i weryfikacji struktury krystalicznej obu części podłoża naparowano
na nie w temperaturze pokojowej buforową warstwę złota o grubości 50Å. Następnie przy
użyciu przesuwnej przesłony wytworzono (wzrost również w temperaturze pokojowej) na
całej próbce dyskretny klin Co, tak, że zarówno na atomowo płaskiej jak i wicynalnej części
próbki powstały paski Co o grubościach 10, 20, 25, 35, 45, 55, 65 i 80Å. Całość została
przykryta w temperaturze pokojowej warstwą zabezpieczającą Au o grubości 20Å,
umożliwiającą późniejsze wykonanie pomiarów MOKE ex-situ. Użycie warstwy
zabezpieczającej i wykonanie pomiarów właściwości magnetooptycznych ex-situ było
konieczne, ponieważ wstępne pomiary na układach: nieprzykrytym Co/Au/W oraz
przykrytym złotem Au/Co/Au/W wykazały, że dostępne w zestawie MOKE in-situ
96
maksymalne zewnętrzne pole magnetyczne (niewiele większe od 100mT) jest zdecydowanie
zbyt małe by nasycić magnetycznie lub choćby przekroczyć wartość pola koercji warstw Co
w całym ich badanym zakresie grubości.
Na każdym etapie preparatyki opisanej wyżej próbki dokonywano analizy
strukturalnej LEED. Rysunek 9.2 przedstawia obrazy LEED (dla energii padających
elektronów 92eV) warstwy buforowej Au na obu częściach podłoża.
(a) (b)
Rys. 9.2. Obrazy dyfrakcyjne LEED warstwy buforowej Au na obu częściach podłoża: a) Au(111)/W(110) oraz b) Au(544)/W(540). Energia padających elektronów wynosiła 92eV. Dodatkowo pokazany został (c) obraz STM warstwy buforowej Au na powierzchni W(540), który stanowi potwierdzenie jej wicynalnej struktury.
Z analizy obrazu LEED na rysunku 9.2a można wywnioskować, że na powierzchni W(110)
w temperaturze pokojowej rośnie Au(111) wykazujące niewielką dystorsję, którego kierunek
krystalograficzny Au[-211] jest prawie równoległy do kierunku W[1-10].
Z charakterystycznych rozszczepień plamek dyfrakcyjnych na obrazie LEED przedstawionym
na rysunku 9.2b wynika jasno, że warstwa buforowa złota na podłożu W(540) przejmuje jego
wicynalny charakter. Z analizy wielkości rozszczepienia refleksów wynika, że powstała
powierzchnia złota może być w tym przypadku opisana wskaźnikami Millera Au(544).
Powierzchnia taka, odchylona od kierunku [111] o 6.21º w stronę kierunku [2-1-1], składa się
z tarasów Au(111) zawierających 9 rzędów atomowych każdy, rozdzielonych
monoatomowymi stopniami zorientowanymi wzdłuż kierunków [0-11]. Wicynalną strukturę
warstwy buforowej Au potwierdza również pokazany na rysunku 9.2c obraz STM (pomiary
kontrolne wykonano w IKiFP), na którym widoczne są gęsto upakowane, wykazujące
periodyczną strukturę stopnie atomowe zorientowane zgodnie z kierunkiem W[001].
Warstwy kobaltu wykazują w całym badanym zakresie grubości i na obu podłożach
symetrię (1 x 1) względem powierzchni Au(111), co zostało udokumentowane na rysunku
9.3.
97
(a) (b)
Rys. 9.3. Obrazy dyfrakcyjne LEED warstwy Co na obu częściach próbki: a) Au(111)/W(110) oraz b) A(544)/W(540).
Z obrazu dyfrakcyjnego warstwy kobaltu na wicynalnej powierzchni Au(544)/W(540) wynika
więc, że powierzchnia tej warstwy nie odzwierciedla wicynalnej struktury warstw spodnich
Au(544)/W(540), przy czym wniosek ten tyczy się również struktury wierzchniej,
zabezpieczającej warstwy Au(111). Zarówno poszerzone plamki w obrazach dyfrakcyjnych
warstw Co, jak również kontrolne obrazy STM świadczą o tym, że przy zastosowanym
procesie preparatyki omawianej próbki kobalt charakteryzuje ziarnista morfologia, ze średnim
rozmiarem ziaren wynoszącym kilka nanometrów.
Właściwości magnetyczne warstw Au/Co/Au/W w całym analizowanym przedziale
grubości warstw Co, na obu częściach (wicynalnej i płaskiej) próbki badano przy pomocy
metody MOKE ex-situ w geometriach polarnej i podłużnej. Rysunek 9.4 prezentuje pętle
histerezy magnetycznej zmierzone w geometrii polarnej PMOKE dla wszystkich grubości Co.
Kolorem czerwonym wyrysowane zostały pętle zmierzone na płaskiej części kryształu,
natomiast do prezentacji pomiarów na wicynalnej części próbki użyto koloru niebieskiego.
Zgodnie z przewidywaniami najcieńsze z badanych warstwy Co zarówno na płaskiej jak i na
wicynalnej powierzchni Au są namagnesowane w kierunku prostopadłym do płaszczyzny
próbki o czym świadczy prostokątny kształt zmierzonych pętli histerezy magnetycznej dla
grubości Co wynoszącej 10Å. Stan taki utrzymuje się jeszcze na płaskiej powierzchni Au dla
warstwy Co o grubości 20Å, podczas gdy na powierzchni wicynalnej zmierzona pętla
histerezy magnetycznej charakteryzuje się już nieznacznie obniżoną wartością pozostałości
magnetycznej. Jednakże, podczas gdy dla próbki na podłożu płaskim obserwuje się ostre
przejście SRT z kierunku prostopadłego do płaszczyzny, charakteryzujące się trudną,
zero-remanencyjną pętlą PMOKE dla d=25Å (i oczywiście dla wszystkich większych
grubości), to dla kobaltu na powierzchni ze stopniami prostopadła składowa namagnesowania
(malejąca z grubością) utrzymuje się w stanie remanencji co najmniej do 80Å. Dla rosnącej
98
grubości warstw Co na powierzchni Au(544) zmierzone pętle histerezy cechuje ponadto
rosnące, w zasadzie liniowe z grubością pole koercji (rys. 9.5).
-150 -100 -50 0 50 100 150
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
B[mT]
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
B [mT]
-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800
10Å
20Å
25Å
35Å
45Å
55Å
65Å
80Å
Rys. 9.4. Pętle histerezy magnetycznej zmierzone w geometrii polarnej PMOKE dla wszystkich badanych grubości Co, na obu częściach próbki: płaskiej (na czerwono) i wicynalnej (na niebiesko).
99
Taki charakter zmian pętli histerezy warstw Co/Au(544) w funkcji grubości kobaltu świadczy
o tym, że obserwowane jest ciągłe przejście SRT od kierunku prostopadłego do płaszczyzny
próbki, przez fazę w której kierunek łatwy namagnesowania stopniowo odchyla się coraz
bardziej od normalnej do płaszczyzny próbki, do stanu w którym wektor namagnesowania
leży w płaszczyźnie próbki. Stan namagnesowania w płaszczyźnie powinien być osiągnięty
dla grubości Co większej niż maksymalna badana w tej pracy. Zupełnie odmienny charakter
przejścia obserwowany jest dla warstw Co na powierzchni Au(111). Pętle histerezy zmieniają
gwałtownie swój kształt i charakter: od pętli prostokątnej charakterystycznej dla pomiaru
wzdłuż kierunku łatwego namagnesowania dla grubości 10 i 20Å do pętli o zerowej wartości
namagnesowania w stanie remanencji, o typowo trudnym charakterze dla grubości Co 35Å.
d [A]0 20 40 60 80
0
20
40
60
80
100
120
Hc
[mT]
100
Rys. 9.5. Zależność pola koercji wyznaczonego z pętli histerezy magnetycznej warstw Au/Co/Au(544)/W(540) od grubości warstwy Co.
d [Å]
Różny charakter obserwowanego przejścia SRT na obu badanych powierzchniach Au, jak
również efekt stabilizacji składowej prostopadłej namagnesowania na powierzchni wicynalnej
Au(544) widoczne są wyraźnie na rysunku 9.6, na którym przedstawiono wartość
znormalizowanego namagnesowania (namagnesowanie normalizowano do jego wartości
w maksymalnym polu magnetycznym) w stanie remanencji w funkcji grubości dla warstw Co
na obu częściach próbki. Liniami ciągłymi (służącymi jedynie za przewodnik dla oka)
połączono punkty oznaczające wartość namagnesowania w stanie remanencji dla pomiarów
w geometrii polarnej. Linie przerywane łączą z kolei punkty namagnesowania wyznaczonego
z wykonanych dodatkowo pomiarów w geometrii podłużnej, z zewnętrznym polem
magnetycznym przykładanym wzdłuż kierunku W[1-10] (czyli Au[-211]). Widać wyraźnie,
że charakter przejścia SRT w warstwach Co na powierzchniach Au płaskiej i wicynalnej jest
bardzo różny.
100
d [A]
0 20 40 60 80 100
Znor
mal
izow
ane
nam
agne
sow
anie
w s
tani
e re
man
encj
i
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
PMOKE Au/Co/Au/W(540)PMOKE Au/Co/Au/W(110)LMOKE Au/Co/Au/W(110)LMOKE Au/Co/Au/W(540)
d [Å]Rys. 9.6. Wartość znormalizowanego namagnesowania w stanie remanencji mRw funkcji grubości warstwy Co dla obu części próbki. Linie (służące jedynie za przewodnik dla oka) przerywane odnoszą się do pomiarów LMOKE, ciągłe do pomiarów PMOKE. Kolorami czerwonym i niebieskim zaznaczono wartości mR dlaodpowiednio płaskiej i wicynalnej części próbki.
W przypadku warstw Au/Co/Au(544) jest ono ciągłe i rozciąga się do znacznie większych
grubości Co niż to ma miejsce w przypadku warstw Au/Co/Au(111). Pomiary MOKE
w geometrii podłużnej i wyznaczone z nich namagnesowanie w stanie remanencji pozostają
w jakościowej zgodności z wynikami pomiarów PMOKE: na obu badanych powierzchniach
Au duża wartość (~1.0) znormalizowanego namagnesowania w stanie remanencji dla
pomiarów PMOKE koresponduje z jego niewielką wartością (znacznie obniżoną na
powierzchni wicynalnej lub bliską zero na powierzchni płaskiej Au) dla pomiarów LMOKE.
Podobnie, dla grubości większych niż 25Å niewielka wartość sygnału PMOKE w zerowym
zewnętrznym polu magnetycznym odpowiada pełnej wartości namagnesowania (lub
w przypadku wicynalnej części próbki wynoszącej ok. 0.9) wyznaczonej z pomiarów
LMOKE. Należy wspomnieć, że dla warstw Co na powierzchni Au(544) wartości mR
wyznaczone z pomiarów PMOKE dla przedziału grubości (45 - 80Å) nie odpowiadają
dokładnie wartościom rzeczywistym. Wynika to z faktu, że proces normalizacji wszystkich
omawianych w pracy pętli histerezy magnetycznej polega na przyjęciu jego wartości równej
1.0 (lub -1.0) w stanie nasycenia magnetycznego układu. Tymczasem we wspomnianym
zakresie grubości dostępne maksymalne zewnętrzne pole magnetyczne było zbyt małe by
nasycić badany układ. Z tego powodu prezentowane na wykresie 9.6 wartości
namagnesowania są dla przedziału grubości Co (45 - 80Å) na wicynalnej powierzchni Au
101
lekko zawyżone. Nie ma jednak wątpliwości, że z pętli PMOKE, przedstawionych na rysunku
9.4 wynika niezerowa wartość namagnesowania w stanie remanencji warstw
Au/Co/Au(544)/W(540). Mimo braku nasycenia magnetycznego w pomiarach PMOKE na
atomowo płaskiej części kryształu równie ewidentna jest prawie zerowa wartość mR
w przedziale grubości (25 - 80Å). Dlatego też fakt braku nasycenia
w niektórych z prezentowanych na rysunku 9.4 pomiarach, choć niepożądany, nie stanowi
problemu z punktu widzenia interpretacji otrzymanych wyników.
Bardziej szczegółowe pomiary właściwości magnetycznych opisanej próbki i ich
dokładniejsza analiza ilościowa zostały wykonane w grupie prof. A. Maziewskiego
z Białegostoku, a ich dokładny opis znajduje się we wspólnej publikacji obu grup [Stup08A].
Podstawową przewagą wspomnianych pomiarów nad opisanymi w pracy było to że, oprócz
dostępnego znacznie większego maksymalnego pola magnetycznego umożliwiającego
nasycenie magnetyczne układu, zastosowano w nich tzw. magnetometrię wektorową MOKE.
W metodzie tej pomiarów magnetooptycznych dokonuje się przy dodatkowo przyłożonym
zewnętrznym stałym polu magnetycznym w płaszczyźnie próbki (a więc pomiar odbywa się
w dwóch skrzyżowanych zewnętrznych polach magnetycznych), które umożliwia późniejszą
analizę ilościową wyników opartą na założeniu, że w trakcie procesu przemagnesowania
układ znajduje się w stanie jednodomenowym. Na podstawie pomiarów MOKE w różnych
konfiguracjach (zdeterminowanych kierunkiem zewnętrznego pola magnetycznego) możliwe
jest wyznaczenie wszystkich 3 składowych przestrzennych wektora namagnesowania.
W pracy [Stup08A] pokazano w szczególności, że proces przemagnesowania warstw Co na
Au(544) od stanu z namagnesowaniem prostopadłym do płaszczyzny układu („w górę”) do
stanu antyrównoległego („w dół”) może być zrealizowany nie tylko poprzez przyłożenie
zewnętrznego pola magnetycznego prostopadłego do płaszczyzny próbki, lecz jest też
możliwy w polu magnetycznym przykładanym w płaszczyźnie układu.
Podsumowując należy stwierdzić, że przejście SRT na płaskiej powierzchni Au(111)
zachodzi w bardzo niewielkim przedziale grubości ~ (20 - 25Å), natomiast w przypadku
powierzchni wicynalnej jest ono rozciągłe i nawet dla warstw Co o grubości 80Å oś łatwego
namagnesowania wciąż nie leży jeszcze w płaszczyźnie próbki, lecz jest od niej w pewnej
mierze odchylona w kierunku normalnej do próbki. Należy zatem zauważyć, że warstwy Co
w tak przygotowanym układzie Au/Co/Au/W(540) wykazują znaczącą anizotropię
magnetyczną prostopadłą do płaszczyzny układu dla grubości przynajmniej 80Å, która to
grubość jest najwyższą opisaną do tej pory w literaturze. Oznacza to, że poprzez odpowiednie
zastosowanie wicynalnych podłoży monokrystalicznych o planowo dobranym i precyzyjnie
102
zrealizowanym kącie wycięcia, możliwa jest swego rodzaju inżynieria prostopadłej
anizotropii magnetycznej, w szczególności niezwykle istotnej z punktu widzenia
współczesnych trendów w dziedzinie magnetycznego zapisu i odczytu danych. Wydaje się
również, że opisany wyżej sposób kontroli anizotropii magnetycznej może być zastosowany
do szerokiej klasy układów cienkowarstwowych. Jednym z nich jest prawie bliźniaczy
strukturalnie do omawianego w niniejszym rozdziale układ Au/Co/Au/Mo(110/540), dla
którego również udokumentowano bardzo podobne do opisanych powyżej właściwości
magnetyczne. Ich dokładny opis znajduje się we wspólnej publikacji grup z Białegostoku
i Krakowa [Stup08B].
103
10. Podsumowanie.
Głównym celem niniejszej pracy było zbadanie wpływu stopni atomowych na
właściwości magnetyczne epitaksjalnych nanostruktur metali 3d. Przedmiotem badań były
cienkowarstwowe układy Fe/W, Ag/Fe/W oraz Au/Co/Au/W. W każdym z układów, dzięki
zastosowaniu dwóch różnych rodzajów podłoża wolframu, możliwe było wytworzenie
zarówno powierzchni i międzypowierzchni atomowo gładkich, jak również zawierających
gęsto upakowane, periodyczne stopnie atomowe. Umożliwiło to wykonanie odpowiedniej
analizy porównawczej i wyciągnięcie wniosków dotyczących modyfikacji właściwości
magnetycznych badanych układów przez stopnie atomowe.
Ultra cienkie warstwy Fe/W cechuje bardzo podobny rodzaj wzrostu na obu badanych
podłożach W(110) i W(540). Stopnie atomowe modyfikują jednak zauważalnie wartości
magnetycznych pól nadsubtelnych obszarów dwuwarstwowych. Ponadto, w przypadku
obszarów dwuwarstwowych zajmujących dużą powierzchnię próbki, stopnie atomowe
indukują anizotropię magnetyczną w płaszczyźnie próbki, co powoduje, że w przeciwieństwie
do próbki bez stopni, nie obserwuje się niekolinearnych struktur magnetycznych.
Obecność stopni atomowych w międzypowierzchniach układu Ag/Fe/W objawia się
zwiększeniem grubości krytycznej reorientacji spinowej w płaszczyźnie. Związane jest to
z dodatkową anizotropią magnetyczną w płaszczyźnie, która indukowana jest przez obecność
stopni. Anizotropia ta preferuje kierunek łatwy namagnesowania prostopadły do stopni
atomowych, co może wydawać się sprzeczne z wynikami pracy [Albr92B]. Możliwym
powodem takiej rozbieżności jest odmienny charakter anizotropii magnetycznej stopni
atomowych międzypowierzchni Ag/Fe i Fe/W.
Z przedstawionych wyników najwyraźniej wpływ stopni atomowych na magnetyzm
widać na przykładzie układu Au/Co/Au/W. Dla układu tego warstwy Co na wicynalnej
powierzchni Au wykazują znaczącą anizotropię magnetyczną prostopadłą do płaszczyzny
układu dla grubości co najmniej 80Å, co jest najwyższą opisaną do tej pory w literaturze
wartością. Oznacza to, że poprzez odpowiednie zastosowanie podłoży ze stopniami możliwa
jest inżynieria anizotropii magnetycznej. Jest to obserwacja niezwykle istotna z punktu
widzenia współczesnych trendów w dziedzinie magnetycznego zapisu i odczytu danych.
Poza wspomnianymi w niniejszej pracy aspektami aplikacyjnymi znaczna część
przedstawionych wyników ma istotne znaczenie poznawcze. Dotyczą one fundamentalnych
zjawisk dziedziny magnetyzmu układów niskowymiarowych takich jak reorientacja
spontanicznego namagnesowania SRT oraz wpływ na nią stopni atomowych układu.
104
Bibliografia:
[Albr92A] M. Albrecht, U. Gradmann, T. Furubayashi, W. A. Harrison, Europhys. Lett.
20 (1992) 65-70
[Albr92B] M.Albrecht, T.Furubayashi, M.Przybylski, J.Korecki, U.Gradmann,
J.M.M.M. 113 (1992) 207-220
[Alle90] R. Allenspach, M. Stampanoni, A. Bischof, Phys. Rev. Lett. 65 (1990) 3344
[Arno99] C. S. Arnold, D. P. Pappas, A. P. Popov, Phys. Rev. Lett. 83 (1999) 3305
[Autè06] G. Autès, C. Barreteau, D. Spanjaard, M.C. Desjonquères, J. Phys. Cond.
Matter 18 (2006) 6785
[Bade94] S.D. Bader, rozdz.4 w „Ultrathin Magnetic Structures II” ed. B. Heinrich,
J.A.C. Bland, Springer-Verlag 1994
[Bans00] J. Bansmann, V. Senz, L. Lu, A. Bettac, K. H. Meiwes-Broer Journal
of Electron Spectroscopy and Related Phenomena 106 (2000) 221–232
[Bans01] J. Bansmann, Appl. Phys. A 72 (2001) 447–453
[Barb83] M.N.Barber, w Phase Transitions and Critical Phenomena, ed. C.Domb
J.L.Lebowitz, (Academic, London, 1983) 145-266
[Baue58] E. Bauer, Z. Kristallogr. 110 (1959) 372
[Baum89] P. Baumgart, Praca doktorska, Aachen 1989
[Baum91] P. Baumgart, B. Hillebrands, G. Güntherodt, JMMM 93 (1991) 225
[Beg06] K. von Bergmann, M. Bode, R. Wiesendanger, JMMM 305 (2006) 279-283
[Bek03] I.G. Baek, H. G. Lee, H.J. Kim, E. Vescovo, Phys. Rev. B 67, (2003) 075401
[Berg92] A. Berger, U. Linke, H.P. Oepen, Phys. Rev. Lett 68 (1992)
[Berg94] A. Berger, H. Hopster, Phys. Rev. Lett 73 (1994) 193
[Bese96] F. Besenbacher, Rep. Prog. Phys. 59 (1996) 1737
[Beth33] H. Bethe: Handbuch der Physik, 24/2, 595 (1933) 209
[Bode04] M. Bode, A. Wachowiak, J. Wiebe, A. Kubetzka, M. Morgenstern,
R. Wiesendanger, Appl. Phys. Lett 84 (2004) 948
[Brth95] H. Bethge, D. Heuer, Ch. Jensen, K. Reshöft, U. Köhler, Surf. Sci. 331-333
(1995) 878-884
[Cagn01] L. Cagnon, T. Devolder, R. Cortes, A. Morrone, J.E. Schmidt, C. Chappert,
Phys. Rev. B 63 (2001) 104419
[Chen92] J. Chen, J.L. Erskine, Phys. Rev. Lett 68, (1992)
105
[Cher91] K. Cherifi, C. Dufour, M. Piecuch, A. Bruson, Ph. Bauer, G. Marchal, Ph.
Mangin, J. Magn. Magn. Mater. 93 (1991) 609
[Chua94] D. S.Chuang, C.A.Ballentine, R.C.O’Handley Phys. Rev. B 49 (1994) 15084
[Ding01] H.F. Ding, S. Pütter, H.P. Oepen, J. Kirschner, Phys. Rev. B 63 (2001) 134425
[Dürk97] T. Dürkop, H. J. Elmers , U. Gradmann, JMMM 172 (1997) L1-L8
[Elme00] H. J. Elmers, J. Hauschild, U. Gradmann, JMMM 221 (2000) 219-223
[Elme90] H.J. Elmers, U. Gradmann, Appl Phys A51 (1990) 255
[Elme94A] H. J. Elmers, J. Hauschild, H. Höche, U. Gradmann, H. Bethge, D. Heuer,
U. Köhler, Phys. Rev. Lett 73 (1994) 898
[Elme94B] H.J Elmers, U Gradmann, Surf. Sci. 304 (1994) 201 – 207
[Elme95] H. Elmers, J. Hauschild, H. Fritzsche, G. Liu, U. Gradmann, U. Kohler, Phys.
Rev. Lett. 75 (1995) 2031
[Erik92] O. Eriksson, A. M. Boring, R. C. Albers, G. W. Fernando, B. R. Cooper, Phys.
Rev. B 45 (1992) 2868
[Feld86] L.C. Feldman, J.W. Mayer, Fundamentals of Surface and Thin Film Analysis
ed. Elsevier Science Publishing Co., 1986
[Frit94A] H. Fritzsche, J. Kohlhepp, H.J. Elmers, U. Gradmann, Phys. Rev. B 49 (1994)
15665
[Frit94B] H. Fritzsche, H. J. Elmers, U. Gradmann, JMMM 135 (1994) 343
[Froh91] J. Frohn, M. Giesen, M. Poensgen, J. F. Wolf, H. Ibach, Phys. Rev. Lett 67
(1991) 3543
[Fu87] C.L. Fu, A.J. Freeman JMMM 69 (1987) L1-4
[Gamb02] P. Gambardella, A. Dallmeyer, K. Maiti, M. C. Malagoli, W. Eberhardt,
K. Kern, and C. Carbone, Nature (London) 416 (2002) 301
[Garr05] G. Garreau, S. Hajjar, J.L. Bubendorff, C. Pirri, D. Berling, A. Mehdaoui,
R. Stephan, P. Wetzel, S. Zabrocki, G. Gewinner, S. Boukari, E. Beaurepaire,
Phys. Rev. B 71 (2005) 094430
[Garr96] G. Garreau, E. Beaurepaire, K. Ounadjela, M. Farle, Phys. Rev. B 53(1996)
1083
[Gerd85] E. Gerdau et al., Phys. Rev. Lett. 54 (1985) 835
[Gerh93] F. Gerhardter, Y. Li, K. Baberschke, Phys. Rev. B 47 (1993) 11204
[Gies95] M. Giesen, F. Schmitz, H. Ibach, Surf. Sci. 336, (1995) 269
[Gons75] U. Gonser (Ed.) Mössbauer Spectroscopy, Springer-Verlag, Berlin 1975
[Grad82] U. Gradmann, G. Waller, Surf Science 116 (1982) 539-548
106
[Grad83] U. Gradmann, G. Waller, R. Feder, E. Tamura, JMMM 31-34 (1983) 883
[Grad85] U. Gradmann, J. Korecki, C. Waller, Appl. Phys. A 39 (1985) 101
[Grad93] U.Gradmann Handbook of Magnetic Materials, ed. H.J.Buschow (North-
Holland, Amsterdam, 1993), vol. 7 Chap.1, Ultrathin Magnetic Structures I ed.
J. A. C. Bland, B. Heinrich (Springer, Berlin, 1994)
[Haus98A] J. Hauschild, U. Gradmann, H. Elmers, Appl. Phys. Lett. 72 (1998) 3211
[Haus98B] J. Hauschild, H. J. Elmers, U. Gradmann, Phys. Rev. B 57 (1998) R677
[Hyuk98] Hyuk J. Choi, Z. Q. Qiu, J. Pearson, S. J. Jiang, D. Li, S. D. Bader,
Phys. Rev. B 57 (1998) R12 713
[Hyuk99] Hyuk J. Choi, R. K. Kawakami, Ernesto J. Escorcia-Aparicio, Z. Q. Qiu, Phys.
Rev. Lett 82 (1999)
[ID18] http://www.esrf.eu/exp_facilities/ID18/
[Iuni07] Y. L. Iunin et al., Phys. Rev. Lett. 98, (2007) 117204
[Jens96] C. Jensen, K. Reshöft, U. Khöler, Appl. Phys. A: Mater. Sci. Process. 62
(1996) 217
[Kawa96] R. K. Kawakami, Ernesto J. Escorcia-Aparicio, Z. Q. Qiu, Phys. Rev. Lett 77
(1996) 2570
[Kawa98] R. K. Kawakami, M. O. Bowen, Hyuk J. Choi, Ernesto J. Escorcia-Aparicio,
and Z. Q. Qiu, Phys. Rev. B 58 (1998) R5924
[Kisi02] M. Kisielewski, A. Maziewski, M. Tekielak, A. Wawro, L.T. Baczewski, Phys.
Rev. Lett. 89 (2002) 087203
[Kore85] J. Korecki, U. Gradmann, Phys. Rev. Lett 55 (1985) 2491
[Kore86] J. Korecki, U. Gradmann, Europhys. Lett., 2 (8) (1986) 651-657
[Kore96] J. Korecki, N. Spiridis, B. Handtke, J. Prokop, J. Haber, Electron Technology
29 (1996) 269-273
[Kraf94] T. Kraft, P. M. Marcus, M. Scheffler, Phys. Rev. B 49 (1994) 11511
[Kram93] P. Krams, F. Lauks, R.L. Stamps, B. Hillebrands, G. Güntherodt,
H.P. Oepen, JMMM 121 (1993) 483-486
[Kube01] A. Kubetzka, O. Pietzsch, M. Bode, R. Wiesendanger, Phys. Rev. B 63 (2001)
140407 (R)
[Kuch00] W. Kuch, J. Gilles, S.S. Kang, S. Imada, S. Suga, J. Kirschner, Phys. Rev. B 62
(2000) 3824
[Labb] C. L’abbe, unpublished
107
[Lang02] J. Langer, J. Hunter Dunn, A. Hahlin, O. Karis, R. Sellmann, D. Arvanitis,
H. Maletta, Phys. Rev. B 66 (2002) 172401
[Lee02A] J. W. Lee, J. R. Jeong, S. Ch. Schin, J. Kim, S.K.Kim, Phys. Rev. B 66 (2002)
172409
[Lee02B] J.W. Lee, J. Kim, S. K. Kim, J.R. Jeong, S.C. Shin, Phys. Rev. B 65 (2002)
144437
[Li09] J. Li, M. Przybylski, F. Yildiz, X. D. Ma, Y. Z. Wu, Phys. Rev. Lett. 102
(2009) 207206
[Lind88] B. Lindsen, J. Sjöström, J. Phys. F 18 (1988) 1563
[Liu01] X. Liu, M. Wuttig, Phys. Rev. B 64 (2001) 104408
[Lu98] L. Lu, J. Bansmann, K. H. Meiwes-Broer, J. Phys.: Condens. Matter 10 (1998)
2873–2880
[Matl06] K. Matlak, Praca magisterska, Kraków, 2006
[Mile96] Y. Milev, J. Kirschner, Phys. Rev. B 54 (1996) 4137
[Mokr01] A. Mokrani, A. Vega, Phys. Rev. B63 (2001) 094403
[Moru88] V. L. Moruzzi, P. M. Marcus, P. C. Pattnaik, Phys. Rev. B 37 (1988) 8003
[Moru89] V. L. Moruzzi, P. M. Marcus, J. Kübler, Phys. Rev. B 39 (1989) 6957
[Nawr97] T. Nawrath, B. Damaske, O. Schulte, W. Felsch, Phys. Rev. B 55 (1997) 3071
[Neel54] L.Neel, J. Phys. Radium 15 (1954) 225
[Oepe93] H.P. Oepen, A. Berger, C.M. Schneider, T. Reul and J. Kirschner, JMMM 121
(1993) 490-493
[Oepe97] H. P. Oepen, M. Speckmann, Y. Millev, J. Kirchner, Phys. Rev. B 55 (1997)
2752
[Ohni83] S. Ohnishi, A. J. Freeman, M. Weinert, Phys. Rev. B 28 (1983) 6741
[Papp92] D.P. Pappas, C.R. Brundle, H. Hopster, Phys. Rev. B 45 (1992) 8169
[Pend74] J. Pendry, Low Energy Electron Diffraction, Academic Press London and New
York, 1984
[Piet00] O. Pietzsch, A. Kubetzka, M. Bode, and R. Wiesendanger, Phys. Rev. Lett. 84,
(2000) 5212
[Pope03] R. Popescu, H. L. Meyerheim, D. Sander, J. Kirschner, P. Steadman,
O. Robach, S. Ferrer, Phys. Rev. B 68 (2003) 155421
[Prev] http://www.prevac.eu
[Przy87] M. Przybylski, U. Gradmann, Phys. Rev. Lett 59 (1987) 1152
[Przy88] M. Przybylski, U. Gradmann, J Phys C8 (1988) 1705
108
[Przy89] M. Przybylski, I. Kaufmann, U. Gradmann, Phys. Rev. B 40 (1989) 8631
[Pütt01] S. Pütter, H.F. Ding, Y.T. Millev, H.P. Oepen, J. Kirschner, Phys. Rev. B 64
(2001) 092409
[Qiu99] Z.Q. Qiu, S.D. Bader, JMMM 200 (1999) 664-678
[Roda07] G. Rodary, V. Repain, R. L. Stamps, Y. Girard, S. Rohart, A. Tejeda,
S. Rousset, Phys. Rev. B 75 (2007) 184415
[Röhl01] R. Röhlsberger, J. Bansmann, V. Senz, K. L. Jonas, A. Bettac, O. Leupold,
R. Rüffer, E. Burkel, K. H. Meiwes-Broer, Phys. Rev. Lett 86 (2001) 5597
[Röhl04] R. Röhlsberger, Nuclear Condensed Matter Physics with Synchrotron
Radiation, STMP 208, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg 2004.
[Röhl99] R. Röhlsberger, Hyperfine Interact. 123/124 (1999) 301
[Rüff02] R. Rüffer, Hyperfine Interact. 141/142 (2002), 83
[Rüff96] R. Rüffer, A. I. Chumakov, Hyperfine Interactions 97 (1996) 589
[Sand96] D. Sander, R. Skomski, C. Schmidthals, A. Enders, J. Kirschner, Phys. Rev.
Lett. 77 (1996) 2566
[Sand98] D. Sander, R. Skomski, A. Enders, C. Schmidthals, D. Reuter, J. Kirschner,
J. Phys. D 31 (1998) 663
[Sand99A] D. Sander, A. Enders, J. Kirschner, JMMM 200 (1999) 439
[Sand99B] D. Sander, A. Enders, J. Kirschner, Europhys. Lett. 45 (1999) 208
[Schu95] O. Schulte, F. Klose, W. Felsch, Phys. Rev. B 52 (1995) 6480
[Sell01A] R. Sellmann, H. Fritzsche, H. Maletta, V. Leiner, R. Siebrecht, Phys. Rev. B 63
(2001) 224415
[Sell01B] R. Sellmann, H. Fritzsche, H. Maletta, V. Leiner, R. Siebrecht, Phys. Rev. B 64
(2001) 054418
[Slat30] J. C. Slater, Phys. Rev. 36 (1930) 57
[Slez00] T. Ślęzak, Praca doktorska, Kraków, 2000
[Slez07] T. Ślęzak, J. Łażewski, S. Stankov, K. Parliński, R. Reitinger, M. Rennhofer,
R. Rüffer, B. Sepioł, M. Ślęzak, N. Spiridis, M. Zając, A. I. Chumakov,
J. Korecki, Phys. Rev. Lett. 99 (2007) 066103
[Slez08] T. Ślęzak, S. Stankov, M. Zając, M. Ślęzak, K. Matlak, N. Spiridis, B. Laenens,
N. Planckaert, M. Rennhofer, K. Freindl, D. Wilgocka-Ślęzak, R. Rüffer,
J. Korecki, Materials Science-Poland, 26, No. 4 (2008) 885
[Slez09] T. Ślęzak at al., w przygotowaniu
[Spec95] M. Speckmann, H.P. Oepen, H. Ibach, Phys. Rev. Lett. 75 (1995) 2035
109
[Spir08] N. Spiridis, K. Freindl, W. Karaś, K. Matlak, M. Ślęzak, T. Ślęzak,
D. Wilgocka- Ślęzak, M. Zając, J. Korecki, Proc. of 25th European Conference
on Surface Science ECOSS 25, Liverpool 2008, p.778
[Stan08] S. Stankov, R. Rüffer, M. Sladecek, M. Rennhofer, B. Sepiol, G. Vogl,
N. Spiridis, T. Ślęzak, J. Korecki, Rev. of Sc. Ins. 79 (2008) 045108
[Stup08A] A. Stupakiewicz, A. Maziewski, K. Matlak, N. Spiridis, M. Ślęzak, T. Ślęzak,
M. Zając, J. Korecki, Phys. Rev. Lett 101 (2008) 217202
[Stup08B] A. Stupakiewicz, A. Maziewski, M. Ślęzak, T. Ślęzak, M. Zając, K. Matlak,
J. Korecki, JOURNAL OF APPLIED PHYSICS 103 (2008) 07B520
[Stur00] W. Sturhahn, Hyperfine Interact. 125 (2000) 149
[Tham02] R. Thamankar, A. Ostroukhova, F.O. Schumann, Phys. Rev. B 66 (2002)
134414
[Thom92] J. Thomassen, F. May, B. Feldmann, M. Wuttig, H. I. Ibach, Phys. Rev. Lett
69 (1992) 3831
[Uzdi01] V. M. Uzdin, W. Keune, H. Schrör, M. Walterfang Phys. Rev. B 63 (2001)
104407
[Vict84] R. H. Victora, L. M. Falicov, Phys. Rev. B 30 (1984) 3896
[Wall82] G. Waller, U. Gradmann, Phys. Rev. B 26 (1982) 6330
[Webe95] W. Weber, C. H. Back, U. Ramsperger, A.Vaterlaus, R.Allenspach, Phys. Rev.
B 52 (1995) R14400
[Webe97] N. Weber, K. Wagner, H. J. Elmers, J. Hauschild, U. Gradmann, Phys. Rev.
B 55 (1997) 14121
[Wu94] R. Wu, A.J. Freeman, J. Magn, Mag. Mater. 137 (1994) 127-133
[Wulf94] W. Wulfhekel, S. Knappmann, B. Gehring, H. P. Oepen, Phys. Rev. B 50
(1994) 16074
[Wutt04] M.Wuttig, X. Liu, Ultrathin Metal Films, Magnetic and Structural Properties,
Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg 2004
[Xiao98] Y. Xiao, K.V. Rao, P.J. Jensen, J.J. Xu, IEEE Trans. Magn. 34 (1998) 876
[Zają07] M. Zając, K. Freindl, K. Matlak, M. Ślęzak, T. Ślęzak, N. Spiridis, J. Korecki
Surface Science, 601(18) (2007) 4305
[Zdyb03] R. Zdyb, E. Bauer, Phys. Rev. B 67 (2003) 134420
[Zdyb06] R. Zdyb, A. Pavlovska, M. Jałochowski, E. Bauer, Surface Science 600 (2006)
1586
110
[Zwol07] V. Zwol, P.M. Derlet, H. Van Swygenhoven, S.L. Dudarev, Surf Science 601
(2007) 3512-3520
111
112
Lista publikacji autora (pogrubione prace związane są z realizacją rozprawy doktorskiej): M. Zając, D. Aernout, K. Freindl, K. Matlak, N. Spiridis, M. Ślęzak, T. Ślęzak and J. Korecki Magnetic properties of Fe3O4 films on Fe(001) Acta Physica Polonica A 112 (2007) 1318 M. Zając, K. Freindl, K. Matlak, M. Ślęzak, T. Ślęzak, N. Spiridis, J. Korecki Conversion Electron Mössbauer Spectroscopy studies of ultrathin Fe films on MgO(001) Surface Science, 601(18) (2007) 4305 T. Ślęzak, J. Łażewski, S. Stankov, K. Parliński, R. Reitinger, M. Rennhofer, R. Rüffer, B. Sepioł, M. Ślęzak, N. Spiridis, M. Zając, A. I. Chumakov, J. Korecki Phonons at the Fe(110) surface Physical Review Letters 99 (2007) 066103 T. Ślęzak, M. Ślęzak, K. Matlak, R. Röhlsberger, C. L’Abbe, R. Rüffer, N. Spiridis, M. Zając, J. Korecki The influence of the interlayer exchange coupling on the magnetism of an Fe(001) monolayer Surface Science 601(18) (2007) 4300 T. Ślęzak, S. Stankov, M. Zając, M. Ślęzak, K. Matlak, N. Spiridis, B. Laenens, N. Planckaert, M. Rennhofer, K. Freindl, D. Wilgocka-Ślęzak, R. Rüffer, J. Korecki Magnetism of ultra-thin iron films seen by the nuclear resonant scattering of synchrotron radiation Materials Science-Poland 26, No. 4 (2008) 885 A. Stupakiewicz, A. Maziewski, M. Ślęzak, T. Ślęzak, M. Zając, K. Matlak, J. Korecki Magnetization processes in ultrathin Au/Co/Au films grown on bi-facial Mo(110)/Mo(540) single crystal J. Appl. Phys. 103 (2008) 07B520 A. Stupakiewicz, A. Maziewski, K. Matlak, N. Spiridis, M. Ślęzak, T. Ślęzak, M. Zając, J. Korecki Tailoring of the perpendicular magnetization component in ferromagnetic films on a vicinal substrate Physical Review Letters 101 (2008) 217202