Магнитные свойства гольмий-иттриевых и диспрозий-иттриевых сверхструктур тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.07, кандидат наук Тарнавич Владислав Валерьевич

• Тарнавич Владислав Валерьевич
• кандидат наук
• 2016

Оглавление диссертации кандидат наук Тарнавич Владислав Валерьевич

Введение

Глава 1. Сверхструктуры и спиновая киральность

1.1 Магнитные сверхструктуры. Эффект гигантского магнитосопротивления

1.2 Магнитные свойства гольмия и диспрозия

1.3 Сверхструктуры на основе редкоземельных металлов

1.4 Нарушение киральной симметрии в неколлинеарных спиновых структурах

Глава 2. Объекты исследования и исследовательские методики

2.1 Синтез образцов

2.2 Аттестация образцов

2.2.1 Рентгеноструктурный анализ

2.2.2 Магнитометрические исследования

2.3 Рассеяние поляризованных нейтронов

2.4 Эксперементальные установки

Глава 3. Киральная спиновая симметрия Ho/Y сверхструктуры

3.1 Но/Y сверхструктура во внешнем магнитном поле

3.2 Нарушение киральной спиновой симметрии в Ho/Y сверхструктуре под действием внешнего магнитного поля

3.3 Температурная и полевая зависимости параметра Малеева у

3.4 Ориентационная зависимость параметра Малеева у

3.5 Влияние поля на размеры спиральных доменов

3.6 Модель конкурентной игры Зеемановского взаимодействия, РККИ взаимодействия и взаимодействия Дзялошинского - Мориа

3.7 Гипотеза нарушения киральной спиновой симметрии за счёт одноосной анизотропии

Глава 4. Эу/У сверхструктура во внешнем магнитном поле

4.1 Нарушение киральной спиновой симметрии в Эу/У сверхструктуре под действием внешнего магнитного поля. Сравнение с Но/У сверхструктурами

4.2 Результаты экспериментов по нейтронной рефлектометрии на Эу/У сверхструктуре

4.3 Типы магнитных взаимодействий в Эу/У сверхструктуре

Основные результаты и выводы

Благодарности

Список литературы

Приложение А

Приложение Б

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Магнитные свойства гольмий-иттриевых и диспрозий-иттриевых сверхструктур»

Введение

Актуальность темы. Магнитные системы на основе многослойных металлических структур интересны как с точки зрения фундаментальной науки, так и в плане их практического применения. Исследования подобных систем служат базой для объяснения и промышленного использования тонких эффектов в искусственно модулированных структурах, применительно к которым используется термин «сверхструктура». Особый интерес представляет изучение магнитных явлений в соединениях с редкоземельными металлами (РЗМ), так как последние являются основой для синтеза соединений, обладающих высоким значением намагниченности насыщения, коэрцитивной силы и магнитострикции. Редкоземельные элементы (Re) являются металлами и обладают сложной магнитной структурой (спиновая спираль, неколлинеарный спиновый «веер» и т.д.) и непростыми фазовыми (магнитное поле - температура) диаграммами. Возможность создания эпитаксиальных плёнок и многослойных структур на основе редкоземельных металлов открыло новую физику магнитных явлений, где эффекты «близости» в низкоразмерных системах приводят к появлению новых свойств материалов по сравнению с их массивными аналогами. Так, например, в некоторых многослойных структурах Re/Y [1- 4] методами нейтронной дифракции обнаружена модуляция магнитных свойств Re элемента. Спиновая спираль, возникающая за счет РККИ обмена (взаимодействие Рудермана -Киттеля - Касуя - Иосиды) между локализованными 4/-спинами и электронами проводимости, проникает через парамагнитный Y за счет электронов проводимости иттриевого слоя [1]. Приложение внешнего магнитного поля, совокупно с взаимодействием РККИ, приводит к изменению спиновой структуры. Причиной этого является конкуренция взаимодействия РККИ с взаимодействием между полем и не скомпенсированными магнитными моментами слоев. Конкуренцией Зеемановского и РККИ взаимодействий, а именно межслоевым билинейным обменом, определяются и эффекты гигантского магнитосопротивления (ГМС) в многослойных структурах с чередующимися

ферромагнитными слоями, разделёнными неферромагнитными металлическими прослойками. Вопрос о существовании биквадратичного обмена, применяемого для объяснения появления 90-градусного расположения векторов намагниченности соседних ферромагнитных слоёв, в настоящее время остаётся открытым [5, 7 - 13].

Дополнительным импульсом к исследованию многослойных магнитных систем послужило открытие влияния границ раздела (интерфейсов) на магнитную структуру. Так в плёнках Fe/Ni/Cu был обнаружен новый тип доменных стенок с нарушенной киральной симметрией [14]. Существование киральных доменов объясняется появлением антисимметричного обменного взаимодействия Дзялошинского-Мориа (ДМ), связанного с нарушением инверсионной симметрии на границе раздела Fe/Ni. Экспериментальное доказательство существования такого типа взаимодействия на поверхности было представлено в работе [15], в которой в моноатомном слое марганца, осаждённом на монокристалл вольфрама, обнаружено наличие спиральной спиновой структуры вместо характерного для марганца антиферромагнитного упорядочения, что и объяснялось отсутствием центра инверсии для слоя Mn. Несколько лет назад в работе [16] было продемонстрировано снятие вырождения киральной симметрии в многослойной структуре Dy/Y за счёт приложения внешнего магнитного поля. Установлено, что при охлаждении образца в магнитном поле ниже TN, приложенном в его плоскости, меняется соотношение между левыми и правыми спиновыми спиралями. Было высказано предположение о наличии взаимодействия ДМ на границе раздела слоёв вследствие нарушения инверсионной симметрии, которое может объяснить неравновесную заселённость спиральных доменов. Вместе с тем, механизм влияния внешнего магнитного поля на нарушение заселённости доменов оставался не полностью выясненным.

Исходя из выше сказанного, целью настоящей работы является исследование механизмов влияния внешнего магнитного поля на магнитное упорядочение в многослойных структурах на основе редкоземельных металлов, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ).

Объектами исследования были выбраны Dy/Y и Ho/Y многослойные структуры с последовательностью слоёв: [Dy30A/Y30A]x150, [ho45a/y30a]x20, [Ho25â/Y20â]x20, [Ho20A/Y30A]x30, [Ho60A/Y30A]x30 и [Ho30A/Y30A]x20, где 150, 30 и 20 означают количество повторяющихся бислоёв, а нижний индекс - толщину каждого слоя. Образцы получены методом МЛЭ.

В соответствии с целью исследования были поставлены следующие основные задачи:

1. Изучить магнитную структуру Dy/Y и Ho/Y сверхрешеток во внешнем магнитном поле и в широком диапазоне температур.

2. Установить возможность и характерные особенности нарушения киральной спиновой симметрии многослойной Ho/Y структуры с приложением внешнего магнитного поля.

Научная новизна. Основные результаты экспериментального исследования магнитных Ho/Y и Dy/Y сверхструктур получены впервые и заключаются в следующем:

1. Использована оригинальная методика по рассеянию поляризованных нейтронов для обнаружения неравновесной заселённости спиновой структуры.

2. Впервые установлен факт нарушения киральной спиновой симметрии в многослойной Ho/Y структуре после охлаждения образца ниже точки Нееля в магнитном поле с последующим его отключением.

3. Впервые методом нейтронного рассеяния показано наличие биквадратичного обмена в магнитной структуре Dy/Y сверхрешетки в магнитном поле.

Научная и практическая ценность. Установлено нарушение киральной спиновой симметрии многослойной Ho/Y структуры при охлаждении образцов в магнитном поле. Полученные результаты являются продолжением работ по изучению данного эффекта в многослойных Dy/Y структурах и свидетельствуют о его общей природе для сверхструктур на основе редкоземельных металлов.

Установлено появление дополнительных соразмерных фаз в спиновой структуре Dy/Y сверхрешетки после приложения внешнего магнитного поля. Формирование соразмерных фаз обусловлено механизмом, ответственным за эффект гигантского магнитосопротивления, что говорит о возможном практическом применении исследуемой структуры в спиновых клапанах [6] и других приложениях в спинтронике.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Установлено нарушение киральной спиновой симметрии в многослойной Ho/Y структуре при охлаждении образцов ниже точки Нееля во внешнем магнитном поле. Параметр, характеризующий нарушение киральной симметрии (параметр Малеева у), скачкообразно растёт при охлаждении образца ниже точки Нееля до величины у = 0.10 ± 0.01. Это означает, что нарушение киральной симметрии происходит непосредственно в момент фазового перехода из парамагнитной в геликоидальную фазу в при охлаждении образца в магнитном поле.

2. Параметр Малеева у плавно растёт с увеличением внешнего магнитного поля от 0 до 5 кЭ, приложенного в процессе охлаждения образца, и выходит на насыщение на уровне у = 0.10 ± 0.01.

3. Параметр Малеева у демонстрирует знакопеременную синусоидальную (с периодом 1740 ± 40) зависимость от ориентации образца в магнитном поле, приложенном в его плоскости.

4. Нарушение киральной симметрии происходит на линейном участке полевой зависимости кривой намагниченности, характеризующей слабую деформацию спиновой спиральной структуры без перехода в ферромагнитное состояние.

5. Размеры доменов жёстко определяются морфологией образца. Нарушение киральной симметрии связано с изменением в количественном балансе левых и правых доменов.

6. Установлено появление дополнительных магнитных фаз, соразмерных периоду многослойной Dy/Y структуры (четырехкратной и двукратной) с приложением внешнего магнитного поля. Это обусловлено наличием антиферромагнитного билинейного и биквадратичного обменов в слоистой структуре.

Апробация работы. Результаты исследований, изложенные в диссертационной работе представлены на следующих семинарах и конференциях: Международное совещание по Нейтронной рефлектометрии в исследованиях наноструктур Nanostructures and Neutron Reflectometry (Берлин, Германия, 2012 г.); Международное совещание по Рассеянию поляризованных нейтронов в конденсированных средах PNCMI 2012 (Париж, Франция, 2012 г.); XXII Совещание по использованию рассеяния нейтронов в исследованиях конденсированного состояния РНИКС-2012 (Санкт-Петербург, 2012 г.); 2-ое Международное совещание по «Взаимодейсвию Дзялошинского-Мориа» DMI-2013 (Великий Новгород, 2013 г.); I и III совещания по малоугловому рассеянию и рефлектометрии МУРомец (Гатчина, 2013 г. и 2015 г.); 13-ая Международная конференция по рассеянию рентгеновского и нейтронного излучения от поверхности SXNS-13 (Гамбург, Германия, 2014 г.); Совещание по использованию рассеяния нейтронов и синхротронного излучения в конденсированных средах РНСИ-КС 2014 (Санкт-Петербург, 2014 г.); 3-е Международное совещание по «Взаимодействию Дзялошинского-Мориа и экзотическим спиновым структурам» DMI-2015 (Псков, 2015 г.).

Публикации. Материалы диссертации опубликованы в 12 работах в российских и зарубежных изданиях, среди них 3 работы - в изданиях, включённых Высшей аттестационной комиссией России в список изданий,

рекомендуемых для публикации основных научных результатов диссертации на соискание учёной степени кандидата наук.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка литературы из 54 наименований. Работа изложена на 90 страницах и содержит 35 рисунков и 4 таблицы.

Глава 1. Сверхструктуры и спиновая киральность

1.1 Магнитные сверхструктуры. Эффект гигантского магнитосопротивления

Многослойные магнитные системы представляют собой периодические структуры на основе чередующихся магнитных (ферро-, антиферро-, геликоидальных) и «немагнитных» (зачастую, парамагнитных) слоёв. Толщина слоёв в таких структурах варьируется в пределах от десятков до сотен ангстрем. Термин «сверхрешётка» применяется для структур, состоящих из более чем двух бислоёв. Подобные магнитные системы представляют собой модулированные периодические структуры из двух различных материалов («сверхструктуры»). Магнитная структура внутри слоя, зачастую, соизмерима ядерной структуре, т. е. их периоды кратны друг другу (например, случай нормального ферромагнитного или антиферромагнитного упорядочения). Магнитная структура оказывается несоизмерима ядерной в случае геликоидального упорядочения внутри магнитного слоя.

Методы получения многослойных структур довольно разнообразны. К ним относятся: катодное напыление, магнетронное напыление, термическое испарение материала слоистой структуры в вакууме, ионно-плазменное распыление и молекулярно-лучевая эпитаксия (МЛЭ). В настоящее время метод МЛЭ позволяет получать наиболее качественные образцы с точки зрения кристаллографического совершенства формируемой структуры и минимизирования шероховатости на границе раздела слоёв. При выборе соответствующих материалов со схожими параметрами кристаллической решетки появляется возможность создавать сверхрешётки, структурно представляющие собой монокристалл.

Металлические многослойные структуры с чередующимися магнитными и немагнитными слоями весьма интересны для исследований в связи с обнаруженным в них эффектом гигантского магнитосопротивления (ГМС). Эффект ГМС заключается в значительном уменьшении электрического сопротивления многослойной структуры с приложением магнитного поля. В отсутствии магнитного поля структура представляет собой ферромагнитные слои,

антиферромагнитно упорядоченные по отношению друг к другу. Несвойственное, казалось бы, антиферромагнитное взаимодействие двух ферромагнитных слоев, разделенных немагнитной металлической прослойкой, осуществляется за счет

РККИ взаимодействия JL ~sin(dkF )/(dkF )2, определяемого топологией ферми-поверхности материала немагнитного слоя, где d - толщина слоя и kF - волновой вектор Ферми [17]. Увеличение толщины слоев или значения kF приводит к ослаблению взаимодействия и, даже изменению его знака, что было подтверждено экспериментально [18]. C приложением внешнего магнитного поля в структуре вначале реализуется переход типа спин-флоп, а затем, при увеличении поля, переход в ферромагнитную фазу.

Для эффекта ГМС хорошо известен механизм межслоевого билинейного обмена /1(S1^S2), осуществляемого за счет взаимодействия РККИ, при этом вопрос наличия биквадратичного обмена J2(S1 • S2)2 в подобной системе остается открытым [5 - 13]. В случае биквадратичного обмена устойчивым спиновым состоянием является такая конфигурация, при которой векторы намагниченности соседних ферромагнитных слоев, разделенных немагнитной прослойкой, расположены перпендикулярно друг относительно друга. В случае обычного билинейного обмена устойчивой является конфигурация типа 180°/0° между ними. Впервые 90-градусная конфигурация была экспериментально обнаружена в трехслойной системе Fe/Cr/Fe [5], что, однако, интерпретировалось как существование пространственных флуктуаций микроскопического билинейного взаимодействия [7 - 9]. Тем самым оказалось, что биквадратичный обмен не носит фундаментального характера. В то же время в ряде публикаций [11 - 13] авторы настаивали на микроскопической природе биквадратичного обмена в многослойных структурах. Следует особо отметить работу [13], где демонстрируется, что биквадратичный обмен в многослойной структуре Fe/Cr сравним по величине с взаимодействием РККИ. С приложением высокого давления (>2 ГПа) к многослойной структуре происходит двукратное усиление

эффекта ГМС с переходом от биквадратичного к билинейному внутрислоевому обмену.

Зачастую, вывод об увеличении влияния биквадратичной компоненты основывается на результатах анализа кривой намагничивания материала. Особенности поведения кривой намагничивания феноменологически могут быть связаны с появлением значительного внутрислоевого биквадратичного обмена. Так, в [12] на примере многослойной структуры Fe/Si было показано, что наличие антиферромагнитного упорядочения соседних ферромагнитных слоев зависит от их расположения в структуре, что по результатам измерения намагниченности, интегральной по своей природе, ошибочно интерпретируется как биквадратичный обмен. Наиболее информативным методом для обнаружения 90-градусного расположения магнитных моментов является метод нейтронного рассеяния (подробнее об этом методе - в 4ой главе).

1.2 Магнитные свойства гольмия и диспрозия

Экспериментальные исследования магнитных свойств и структур Ho и Dy начались в 50-х годах прошлого века и к настоящему времени хорошо изучены. Оба металла относятся к иттриевой подгруппе РЗМ (редкоземельные металлы) и кристаллизуются в гексагональной плотноупакованной структуре (ГПУ), описываемой в рамках пространственной группы P63/mmc. Размер элементарной ячейки вдоль оси с составляет значения 2.823 Á для Dy и 2.808 Á для Ho. Природа магнетизма РЗМ обладает рядом особенностей, отличных от обычного ферромагнетизма переходных 3d - металлов. Магнитный момент атомов РЗМ обусловлен частично заполненной 4f - оболочкой (4f9 для Dy и 4f 10 для Ho), сильно экранированной электронными подоболочками 5/ и 5p6. Редкоземельные ионы создают вокруг себя сильное эффективное поле, поляризующее электроны проводимости, за счёт которых осуществляется обмен между ними (РККИ взаимодействие). Зависимость обменного интеграла J(kFa) от произведения волнового вектора электронов на уровне Ферми kF и расстояния между магнитными ионами a носит знакопеременный осциллирующий характер. Это

объясняет существование в широком интервале температур геликоидального спинового упорядочения в Эу [19] и Но [20], обнаруженного в результате нейтронографических исследований.

Спиральную магнитную структуру можно описать с помощью выражения

для спина Sm магнитного атома на узле Rm [21]:

8^=5 [8 ехр(^т) +8*ехр(^т)]

=81^^т) +S2sin(kRm) (1.1)

где Ят - координата узла т; к - волновой вектор структуры, показывающий направление модуляции и абсолютное значение которого характеризует период магнитной спирали ё = 2п/к. Установлено, что в диспрозии при температуре ТК = 178.5 К (температура Нееля) происходит переход из парамагнитной фазы в геликоидальную магнитную фазу. Вектор магнитной спирали ориентирован вдоль оси с ГПУ структуры (Рис. 1.1).

При Тс = 85 К (точка Кюри) происходит переход из геликоидальной магнитной фазы в ферромагнитную. При Т < 85 К диспрозий является ферромагнетиком с осью легкого намагничивания, параллельной кристаллографической оси Ь [1120], расположенной в базисной плоскости. В интервале температур 85 ^ 178.5 К угол между направлениями спинового упорядочения в плоскости увеличивается от 26,5° до 43,2°.

В гольмии переход из парамагнетика в геликоидальную фазу происходит при температуре 133 К. При Т = 20 К и ниже магнитная структура представляет собой ферромагнитный конус, в котором магнитные моменты отклонены из плоскости аЬ в направлении оси с на угол ~ 10° (Рис. 1.1).

Рис. 1.1. Магнитные структуры Эу и Но в отсутствие магнитного поля [22] (а) и обозначения кристаллографических направлений [20], используемых в данной работе (б).

Угол между направлениями спинового упорядочения в плоскости, так же, как и в диспрозии, уменьшается при понижении температуры, достигая максимального значения в 50° вблизи Тс. Ранее сообщалось о существовании в Но магнитной анизотропии между кристаллографическим направлением а [1010] и осью Ь [1120] (Рис. 1.1 (б)) в полях до 150 кЭ, что объясняется результатом смешивания нижних энергетических уровней трехвалентного иона Но3+ в зависимости от выбора кристаллографического направления [23]. Во внешнем магнитном поле до 22.3 кЭ ось Ь является осью лёгкого намагничивания. Однако необходимо отметить новые результаты, опубликованные в недавней работе [24], где сообщается, что кривые намагниченности вдоль направления а ведут себя практически аналогично кривым, измеренным вдоль легкого направления - оси Ь (см. Рис. А.1 Приложения А).

1.3 Сверхструктуры на основе редкоземельных металлов

Интерес к редкоземельным металлам усилился благодаря возможности создания на их основе эпитаксиальных сверхструктур. Известно, что создание искусственной периодичности в монокристалле, представляющем собой повторяющиеся бислои двух различных полупроводниковых материалов, приводит к заметному изменению их электронных свойств [25]. Предполагалось, что РККИ взаимодействие между двумя слоями РЗМ, разделёнными немагнитным металлическим слоем толщиной в несколько атомных плоскостей, может привести к изменению магнитных свойств массивного металла. Это привело к исследованию серии многослойных Re/Y РЗМ структур [1 - 4]. Иттрий (ГПУ

структура) рассматривается как аналог тяжелых редкоземельных металлов,

1 2

имеющий схожую внешнюю электронную конфигурацию 4d 5s . Параметры кристаллической решётки незначительно отличаются от параметров тяжёлых РЗМ (менее 2%). На примере рассмотрения редкоземельных сплавов с иттрием [27] показано, что хотя Y и является паулевским парамагнетиком и не обладает парамагнитным моментом, его обобщённая восприимчивость %(q) в максимуме составляет значение, в два раза большее, чем в Dy. Это подтверждает справедливость предположения, что спиральная фаза в сплаве является ещё более стабильной, нежели в массивном Dy, что, очевидно, наблюдается и в многослойных структурах. Таким образом, когда моменты 4f - электронов в Dy упорядочены, формируется волна спиновой плотности электронов проводимости в слое Y, за счёт чего осуществляется связь между двумя соседними слоями и формируется спиновая спираль, когерентная длина которой много больше толщины бислоя Dy/Y (т. н. сверхспираль). Методами нейтронной дифракции была обнаружена длиннопериодическая модуляция магнитной структуры в Dy/Y, Ho/Y и Er/Y сверхструктурах, модулированных вдоль оси с ГПУ. Спиновая спираль, возникающая за счет обмена РККИ между локализованными 4f -спинами и электронами проводимости, проникает через парамагнитный Y за счет

электронов проводимости иттриевого слоя. Данная модель была предложена при исследовании Dy/Y сверхструктуры [26].

На Рис. 1.2 схематично представлено упорядочение спиновой структуры в Dy/Y сверхструктуре.

( />\Л' 1 й / \ тЛ 1 /ТЛ^А \ 1 ' ( и. АV Л -г! I - » ' | л 10(7*^ , * ^ к А ™

V чУлй } П17 ' ■* "Л «ь-'Т 1 > ХА1УЧ "К^и. ¿4 V

Ву Y Ву

Рис. 1.2. Схематичное представление упорядочения спиновой спирали в Dy/Y сверхструктуре. Количество атомарных слоёв обозначено условно.

Было установлено, что переход из геликоидальной фазы в ферромагнитную в Dy/Y структуре подавлен [26]. Такой же эффект наблюдался и в структуре [1]. Температура перехода ^ снижалась по сравнению с температурой массивных кристаллов Ш и Dy. Изменение температуры ^ и подавление перехода в ферромагнитную фазу и фазу ферромагнитного конуса объясняется дополнительными напряжениями, возникающими за счёт того, что диспрозиевый слой зажат между иттриевыми слоями. В работе [28] были представлены результаты по исследованию Gd/Y сверхструктуры. Установлено, что в данной системе гадолиний в пределах одного слоя (так же как и в массивном материале) упорядочивается ферромагнитно, при этом соседние слои Gd упорядочены ферромагнитно или антиферромагнитно, в зависимости от толщины Y-го слоя, что также объясняется осциллирующим характером РККИ взаимодействия.

Приложение внешнего магнитного поля как к массивным РЗМ, так и к их сверхструктурам приводит к появлению новых магнитных фаз. Так, в массивном гольмии [29], диспрозии [30], [2] и Dy/Y [31] сверхструктурах, помимо

структуры спиновой спирали и ферромагнитного упорядочения, были обнаружены дополнительные магнитные фазы типа спиновый веер и спиновый веер со структурой спирали.

На Рис. 1.3 показаны проекции магнитных моментов на примере модельного образца с геликоидальным магнитным упорядочением. Магнитное поле приложено в плоскости, перпендикулярной направлению вращения спирали (плоскости на рисунке обозначены цифрами от 1 до 16). Представлена проекция магнитных моментов на направление приложенного поля (а) и расположение магнитных моментов спинового упорядочения, (b) для структур типа ферромагнетик (ferromagnet), веер (fan), веер со структурой спирали (helifan) и простая спиновая спираль (helix) [2].

Рис. 1.3. Проекции магнитных моментов на направление приложенного поля (а) и расположение магнитных моментов в плоскости спинового упорядочения (Ь).

Похожие результаты получены для Бу/У сверхструктуры [Ву26±1/У14±1]50 (26 и 14 - количество атомарных слоёв Бу и У соответственно, а 50 - число бислоёв). Магнитные фазы, возникающие в Бу/У структуре с приложением внешнего магнитного поля, представлены на кривой зависимости М(Н) (Рис. 1.4) [31]. В представленной работе структура типа веер со структурой спирали называется

антиферромагнитным веером (H-AFM). Внешнее магнитное поле направлено в плоскости образца вдоль кристаллографической оси Ь. С увеличением поля от 0 до 4 Тл происходит трансформация магнитной структуры. В поле до 0.5 Тл она представлена простой спиновой спиралью (1), при увеличении поля выше 0.5 Тл спираль искажается (2) и по достижении H ~ 1.3 Тл переходит в фазу спинового веера. С дальнейшим ростом магнитного поля кривая намагниченности выходит в насыщение, и магнитная структура представляет собой ферромагнитно упорядоченные моменты (выше 3 Тл). По достижении величины 4 Тл магнитное поле начинает уменьшаться. Магнитная структура, в начале переходит в спиновый веер (5), а затем в искаженную спираль (6). НС1 = 0.97 Тл и НС2 = 1.85 Тл обозначают критические поля для магнитных переходов первого и второго рода, соответственно.

1.0

0.5

■ и

0.0

-0.5

-1.0

Н-АРМ(Н,) ' 4 П0Э 1&ЖНс

РМ И V Оч 1 г 1 ; □¡Б^Пес! ЩР: : Н-АРМ(Н| ) Н-АРМ ; | 1 Н ! М сг С2 7=130 К • ■

-2

цпн° (Т)

Рис. 1.4 Зависимость намагниченности Ы/Ы^х от внешнего поля Н для образца

[Оу26±1/У14±1]50.

Появление таких фаз рассмотрено на примере периодической структуры [Но41/У16]50 (где 41 и 16 - количество атомарных слоёв, соответственно, Но и У, а

50 - число бислоёв) [2]. При Т = 30 К в поле 10 кЭ, приложенном в плоскости образца, магнитная структура имеет геликоидальное упорядочение. С дальнейшим увеличением поля до 20 кЭ при Т = 50 К появляется спиновый веер со структурой спирали. С увеличением поля до 30 кЭ структура переходит в спиновый веер, дальнейший же рост поля ведёт к ферромагнитному упорядочению спинов вдоль направления магнитного поля. В слабых магнитных полях когерентная длина спиновой спирали составляет более чем 10 бислоёв. С увеличением поля спираль искажается, особенно при низких температурах. Когерентная длина, при этом, уменьшается до 8 бислоёв при значении поля в 10 кЭ и составляет ещё меньшее значение при 20 кЭ. Это происходит за счёт рассеяния волны спиновой плотности электронов проводимости на ферромагнитно упорядоченных спинах [2], тем самым ослабевает когерентность геликоидальной структуры. При ещё больших полях появляется веерообразная спираль типа 3/2, длина модуляции которой немногим больше толщины одного слоя Но. С дальнейшим увеличением поля возникает структура типа веер, при этом ферромагнитные компоненты спинового веера ориентированы вдоль поля, а когерентная длина самой модулированной структуры составляет порядка 4-х бислоёв. В максимальных полях спиновая структура упорядочена ферромагнитно в направлении поля.

1.4 Нарушение киральной симметрии в неколлинеарных спиновых структурах

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Тарнавич Владислав Валерьевич, 2016 год

Список литературы

1. Jehan D. A., McMorrow D. F., Cowley R. A. et al. Magnetic structure of holmiumyttrium superlattices // Phys. Rev. B. - 1993. - Vol. 48. No. 8. - Pp. 5594-5606.

2. De la Fuente С., Cowley R. A., Goff J. P. et al. The magnetic structures of holmium-yttrium superlattices in an applied magnetic field // J. Phys.: Condens. Matter. - 1999. - Vol. 11. no. 34. - Pp. 6529-6541.

3. Borchers J. A., Salamon M. B., Erwin R. W. et al. Structural and magnetic properties of Er thin films and Er/Y superlattices: Magnetoelastic effects // Phys. Rev. B. - 1991. - Vol. 43. No. 4. - Pp. 3123-3136.

4. Erwin R. W., Rhyne J. J., Salamon M. B. et al. Magnetic structure of Dy-Y superlattices // Phys. Rev. B. - 1987. - Vol. 35. No. 13 - Pp. 6808-6825.

5. Unguris J., Celotta R. J., Pierce D. T. Observation of two different oscillation periods in the exchange coupling of Fe/Cr/Fe(100) // Phys. Rev. Lett. - 1991. - Vol. 67. no. 1. - Pp. 140-143.

6. Наумова Л.И., Миляев М.А., Чернышова Т.А. и др. Безгистерезисные спиновые клапаны с неколлинеарной конфигурацией магнитной анизотропии // Физика твёрдого тела. — 2014. — Т. 56. — С. 1082—1087

7. Moser A., Berger A., Margulies D. T. and Fullerton EE. Magnetic tuning of biquadratic exchange coupling in magnetic thin films // Phys. Rev. Lett. - 2003. -Vol. 91. no. 9. - Pp. 097203.

8. Azevedo A., Chesman C., Rezende S. M. et al. Biquadratic exchange coupling in sputtered (100) Fe/Cr/Fe // Phys. Rev. Lett. - 1996. - Vol. 76. no. 25. - Pp. 48374840.

9. Vlasko-Vlasov V. K., Welp U., Jiang J. S. et al. Field induced biquadratic exchange in hard/soft ferromagnetic bilayers // Phys. Rev. Lett. - 2001. - Vol. 86. no. 19. -Pp. 4386-9.

10. Marrows C. H., Hickey B. J. Bilinear and biquadratic interlayer exchange coupling in sputtered Co/Cu multilayers damaged with residual gas impurities // Phys. Rev. B. - 1999. - Vol. 59. no. 1. - Pp. 463-467.

11. Kohlhepp J. T., Kurnosikov O., de Jonge W. J. M. Oscillatory biquadratic antiferromagnet/ferromagnet interface exchange coupling // J. Magn. Magn. Mater. - 2005. - Vol. 286. - Pp. 220-224.

12. Kohlhepp J., Valkier M., van der Graaf A., and den Broeder F. J. A. Mimicking of a strong biquadratic interlayer exchange coupling in Fe/Si multilayers // Phys. Rev. B. - 1997. - Vol. 55. no. 2. - Pp. 696-699(R).

13. Suenaga K., Higashihara S., Ohashi M. et al. Pressure-Induced Enhancement of Giant Magnetoresistance due to Crossover of Interlayer Exchange Coupling in Fe/Cr Multilayers // Phys. Rev. Lett., - 2007. - Vol. 98, no. 20 -Pp. 207202.

14. Chen G., Zhu J., Quesada A. et al. Novel Chiral Magnetic Domain Wall Structure in Fe/Ni/Cu(001) Films // Phys. Rev. Lett. - 2013. - Vol. 110. - Pp. 177204.

15. Bode M., Heide M., von Bergmann K. et al. Chiral magnetic order at surfaces driven by inversion asymmetry // Nature. - 2007. - Vol. 447, no. 7141. - Pp. 190-3.

16. Grigoriev S. V., Chetverikov Y. O., Lott D., and Schreyer A. Field induced chirality in the helix structure of Dy/Y multilayer films and experimental evidence for Dzyaloshinskii-Moriya interaction on the interfaces // Phys. Rev. Lett. - 2008. -Vol. 100, no. 19. - Pp. 197203.

17. Bruno P., Chappert C. Oscillatory Coupling between Ferromagnetic Layers Separated by a Nonmagnetic Metal Spacer // Phys. Rev. Lett. - 1991. - Vol. 67, no.18. - Pp. 2592.

18. Leiner V., Westerholt K., Blixt A. M. et al. Magnetic Superlattices with Variable Interlayer Exchange Coupling: A New Approach for the Investigation of Low-Dimensional Magnetism // Phys. Rev. Lett. - 2003. - Vol. 93, no.3 - Pp. 037202.

19. Wilkinson M., Koehler W., Wollan E. and Cable J. Neutron Diffraction Investigation of Magnetic Ordering in Dysprosium // J. Appl. Phys. - 1961. - Vol. 32, no. 3. - Pp. 48-49.

20. Koehler W.C., Cable J.W. et al. Magnetic structures of holmium. II. The magnetization process // Phys. Rev. - 1967. - Vol. 158. - Pp. 450-461.

21. Малеев С.В. Рассеяние поляризованных нейтронов в магнетиках // УФН. -2002. - Т. 172, № 6. - С. 617.

22. Никитин С.А. Магнитные свойства редкоземельных металлов и сплавов // М.: МГУ. - 1989. -248 с.

23. Rhyne J.J., Foner S., McNiff E.J. and Doclo R. Rare earth metal single crystals. I. High-field properties of Dy, Er, Ho, Tb, and Gd // J. Appl. Phys. -1968. - Vol. 39, no. 2 - Pp. 892-893.

24. Зверев В. И. Магнитные и магнитотепловые свойства гадолиния, тербия и гольмия в области магнитных фазовых переходов // Диссертация ... кандидата физико - математических наук: 01.04.11; [Место защиты: МГУ] - М., 2012. -149 с.

25. Chang L. L., Giessen B. C. Synthetic Modulated Structures // New York: Academic. - 1985.

26. Salamon M. B., Sinha S.; Rhyne J. J. Long-range incommensurate magnetic order in a Dy-Y multilayer // Phys. Rev. Lett. - 1986. - Vol. 56, no. 3. - Pp. 259-262.

27. Liu S. H., Gupta R. P., and Sinha S. K. Generalized Susceptibility Function for Rare Earths and Thorium and Their Alloys // Phys. Rev. B. - 1971. - Vol. 4, no. 4. - Pp. 1100-1111.

28. Majkrzak C. F., Cable J. W., Kwo J. et al. Observation of a Magnetic Antiphase Domain Structure with Long - Range Order in a Synthetic Gd-Y Superlattice // Phys. Rev. Lett. - 1986. - Vol. 57, no. - Pp. 923

29. Kosugi T., Kawano S., Achiwa N. et al. Direct evidence of helifan structures in holmium by single crystal neutron diffraction // Physica B: Condensed Matter. -2003. - Vol. 334, no. 3-4. - Pp. 365-368.

30. Herz R., Kronmuller H. Field-induced magnetic phase transitions in dysprosium // J. Magn. Magn. Mater. - 1978. - Vol. 9, no.1-3. - Pp. 273-275.

31. Benito L., Ward R. C. C., and Blamire M. G. Positive magnetoresistance induced by fan-type phases in a spin-spiral magnet // Phys. Rev. B. - 2013. - Vol. 88. - Pp. 224407.

32. Simoneta V., Loire M., and Ballou R. Magnetic chirality as probed by neutron scattering // Eur. Phys. J. Special Topics. - 2012. - Vol. 213., no. 1 - Pp. 5-36.

33. Baruchel J., Plamer S. B., Shlenker M. Observation of chirality domains in terbium by polarized neutron diffraction topography // J. Phusique. - 1981. - Vol. 42. -Pp.1279-1983.

34. Plakhty V. P., Schweika W., Bruckel Th. et al. Chiral criticality in helimagnet Ho studied by polarized neutron scattering // Phys. Rev. B. - 2001. - Vol. 64. - Pp. 100402.

35. Siratori K., Akimitsu J.,Kita E., Nishi M. A Method of Controlling the Sense of the Screw Spin Structure // J. Phys. Soc. Jpn. - 1980. - Vol. 48. - Pp. 1111-1114.

36. Дзялошинский И.Е. Термодинамическая теория «слабого» ферромагнетизма антиферромагнетиков // ЖЭТФ. - 1957. - Том. 32, № 6. - С. 1547-1562.

37. Bogdanov A. N., RôBler U. K. Chiral Symmetry Breaking in Magnetic Thin Films and Multilayers // Phys. Rev. Lett. - 2001. - Vol. 87, no. 3. - Pp. 037203.

38. Cre'pieux A., Lacroix C. Dzyaloshinsky—Moriya interactions induced by symmetry breaking at a surface // J. Magn. Magn. Mater. - 1998. - Vol. 182. - Pp. 341-349.

39. Изюмов Ю. А. Дифракция нейтронов на длиннопериодических структурах // М.: Энергоатомиздат. - 1987. - 200 с.

40. Григорьев С. В., Окороков А. И., Четвериков Ю. О. и др. Исследование киральной структуры Y/Dy многослойной системы методом малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов // Письма в ЖЭТФ. - Том. 83, № 11. - С. 568-572.

41. Haraldsen J. T., Fishman R. S. Control of chirality normal to the interface of hexagonal magnetic and nonmagnetic layers // Phys. Rev. B. - 2010. - Vol. 81. -Pp. 020404(R).

42. Xia K., Zhang W., Lu M. Noncollinear interlayer exchange coupling caused by interface spin-orbit interaction // Phys. Rev. B. - 1997. - Vol. 55, no. 18 - Pp. 12561-12565.

43. Grigoriev S.V., Lott D., Chetverikov Y.O., Grunwald A.T.D. et al. Interplay of RKKY, Zeeman, and Dzyaloshinskii-Moriya interactions and the nonzero average spin chirality in Dy/Y multilayer structures // Phys. Rev. B. - 2010. - Vol. 82. - Pp. 195432.

44. Nelson A. Co-refinement of multiple-contrast neutron/ X-Ray reflectivity data using MOTOFIT // J. Appl. Cryst. - 2006. - Vol. 6. - Pp. 273-276.

45. Вонсовский С.В. Магнетизм // М.: Наука. - 1971. -1032 с.

46. Tartakovskaya E. V. Field induced spin chirality and chirality switching in magnetic multilayers // J. Magn. Magn. Mater. - 2015. - Pp. 381. - Vol. 267-270.

47. Nagamiya T., Modification of Spin Screw Structure due to Anisotropy Energy and Applied Magnetic Field // J. Appl. Phys. - 1962. - Vol. 33 - Pp. 1029-1036.

48. Jensen J., Mackintosh A.R. Rare Earh magnetism: Structures and Exitations // Clarendon Press, Oxford. - 1991.

49. Kwo J., M H., and Nakahara S. Growth of rare-earth single crystals by molecular beam epitaxy: The epitaxial relationship between hcp rare earth and bcc niobium // Appl. Phys. Lett. - 1986. - Vol. 49. - Pp. 319-321.

50. Tarnavich V. V., Lott D., Mattauch S. et al. Field-induced chirality in the helix structure of Ho/Y multilayers // Phys. Rev. B. - 2014. - Vol. 89. - Pp. 054406.

51. Тарнавич В. В., Волегов А. С., Лотт Д. и др. Структурные и магнитные свойства гольмий-иттриевой сверхрешетки // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. - 2014. - № 10. - С. 19-25.

52. Jensen J., Mackintosh A.R. Helifan: A new type of magnetic structure // Phys. Rev. Lett. - 1990. - Vol. 64, no. 22 - Pp. 2699-2702.

53. Григорьев С. В., Тарнавич В.В., Четвериков Ю. О., и др. Наблюдение несоразмерных магнитных структур в многослойной системе Dy/Y в магнитном поле // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. - 2015. - № 10. - С. 5-11.

54. Сообщение Ю. О. Четверикова (ПИЯФ НИЦ КИ) и Е. Тартаковской (ИМ НАН Украины).

Приложение А

Рис. А.1 Зависимость намагниченности М от внешнего поля Н и его направления в ГПУ структуре для массивного Но при разных температурах [24]: а) и|| Ь Т = 5 - 20 К, а) И||Ь Т = 21 - 31 К, в) и||Ь Т = 45 - 65 К, г) а) и||Ь Т = 127 - 150 К, д) а) иЦа Т = 5 - 130 К, е) а) и||с Т = 5 - 130 К.

Приложение Б

Рис. Б.1 Зависимость намагниченности М от внешнего поля Н при Т = 15, 30, 45, 60, 90, 105 К для образца Ио20У30 (о-кривая намагничивания при 7=15 К).

Рис. Б. 2 Зависимость намагниченности М от внешнего поля Н при Т = 10, 20, 30, 60, 90 К для образца Ио45У30 (о-кривая намагничивания при 7=10 К).

Рис. Б. 3 Полевая зависимость магнитной восприимчивости для образца Но20У30 при Т = 15, 30, 60, 90, 105 К (Рис. сверху) и образца Но45У30 при Т = 10, 20, 30, 60, 90 К (Рис. снизу)

Т(К)

Рис. Б. 4 Зависимость намагниченности М от температуры Т при охлаждении образца Но20У30 в полях 0.05, 0.1, 0.5, 1, 5, 30, 70 кЭ (Рис. сверху) и образца Но45У30 в полях 0.1, 5, 10 кЭ (Рис. снизу)