ЖЭТФ, 2019, том 155, вып. 1, стр. 127-137

НЕОБЫЧНОЕ ПОВЕДЕНИЕ КОЭРЦИТИВНОЙ СИЛЫ

В НАНОКОМПОЗИТЕ (CoFeB)_x(LiNBO_y)100-x С ВЫСОКИМ

СОДЕРЖАНИЕМ МАГНИТНЫХ ИОНОВ

В ИЗОЛИРУЮЩЕЙ МАТРИЦЕ

В. В. Рыльковa,e,f*, А. Б. Дровосековb**, А. Н. Талденков^a, С. Н. Николаев^a,

О. Г. Удалов^c, А. В. Емельянов^a, А. В. Ситников^a,d, К. Ю. Черноглазов^a,

В. А. Демин^a, О. А. Новодворский^g, А. С. Веденеев^e, А. С. Бугаев^e,h

^a Национальный исследовательский центр «Курчатовский институт», 123182, Москва, Россия

^b Институт физических проблем им. П. Л. Капицы Российской академии наук, 119334, Москва, Россия

^c Институт физики микроструктур Российской академии наук, 603950, Нижний Новгород, Россия

^d Воронежский государственный технический университет, 394026, Воронеж, Россия

^e Фрязинский филиал Института радиотехники и электроники им. В. А. Котельникова Российской академии наук

141190, Фрязино, Московская обл., Россия

^f Институт теоретической и прикладной электродинамики Российской академии наук

127412, Москва, Россия

^g Институт проблем лазерных и информационных технологий Российской академии наук — филиал ФНИЦ

«Кристаллография и фотоника» Российской академии наук

140700, Шатура, Московская обл., Россия

^h Московский физико-технический институт

141700, Долгопрудный, Московская обл., Россия

Поступила в редакцию 10 июля 2018 г.,

после переработки 28 августа 2018 г.

Принята к публикации 28 августа 2018 г.

Методами магнитометрии и ферромагнитного резонанса изучены температурное поведение коэрцитивно-

го поля Hc(T ) и особенности магнитной анизотропии в пленках нанокомпозита (CoFeB)x(LiNbOy)100-x с

содержанием ферромагнитного сплава x = 33-48 aт. % вблизи перехода металл-изолятор (xc ≈ 42 aт. %).

Пленки представляли собой ансамбль сильно вытянутых (до 10-15 нм) в направлении роста наноком-

позита гранул CoFe с поперечным размером 2-4 нм, находящихся в матрице LiNbOy с высоким со-

держанием магнитных ионов Fe²⁺ и Co²⁺ (до 3 · 10²² см-3). В образцах с x < 42 aт. % обнаружено

немонотонное поведение Hc(T ) — резкий минимум при температуре TF ≈ 50 К, близкой к температуре

блокировки (T^∗b ≈ 70 K) магнитного момента гранул. Эффективное поле перпендикулярной ростовой

анизотропии (0.4-0.8 кЭ) оказывается на порядок меньше, чем поле анизотропии формы отдельной гра-

нулы (около 7 кЭ), и увеличивается с ростом x. Обнаруженные особенности объясняются тем, что в

исследованных перколяционных нанокомпозитах наряду с ферромагнитным межгранульным обменным

взаимодействием в бесконечном кластере большую роль играют эффекты поверхностной анизотропии

с участием магнитных ионов в тонком слое, примыкающем к кластеру и обусловливающем флуктуации

поверхностного взаимодействия, усиливая размагничивание нанокомпозита при T ≈ TF ∼

DOI: 10.1134/S0044451019010115

1. ВВЕДЕНИЕ

^* E-mail: vvrylkov@mail.ru

Металл-диэлектрические нанокомпозитные сис-

^** E-mail: drovosekov@kapitza.ras.ru

темы с высоким содержанием магнитных атомов

127

В. В. Рыльков, А. Б. Дровосеков, А. Н. Талденков и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

в изолирующей матрице представляют собой класс

ствие межгранульного взаимодействия описывается

пока еще слабо изученных гранулированных систем,

известным соотношением Нееля - Броуна [11]:

для которых ниже порога перколяции x_p ожидает-

(

)

√

ся усиленное проявление межгранульного обменного

H_c(T) = H_c(0)

(1)

взаимодействия ферромагнитного (ФМ) типа, сдви-

T_b

гающее переход к суперпарамагнитному (СПМ) по-

где T_b — температура блокировки,

ведению гранулированной системы в область более

низкого содержания металла x < x_p [1, 2]. Предпо-

T_b = K_aV/25k_B,

(2)

лагается, что межгранульный магнитный обмен сов-

местно с диполь-дипольным взаимодействием мо-

K_a — константа анизотропии, V — объем гранулы,

гут формировать так называемый суперферромаг-

k_B — постоянная Больцмана, а H_c(0) — коэрцитив-

нитный (СФМ) порядок в ансамбле магнитных мо-

ное поле при T → 0 К, которое для ансамбля изоли-

ментов отдельных гранул, который выше некоторой

рованных гранул равняется полю их анизотропии:

температуры T = T_SFM разрушается, сопровожда-

H_c(0) = H_a = 2K_a/M_s (M_s — намагниченность на-

ясь переходом системы в СПМ-состояние.

сыщения гранулы).

В настоящее время имеется довольно много экс-

В работе [12] соотношение (1) обобщено на слу-

периментальных исследований (см. работы [2-4] и

чай гранулированной системы с межгранульным об-

ссылки в них), свидетельствующих о проявлении

менным взаимодействием ФМ-типа. В этом случае

√

СФМ-порядка в гранулированных системах. Хотя

на зависимости H_c(

T ) при некотором значении

теоретическое описание СФМ-порядка, учитываю-

T^∗b ≤ T_b наблюдается излом, после которого H_c сле-

щее помимо диполь-дипольного другие возможные

дует с ростом T по тому же закону (1), H_c(T ) ∝

√

каналы межгранульного взаимодействия, связанно-

∝ -

T, но с меньшим наклоном вплоть до пересе-

го, например, с конкуренцией прыжкового и куло-

чения с осью абсцисс (H_c = 0) при T ≈ T_SFM . В об-

новского механизмов обмена [4] или с проявлени-

ласти T < T^∗b коэрцитивность обусловлена как явле-

ем механизма туннельного суперобмена через дис-

нием блокирования, так и обменным взаимодействи-

пергированные в изолирующей матрице атомарные

ем, тогда как при T^∗b < T < T_SFM только обменное

кластеры [2,5], в настоящее время отсутствует. Заме-

взаимодействие приводит к конечной величине H_c.

тим также, что эффекты резонансного туннелирова-

Заметим, что значение T^∗b сдвигается в область

ния через примесные состояния приводят, как пра-

более низких температур относительно T_b также

вило, к антиферромагнитному (АФМ) знаку меж-

вследствие диполь-дипольного взаимодействия (эф-

гранульного обмена [6, 7]. Наше недавнее обнару-

фектов размагничивания) [13]; в зависимости от

жение туннельного аномального эффекта Холла в

величины взаимодействия сдвиг может достигать

гранулированных пленках (CoFeB)_x(AlO_y)100-x c

40 %.

большим содержанием ионов Co²⁺ и Fe²⁺ (поряд-

В работах [3,12] было показано, что изложенные

ка 10²² см-3) [8, 9] указывает на существенное вли-

выше особенности в поведении коэрцитивного по-

яние этих примесей, выступающих в качестве цен-

ля хорошо наблюдаются экспериментально в случае

тров спин-орбитального рассеяния для туннелирую-

пленочных нанокомпозитов (НК) с различным на-

щих электронов [10].

правлением локальной анизотропии гранул как по-

В экспериментальных работах доказатель-

перек [3], так и вдоль пленки НК [12].

ством существования СФМ-упорядочения является

Нами недавно

были

изучены

НК

наблюдение в гранулированной пленке с активаци-

(Co₄₀Fe₄₀B₂₀)_x(LiNbO₃)100-x с гранулами ме-

онным характером проводимости (ниже перехода

талла, сильно вытянутыми вдоль оси роста НК до

металл-изолятор) доменов с характерным разме-

10-15 нм, имеющими латеральный размер 2-4 нм

ром, существенно превышающим размер гранул,

[9]. При этом сравнительные исследования намаг-

формирование которых обычно изучают методами

ничивания НК-слоев вдоль и перпендикулярно их

магнитооптического эффекта Керра, рентгенов-

плоскости не выявили заметной перпендикулярной

ского магнитного циркулярного дихроизма или

магнитной анизотропии [14], что было связано нами

магнитно-силовой микроскопии [1-3]. Интересная

с проявлением сильного межгранульного обменного

ситуация возникает в гранулированных системах с

взаимодействия ФМ-типа. Данная работа является

одинаково ориентированной одноосной магнитной

продолжением работ [9, 14] и нацелена на изучение

анизотропией гранул (ансамбль стонер-вольфартов-

особенностей магнитной анизотропии и проявлений

ских гранул), коэрцитивное поле которых в отсут-

СФМ-порядка в НК (Co₄₀Fe₄₀B₂₀)_x(LiNbO₃)100-x

128

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

Необычное поведение коэрцитивной силы.. .

путем изучения температурного поведения ко-

CoFe с латеральными размерами a = 2-4 нм в плос-

эрцитивного поля и ферромагнитного резонанса

кости. При этом значительная часть атомов металла

(ФМР) в различной геометрии поля относительно

находится в матрице в виде магнитных ионов Fe²⁺

пленки НК.

и Co²⁺ (до 3 · 10²² см-3) [9, 14].

Свойства НК изучались с помощью универсаль-

ных образцов, выполненных с использованием фо-

2. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА

толитографии в форме двойного холловского крес-

ЭКСПЕРИМЕНТА

та с шириной проводящего канала w = 1.2 мм, рас-

стоянием между потенциальными зондами на боко-

Пленочные НК (Co₄₀Fe₄₀B₂₀)_x(LiNbO₃)100-x по-

вых гранях l = 1.4 мм и толщиной пленок НК d ≈

лучены методом ионно-лучевого распыления состав-

≈ 0.76 мкм. Образцы различались компактностью,

ной мишени [15], представляющей собой пластину

и их можно было использовать для исследований

литого сплава Co₄₀Fe₄₀B₂₀ размером 280 × 80 мм²,

проводимости, эффекта Холла, намагниченности и

на которую крепилось 14 прямоугольных навесок

ФМР на имеющихся в распоряжении установках.

оксида LiNbO₃. Осаждение НК осуществлялось од-

новременно на пять ситалловых подложек разме-

Исследования транспортных свойств проводи-

ром 60 × 48 мм², которые располагались на дер-

лись с помощью автоматизированной установки,

жателе соосно относительно мишени на расстоя-

снабженной вакуумированной вставкой со сверхпро-

нии 200 мм от нее в виде полоски длиной 240 мм.

водящим соленоидом, погружаемой в транспортный

Неравномерное расположение на поверхности пла-

гелиевый сосуд Дьюара, в диапазоне температур

стины Co₄₀Fe₄₀B₂₀ навесок из LiNbO₃ позволило в

10-300 К в магнитном поле величиной до 1.5 Tл.

едином цикле формировать НК с различным соот-

Магнитные свойства НК были изучены с по-

ношением металлической фазы по длине держате-

мощью СКВИД-магнитометра Quantum Design

ля в диапазоне x = 6-48 ат. % [9, 14]. Детальные

MPMS-XL7. Измерения выполнены при температу-

структурные исследования, выполненные с исполь-

рах 1.9-350 К в полях до 70 кЭ, ориентированных

зованием методов высокоразрешающей электронной

как в плоскости, так и перпендикулярно плоскости

микроскопии, показали [9, 14], что НК представля-

образцов. Процедура измерений магнитного момен-

ет собой ансамбль нанокристаллитов сплава CoFe

та для определения коэрцитивного поля H_c была

с ОЦК-структурой, находящихся в изолирующей

следующей: устанавливалось поле величиной 10 кЭ,

матрице состава B-Li-Nb-O с меньшим средним

чтобы достичь режима насыщения намагниченно-

атомным номером. Другими словами, значитель-

сти. Затем поле уменьшалось до 200 Э и измерялась

ная часть бора при росте НК оказывается в оксид-

полевая зависимость магнитного момента от 200 до

ной матрице, а его содержание в гранулах заметно

-200 Э с шагом 20 Э. После этого устанавливалось

меньше величины 20 ат. %, при которой существен-

поле величиной -10 кЭ, затем -200 Э и далее сни-

на аморфизация сплава CoFeВ. Поскольку суще-

мались полевые зависимости магнитного момента

ствующими методами энергодисперсионного рент-

от -200 до 200 Э, как описано выше. Время на

геновского микроанализа (ЭРМ) невозможно, вы-

задание поля в одной точке, задержку и измерение

явить какая часть бора при росте НК оказывает-

момента составляло 50 с. Общее время измерений

ся в металлических гранулах, а какая часть — в

от -200 до 200 Э равнялось около 17 мин. Точ-

оксидной матрице [8], полученный НК невозмож-

ность измерений H_c была не хуже ±5 Э в области

но записать в виде точной формулы, отражающей

температур доминирования ФМ-компоненты в

его состав. Для краткости в дальнейшем мы бу-

намагниченности (T ≥ 25 K; см. ниже).

дем пользоваться приблизительной формулой НК

(CoFeB)_x(LiNbO_y)100-x [9,14]. Отметим, однако, что

Ферромагнитный резонанс (ФМР) образцов НК

при нахождении x по данным ЭРМ мы пользовались

исследовался в широком диапазоне частот 7-37 ГГц

для определенности формулой НК, отражающей со-

и температур 4-300 К при различных ориентациях

став мишени, т. е. (Co₄₀Fe₄₀B₂₀)_x(LiNbO₃)1-x.

магнитного поля (до 10 кЭ) относительно плоскости

Другой структурной особенностью синтезиро-

пленок. Для регистрации сигнала ФМР на постоян-

ванного НК (CoFeB)_x(LiNbO_y)100-x является явно

ной частоте измерялась зависимость СВЧ-мощнос-

выраженная ростовая анизотропия [9,14]. Получен-

ти, прошедшей через полый резонатор с исследуе-

ный НК состоит из удлиненных (до c ≈ 10-15 нм)

мым образцом, от величины приложенного магнит-

в направлении роста НК кристаллических гранул

ного поля [16].

129

ЖЭТФ, вып. 1

В. В. Рыльков, А. Б. Дровосеков, А. Н. Талденков и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

-1

–1

[Ом

.см

]

M, Гс

2000

2 K

M_PMs

1000

100

300

M_FMs

-1000

-1

-2000

-2

0.1

0.2

0.3

-1/2

H, Тл

(1/T)^1/2, K

-1

–1

M, Гс

, Ом

.см

2000

5 K

1000

100

300

–1000

–2000

–2

ln T [K]

H, Тл

Рис. 1. (В цвете онлайн) а,б) Зависимости намагниченности M от магнитного поля H для пленок нанокомпозита

(CoFeB)x(LiNbOy)100-x с x = 33 ат. % (а) и x = 48 ат. % (б) при различных температурах в диапазоне T = 2-300 К

(цифры около кривых). Магнитное поле при измерениях приложено вдоль пленки. в,г) Температурные зависимости

проводимости σ НК в координатах lnσ-(1/T)1/2 (в) и σ-ln T (г)

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

мости намагниченности M(T ) для обоих образцов

при T < 20 К, в отличие от обычных НК, начина-

ет достаточно сильно проявляться парамагнитный

Несмотря на специфические структурные осо-

(ПМ) вклад, который при T = 2-5 К в условиях на-

бенности НК (CoFeB)_x(LiNbO_y)100-x, описанные

сыщения намагниченности существенно превыша-

выше, их температурные зависимости проводимо-

ет ФМ-компоненту M_FMs

: M_PMs/M_FMs

≈ 3.5,

сти подчиняются общим закономерностям для гра-

3.2 соответственно при x ≈ 33, 48 ат. %, (рис. 1).

нулированных систем [17]. Данный факт иллюстри-

Анализ температурного поведения ПМ-компоненты

рует рис. 1в,г. На рис. 1в,г приведены темпера-

M_PM (T) с использованием функции Бриллюэна по-

турные зависимости проводимости σ(T) для образ-

казал, что в качестве ПМ-центров выступают маг-

цов с x ≈ 33, 48 ат. %. Видно, что ниже перехо-

нитные ионы Fe²⁺ и Co²⁺ со средним магнитным

да металл-изолятор, наблюдаемого в данных НК

моментом на ион m

= 5.1μ_B и концентрацией,

при x = x_c ≈ 42 ат. % [14], проводимость σ следу-

достигающей N_i

≈ (2.4-3) · 10²² см-3 при x =

ет известному закону «1/2», ln σ ∝ -(T₀/T)1/2 (см.

= 33-47 ат. % [14].

рис. 1в), а на «металлической» стороне перехода при

x ≥ x_c этот закон сменяется логарифмическим пове-

На рис. 2 представлены температурные зависи-

дением проводимости, σ(T ) ∝ ln T , предсказанным

мости магнитного момента m, полученные в слабом

в работе [18]. В этих условиях в полевой зависи-

поле для образцов с различным содержанием метал-

130

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

Необычное поведение коэрцитивной силы.. .

m, 10^-3 ед. СГСМ

и объемом V

= (π/6)a²c ≈ 4.7 · 10-20 см³. Для

2.5

простоты пренебрежем вкладами кристаллической

и поверхностной магнитных анизотропий. Констан-

та анизотропии формы для вытянутого эллипсоида

2.0

равна

41 ат. %

1.5

K_a = (1/2)M2s(N_a - N_c),

(3)

ZFC

47 ат. %

где N_a, N_c — коэффициенты размагничивания. При

1.0

m = c/a ≫ 1, согласно работе [21], имеем

33 ат. %

[

]

3(ln 2m - 1)

0.5

N_a - N_c ≈ 2π 1 -

≈ 1.5π.

m²

T_max

T_irr

Для оценки K_a положим M_s ≈ 1.5 · 10³ Гс как сред-

100

150

200

250

300

нее значение M_s для сплавов Co₄₀Fe₄₀B₂₀ и Co₅₀Fe₅₀

T, K

[22, 23]. Подставляя величины M_s и N_a - N_c ≈ 1.5π

в выражение (3) и используя формулу (2), получим

Рис. 2. (В цвете онлайн) Зависимости магнитного момента

m от температуры для образцов (CoFeB)x(LiNbOy)100-x

T_b = K_aV/25k_B ≈ 70 К,

с x = 33, 41, 47 ат.%, измеренные при их нагреве в сла-

бом поле 100 Э после охлаждения в нулевом поле (кривые

что согласуется с экспериментом (см. рис. 2).

ZFC) и после охлаждения в поле 100 Э (кривые FC)

На рис. 3 показаны температурные зависимости

коэрцитивного поля H_c(T ) для образцов с содер-

жанием металла ниже ПМИ (x ≈ 32.5 ат. %) и на

ла (так называемые ZFC- и FC-кривые), которые де-

его металлической стороне (x ≈ 44 ат. %) [14], из-

монстрируют эффекты блокировки магнитного мо-

меренные в полях, параллельном и перпендикуляр-

мента гранул. Кривые ZFC (zero-field cooling) полу-

ном пленке НК. В образце (CoFeB)₃₃(LiNbO_y)₆₇ по-

чены путем охлаждения образцов от 300 до 5 К в ну-

ведение H_c(T) существенно отличается от предска-

левом поле и последующего измерения их намагни-

занного в работе [12]. Вместо монотонного роста H_c

ченности в слабом поле 100 Э при нагреве до 300 К.

с понижением температуры наблюдается его резкое

После нагрева образцы снова охлаждались в поле

уменьшение в области T ≈ T_max ≈ 50 К до H_c = 11-

100 Э и повторно измерялась их намагниченность —

15 Э и затем увеличение более чем на порядок при

кривые FC (field cooling). На рис. 2 видно, что для

T = 5 К (рис. 3а). Еще одна особенность заключает-

образцов с x ≈ 41 ат.% и x = 47 ат.% при темпе-

ся в том, что, несмотря на заметную вытянутость

ратуре ниже некоторой T_irr ≈ 125 К (температура

гранул, значения H_c для поля вдоль и перпенди-

«необратимости») температурные зависимости на-

кулярно плоскости НК в этом случае практически

магниченности M_ZFC (T ) и M_FC (T ), измеренные в

совпадают в диапазоне T ≈ 10-300 К. При T ≤ 5 К

ZFC- и FC-режимах, расходятся, что связано с эф-

наблюдается тенденция к насыщению поля H_c, ко-

фектами блокировки («замораживания») магнитно-

торое при 2 К достигает около 300 Э.

го момента гранул. В этих условиях на зависимо-

В образце (CoFeB)₄₄(LiNbO_y)₅₆ коэрцитивное

стях M_ZFC (T ) проявляется пологий максимум при

поле в обоих геометриях измерений растет с умень-

T_max ≈ 50 К. В случае образца с небольшим содер-

шением температуры, демонстрируя в продольном

жанием x ≈ 33 ат. % значения T_irr и T_max практиче-

поле насыщение при T

≲ 30 К (рис. 3б). При

ски совпадают. Сильные различия T_irr и T_max могут

этом в диапазоне T

≈ 10-200 К величина H_c в

быть связаны с разбросом энергий блокировки гра-

поперечной геометрии измерений заметно превы-

нул из-за разных их размеров, с флуктуациями меж-

шает свое значение, полученное в продольном по-

гранульного обмена и диполь-дипольного взаимо-

ле. Отметим, что ниже 10 К в поперечной гео-

действия, а также с эффектами поверхностной ани-

метрии наблюдается некоторое уменьшение H_c с

зотропии [2, 13, 19,20]. В этих условиях эффектив-

уменьшением температуры, которое, как показыва-

ная температура блокирования T^∗b находится меж-

ет наш анализ, отражает влияние ПМ-компоненты

ду T_max и T_irr. Оценим T^∗b с использованием соотно-

на определяемую величину H_c (после вычитания

шения (2), аппроксимируя гранулы вытянутыми эл-

ПМ-компоненты из общей намагниченности значе-

липсоидами вращения с осями c = 10 нм и a = 3 нм

ние H_c, наоборот, незначительно увеличивается с

131

В. В. Рыльков, А. Б. Дровосеков, А. Н. Талденков и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

уменьшением T ). Интересно также отметить, что

для образца с x ≈ 44 aт. % в области T ≈ 10-300 К

H_c, Э

зависимость H_c(T1/2) удается описать, согласно ра-

боте [12], двумя линейными функциями (рис. 3в).

Точка пересечения этих функций дает температуру

блокировки T_b ≈ 65 K, совпадающую с полученной

100

ранее оценкой этой величины (T_b ≈ 70 К), а также

измеренной в ZFC-экспериментах (см. рис. 2).

Согласно данным работ [12, 24], в случае НК

Co-Al₂O₃ с ростовой перпендикулярной анизотро-

пией последняя ослабляется при приближении к по-

рогу перколяции из-за образования крупных класте-

ров из слипшихся гранул с размерами, заметно пре-

вышающими характерный размер отдельной грану-

100

T, K

лы. В нашем случае, судя по разнице в коэрцитив-

H_c, Э

ных полях, измеренных при намагничивании НК в

направлениях, перпендикулярном и параллельном

плоскости пленки, ростовая анизотропия сильнее

100

проявляется при содержании металла x ≈ 44 ат. %,

чем при x ≈ 32.5 ат. %. Данный факт коррелирует с

результатами исследования особенностей магнитной

анизотропии, полученными из измерений ФМР.

Как известно, частоты ФМР для тонкой одно-

родной ФМ-пленки в случаях касательной и нор-

мальной ориентаций внешнего магнитного поля опи-

сываются соответствующими формулами Киттеля:

100

T, K

H_c, Э

ω_∥ = γ[H(H + 4πM_eff )]1/2,

(4)

300

ω_⊥ = γ(H - 4πM_eff ).

Здесь γ — гиромагнитное отношение, 4πMeff

—

эффективное поле, учитывающее для гранулярной

200

пленки поля размагничивания как всего образца,

так и отдельных гранул [25, 26], а также возмож-

ные анизотропные магнитные эффекты кристалли-

100

ческой природы [16]. Более того, наличие случай-

ного распределения анизотропии индивидуальных

гранул может приводить к искажению (асиммет-

рии) линии ФМР и, строго говоря, к неприменимо-

сти простых формул (4) [27]. Тем не менее в случае

1/2

относительной слабости этого эффекта положение

T^1/2, K

максимума поглощения можно по-прежнему при-

Рис.

(В

цвете онлайн) Температурные зависи-

ближенно описывать формулами (4) с учетом до-

мости коэрцитивного поля Hc(T ) для образцов

полнительного сдвига линии по магнитному полю,

(CoFeB)x(LiNbOy)100-x с содержанием металла ни-

H → H + δH, где δH характеризует величину раз-

же перехода металл-изолятор (а, x ≈ 33 ат. %) и на его

броса локальной анизотропии гранул [27]:

металлической стороне (б, x ≈ 44 ат. %), измеренные

в полях, параллельном (кривые 1) и перпендикулярном

ω_∥ = γ[(H + δH)(H + δH + 4πM_eff )]1/2,

(кривые 2) пленке НК. в) Зависимости Hc(T) для образца

(5)

ω_⊥ = γ(H + δH - 4πM_eff ).

с x ≈ 44 ат.% в координатах Hc-T1/2

Анализ ФМР для двух ориентаций магнитного

поля с помощью формул (5) позволяет определить

132

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

Необычное поведение коэрцитивной силы.. .

H_res, кЭ

f = 25 ГГц

H_||

f = 7.65 ГГц

H_||

33.5 ат. %

H, кЭ

45 ат. %

f = 25 ГГц

H_||

Рис. 5. (В цвете онлайн) Угловые зависимости положения

f = 7.65 ГГц

линии ФМР — резонансного поля Hres(θ), для двух пле-

нок НК с концентрациями x ≈ 33.5, 48 aт. %, измеренного

на частоте 7.65 ГГц при комнатной температуре. Звездоч-

H_||

ками показана зависимость Hres(θ) для узкого пика ФМР,

наблюдаемого в образце с x ≈ 48 ат. % (см. рис. 4)

H, кЭ

48 ат. % (т. е. ниже и выше перехода металл-изоля-

тор), а на рис. 5 — результирующие угловые зави-

Рис. 4. (В цвете онлайн) Спектры ФМР-резонанса для пле-

симости резонансного поля H_res (положения линии

нок НК (CoFeB)x(LiNbOy)100-x с содержанием металла

ниже (а, x ≈ 33.5 ат. %) и выше (б, x ≈ 48 ат. %) перехода

ФМР) от угла θ между направлением поля и плос-

металл-изолятор, измеренные на частотах 7.65 и 25 ГГц

костью пленки, полученные при комнатной темпера-

при ориентации магнитного поля вдоль и перпендикулярно

туре. Для обоих образцов угловые зависимости ли-

плоскости пленки. Температура измерений T = 300 K

нии ФМР демонстрируют поведение, типичное для

ФМ-пленки с анизотропией типа легкая плоскость

как величину 4πM_eff , так и δH. В данной рабо-

(см., например, работу [29]).

те мы использовали такой подход для определения

Для образца с x ≈ 33.5 ат. % линия поглоще-

величины 4πM_eff для пленок. При этом получен-

ния сильно уширена в сравнении с линией для об-

ные значения δH составляют не более 10 % от вели-

разца (CoFeB)₄₈(LiNbO_y)₅₂, что можно объяснить

чины 4πM_eff и здесь не анализируются. Заметим,

более высокой степенью магнитной неоднороднос-

что при наличии средней анизотропии гранул вели-

ти пленки, например, из-за больших флуктуаций

чина 4πM_eff , определенная из данных ФМР, отли-

межгранульного обмена и большего разброса вслед-

чается от величины 4πM_s, полученной из статиче-

ствие этого локальной анизотропии гранул. Рас-

ских измерений (M_s — намагниченность насыщения

четная величина эффективного поля размагничи-

ФМ-компоненты). Разность этих величин определя-

вания, 4πM_eff

≈ 4.9 кЭ, в этом случае оказыва-

ет эффективное поле наведенной перпендикулярной

ется несколько меньше значения 4πM_s ≈ 5.3 кЭ,

анизотропии пленки [28]:

полученного из измерений статической намагничен-

ности (рис. 6а), что естественно связать с наличи-

H_a = 4πM_s - 4πM_eff .

(6)

ем дополнительной константы анизотропии K ти-

На рис. 4 показаны спектры ФМР для пленок

па легкая ось, связанной с вытянутой формой гра-

с концентрациями металлической фазы x ≈ 33.5,

нул в направлении, перпендикулярном пленке. Со-

133

В. В. Рыльков, А. Б. Дровосеков, А. Н. Талденков и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

4 M, кЭ

4 M_s

4 M_eff

100

200

300

100

200

300

T, K

Рис.

6. (В цвете онлайн) Температурные зависимости поля размагничивания

4πM(T ) для пленок НК

(CoFeB)x(LiNbOy)100-x с содержанием металла x ≈ 33.5 ат. % (а) и x = 48 ат. % (б), найденные из измерений статиче-

ской намагниченности и ФМР. Сплошными линиями показаны расчетные зависимости 4πM(T ), полученные подгонкой

с использованием закона Блоха ΔM/M ∝ -T3/2. Звездочками представлена зависимость 4πM(T ), соответствующая

слабому узкому пику ФМР, наблюдаемому в образце с x = 48 ат. % (б)

ответствующее поле анизотропии для этого образца

ный вклад легкоосной анизотропии ФМ-гранул в

составляет, согласно выражению (4), H_a ≈ 0.4 кЭ

эффективное поле 4πM_eff . При этом узкий допол-

при T = 300 К и почти не зависит от температуры

нительный пик поглощения с 4πM_eff ≈ 4πM_s, на-

(рис. 6а).

блюдаемый в перпендикулярном поле, по-видимому,

связан с формированием в пленке мезоскопических

Ситуация заметно изменяется для образца

ФМ-кластеров с небольшой константой анизотропии

(CoFeB)₄₈(LiNbO_y)₅₂, в котором линия поглоще-

K типа легкая плоскость, увеличивающейся с пони-

ния в касательном поле существенно сужается

жением температуры (при 300 К величина K ≈ 0).

по сравнению с образцом с x ≈ 33.5 ат. %. Этот

Обратная ситуация наблюдается в отношении пер-

эффект, очевидно, связан с усилением туннельной

пендикулярной ростовой анизотропии, вклад кото-

связи между гранулами на металлической стороне

рой с понижением температуры уменьшается: H_a ≈

перехода металл-изолятор, сопровождаемым прояв-

≈ 0.8 кЭ и H_a ≈ 0.65 кЭ соответственно при T =

лением логарифмического поведения проводимости:

= 300 К и T = 100 К.

σ(T ) ∝ ln T [18] (см. рис. 1г). Другая особенность

связана с тем, что при приложении поля вдоль

Заметим, что локальное поле анизотропии от-

нормали к плоскости НК линия ФМР в этом случае

дельных гранул в нашем случае существенно вы-

расщепляется на несколько составляющих (см.

ше, чем эффективное поле H_a, найденное из изме-

рис. 4 и 5). Наиболее интенсивный, основной, пик

рений ФМР, а также из измерений коэрцитивного

соответствует значению

4πM_eff

≈ 5.9 кЭ при

поля в пределе низких температур в предположе-

300 К. Более слабый узкий пик справа от основного

нии, что гранулы являются изолированными: H_a =

соответствует 4πM_eff ≈ 6.7 кЭ. Заметим, что зна-

= H_c(0) ≈ 0.3 кЭ (см. рис. 3). Так, для гранул,

чение 4πM_s, полученное из статических измерений,

описанных выше (c = 10 нм, a = 3 нм, Ms ≈

составляет примерно 6.7 кЭ.

≈ 1.5 · 10³ Гс), получим Ha = 2Ka/Ms ≈ 7 кЭ.

Таким образом, для образца с концентрацией ме-

Заманчиво столь большое отличие локального поля

таллической фазы выше, чем при переходе металл-

H_a от эффективного связать с проявлением меж-

изолятор (x ≈ 48 ат. %), сохраняется существен- гранульного обмена ФМ-типа, подавляющего маг-

134

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

Необычное поведение коэрцитивной силы.. .

нитную анизотропию отдельных гранул, обусловли-

при T

≤ 20 K небольших подъемов на темпе-

вая, тем самым, магнитную гомогенизацию грану-

ратурных зависимостях намагниченности насыще-

лированной НК-системы [1-4]. Однако обнаружен-

ния ФМ-компоненты M_FM (T ). Существенно, что та-

ная нами немонотонная температурная зависимость

кое поведение наблюдалось в случае образцов как

коэрцитивного поля H_c(T ) (см. рис. 3), отличная

(CoFeB)_x(LiNbO_y)100-x, так и (CoFeB)_x(AlO_y)100-x

от наблюдаемой ранее в НК с СФМ-упорядочением

с содержанием металла x

≈ 47 aт. %, близким

[3, 12], вынуждает ввести в рассмотрение дополни-

к тому, при котором происходит переход металл-

тельные возможные взаимодействия. В частности,

изодятор (см. рис. 4а в работе [14]). Обнаруженные

поверхностное анизотропное взаимодействие, кото-

особенности были связаны нами с эффектами близо-

рое в случае тонких пленок сплава CoFe доволь-

сти и с ФМ-упорядочением магнитных ионов, при-

но велико и стремится выстроить магнитные мо-

мыкающих к скелету бесконечного кластера, сфор-

менты атомов перпендикулярно поверхности пленки

мированного ФМ-упорядоченными гранулами. За

[28]. Интересно также, что в случае аморфных маг-

ФМ-упорядочение данных гранул могут быть от-

нитных наночастиц (размером около 3 нм) Fe-Ni-B

ветственны магнитные ионы, расположенные непо-

и Co-Ni-B [19, 20], диспергированных в полимер-

средственно в зазорах между гранулами (см. опи-

ной матрице, наблюдалась аномалия в поведении

сание особенностей структуры кластера и рис. 8

H_c(T), подобная обнаруженной в наших экспери-

в работе [8]). Другими словами, в нашем случае

ментах, а именно, минимум на зависимости H_c(T )

магнитные ионы, содержание которых достигает

(см. рис. 3а). В работе [30] удалось количественно

N_i ≈ (2-3)·10²² см-3, разумно разделить на несколь-

описать данную аномалию ансамбля аморфных на-

ко частей — ионы, входящие в состав кластера, и

ночастиц в рамках двухслойной модели гранулы, со-

ионы, находящиеся на его периферии, в том числе

стоящей из ФМ-ядра с одноосной анизотропией и

в переходном магнитно-неупорядоченном слое у его

магнитно-неупорядоченной (спин-стекольной) обо-

поверхности. Разумно предположить, что послед-

лочки с сильным поверхностным анизотропным вза-

ние принимают активное участие в поверхностном

имодействием.

анизотропном взаимодействии и при температурах

В работах [19, 20, 30] минимум на зависимости

T_F ∼ 50 К способствуют пространственным флукту-

H_c(T) наблюдался при температуре T = T_F ≈ 8 K,

ациям поверхностной спиновой плотности, приводя

отвечающей температуре вымораживания спинов

к «размагничиванию» гранул и уменьшению коэр-

оболочки и ее переходу в стекольное кластерное

цитивного поля по аналогии с результатами рабо-

состояние. Подтверждением тому служило наблю-

ты [30]. Однако при дальнейшем понижении темпе-

дение двух максимумов на температурной зави-

ратуры магнитный момент гранул все сильнее бло-

симости намагниченности M_ZFC (T ), измеренной в

кируется, а флуктуации вымораживаются, приводя

ZFC-режиме, один из которых при T ≈ 60 K отвечал

к подъему на зависимости M_FM (T ). Очевидно, что

температуре блокирования ФМ-фазы (ядер) частиц,

эффекты перпендикулярной поверхностной анизо-

а другой при T_F ≈ 8 K — температуре выморажи-

тропии наряду с межгранульным ФМ-обменом мо-

вания спинов их оболочек. В нашем случае ситуа-

гут снижать роль ростовой анизотропии и умень-

ция иная; минимум на зависимости H_c(T ) наблю-

шать эффективное поле анизотропии H_a, измерен-

дается при температуре T_F ≈ T_max ≈ 50 К, близ-

ное методом ФМР или найденное из измерений H_c

кой к температуре блокировки магнитных моментов

в пределе низких температур (см. рис. 3). Однако

гранул. При этом низкотемпературный максимум на

эти эффекты должны ослабляться при приближе-

ZFC-кривых не проявляется. Вероятно, это обуслов-

нии к порогу перколяции с диэлектрической сторо-

лено тем, что в нашем случае гранулы CoFe пред-

ны из-за укрупнения металлических кластеров, что

ставляют собой напряженные кристаллиты [9, 14],

и наблюдается экспериментально.

заключенные в достаточно тонкую (порядка посто-

Обратим внимание, что существование значи-

янной решетки) магнитно-неупорядоченную оболоч-

тельного обменного взаимодействия (ФМ-типа)

ку, в которой концентрация атомов Fe и Co умень-

между гранулами через парамагнитные атомы

шается от объемного значения в грануле (порядка

также может способствовать немонотонному тем-

10²³

см-3) до значения Ni ≈ (2-3) · 1022 см-3 в

пературному поведению коэрцитивного поля H_c.

аморфной оксидной матрице LiNbO_y.

Действительно, обменное взаимодействие в этом

Определенным свидетельством в пользу нали-

случае может осуществляться сходным образом, как

чия подсистемы из магнитно-неупорядоченных обо-

в задаче о взаимодействии магнитных поляронов

лочек гранул является наблюдение в работе [14]

[31]. Магнитный центр (гранула) намагничивает

135

В. В. Рыльков, А. Б. Дровосеков, А. Н. Талденков и др.

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

парамагнитные примеси,

Эффективное поле перпендикулярной ростовой

анизотропии (0.4-0.8 кЭ), найденное из ФМР-изме-

m_pm ∝ χ(M₁ + M₂),

рений, оказывается на порядок меньше, чем поле

где M1,2 — магнитные моменты двух взаимодей-

анизотропии отдельной гранулы (около 7 кЭ), и уве-

ствующих гранул, а χ — восприимчивость парамаг-

личивается с ростом x. Обнаруженные особенности

нитных центров. В этих условиях энергия взаимо-

объясняются тем, что в исследованных перколя-

действия гранул пропорциональна χ(M₁, M₂). В об-

ционных НК наряду с межгранульным обменным

ласти температур порядка 50 К может происходить

ФМ-взаимодействием в бесконечном кластере

вымораживание флуктуаций магнитных моментов

большую роль играют эффекты анизотропного

части примесей, участвующих во взаимодействии,

поверхностного взаимодействия с участием маг-

что означает эффективное снижение их магнитной

нитных ионов в тонком слое, примыкающем к

восприимчивости и уменьшение величины взаимо-

бесконечному кластеру и обусловливающем про-

действия, а значит, и коэрцитивного поля. В этом

странственные флуктуации его поверхностной

отношении данный механизм схож с рассмотренным

спиновой плотности, приводя к размагничиванию

выше и подобен механизму возникновения миниму-

НК при T ≈ T_F - T^∗b.

ма на зависимости H_c(T ), описанному в работе [30].

Наконец отметим, что детальное описание по-

Работа выполнена при поддержке Феде-

ведения коэрцитивного поля в нашем случае, без-

рального агентства научных организаций (со-

условно, требует микромагнитного моделирования

глашение

№007-03-2018-415) в части

«синте-

распределения намагниченности в гранулах с ис-

за пленок (CoFeB)_x(LiNbO_y)100-x» и

грантов

пользованием методов Монте-Карло, которое учи-

РФФИ (№№ 16-07-00657, 18-07-00772, 18-07-00756,

тывает не только эффекты поверхностной анизотро-

18-07-00729, 17-47-500273, 16-07-00798, 18-37-00267,

пии [30], но и наличие довольно сильного межгра-

15-29-01171) в части «исследования намагничен-

нульного обмена, а также диполь-дипольного взаи-

ности и электрофизических свойств полученных

модействия. Решение данной задачи является весь-

нанокомпозитных пленок».

ма непростым и выходит за рамки данной работы.

Прецизионные исследования коэрцитивности

выполнены при поддержке НИЦ «Курчатовский

институт» (приказ №1713) с использованием обо-

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

рудования ресурсного центра электрофизических

С использованием магнитометрии и ФМР ис-

методов.

следованы температурное поведение коэрцитивного

поля H_c(T ) и особенности магнитной анизотро-

ЛИТЕРАТУРА

пии пленочных НК (CoFeB)_x(LiNbO_y)100-x с

содержанием ФМ-сплава (x = 33-48 aт. %) вбли-

1. S. Bedanta, T. Eimüller, W. Kleemann, J. Rhensius,

зи перехода металл-изолятор (x_c

≈ 42 aт.%).

F. Stromberg, E. Amaladass, S. Cardoso, and

Пленки представляли собой ансамбль сильно вы-

P. P. Freitas, Phys. Rev. Lett. 98, 176601 (2007).

тянутых (до 10-15 нм) в направлении роста НК

2. S. Bedanta and W. Kleemann, J. Phys. D 42, 013001

кристаллических ОЦК-гранул CoFe с поперечным

(2009).

размером 2-4 нм, находящихся в матрице LiNbO_y

с высоким содержанием магнитных ионов Fe²⁺ и

3. A. A. Timopheev, I. Bdikin, A. F. Lozenko,

Co²⁺ (до 3 · 10²² см-3). Во всем исследованном

O. V. Stognei, A. V. Sitnikov, A. V. Los, and

N. A. Sobolev, J. Appl. Phys. 111, 123915 (2012).

диапазоне концентраций гистерезисный характер

в намагниченности наблюдался до температур

4. O. G. Udalov and I. S. Beloborodov, Phys. Rev. B 95,

выше 300 К, заметно превосходящих характерную

045427 (2017).

температуру блокирования магнитного момента

5. V. N. Kondratyev and H. O. Lutz, Phys. Rev. Lett.

гранул, T^∗b ≈ 70 К. В образцах с содержанием спла-

81, 4508 (1998).

ва ниже перехода металл-изолятор обнаружено

немонотонное поведение H_c(T ), не описываемое

6. M. Ye. Zhuravlev, E. Y. Tsymbal, and A. V. Vedya-

yev, Phys. Rev. Lett. 94, 026806 (2005).

модифицированным законом Нееля - Броуна

[3],

а именно, резкий минимум на зависимости H_c(T )

7. J. P. Velev, M. Ye. Zhuravlev, K. D. Belashchenko,

при температуре T_F

≈ 50 К, близкой к темпе-

S. S. Jaswal, E. Y. Tsymbal, T. Katayama, and

ратуре блокировки магнитных моментов гранул.

S. Yuasa, IEEE Trans. Magn. 43, 2770 (2007).

136

ЖЭТФ, том 155, вып. 1, 2019

Необычное поведение коэрцитивной силы.. .

V. V. Rylkov, S. N. Nikolaev, K. Yu. Chernoglazov,

17.

I. S. Beloborodov, A. V. Lopatin, V. M. Vinokur, and

V. A. Demin, A. V. Sitnikov, M. Yu. Presnyakov,

K. B. Efetov, Rev. Mod. Phys. 79, 469 (2007).

A. L. Vasiliev, N. S. Perov, A. S. Vedeneev, Yu. E. Ka-

18.

K. B. Еfetov and A. Tschersich, Phys. Rev. B 67,

linin, V. V. Tugushev, and A. B. Granovsky, Phys.

174205 (2003).

Rev. B 95, 144202 (2017).

19.

E. De Biasi, C. A. Ramos, and R. D. Zysler, Phys.

V. V. Rylkov, A. V. Sitnikov, S. N. Nikolaev,

Rev. B 65, 144416 (2002).

V. A. Demin, A. N. Taldenkov, M. Yu. Presnyakov,

A. V. Emelyanov, A. L. Vasiliev, Yu. E. Kalinin,

20.

R. D. Zysler, H. Romero, C. A. Ramos, E. De Biasi,

A. S. Bugaev,V. V. Tugushev, and A. B. Granovsky,

and D. Fiorani, J. Magn. Magn. Mater. 266, 233

J. Magn. Magn. Mater. 459, 197 (2018).

(2003).

10.

A. V. Vedyayev, N. V. Ryzhanova, N. Strelkov, and

21.

J. A. Osborn, Phys. Rev. 67, 351 (1945).

B. Dieny, Phys. Rev. Lett. 110, 247204 (2013).

22.

Y.-T. Chen and S. M. Xie, J. Nanomater. 2012, DOI:

11.

L. Neel, Ann. Geophys. 5, 99 (1949); J. Phys. Soc.

10.1155/2012/486284 (2012).

Jpn. (Suppl. B1) 17, 676 (1961).

23.

Handbook of Magnetic Measurements, ed. by S. Tu-

12.

A. A. Timopheev, S. M. Ryabchenko, V. M. Kalita,

manski, CRC Press (2011), p. 382.

A. F. Lozenko, P. A. Trotsenko, V. A. Stephanovich,

A. M. Grishin, and M. Munakata, J. Appl. Phys. 105,

24.

А. А. Тимофеев, С. М. Рябченко, В. М. Калита,

083905 (2009).

А. Ф. Лозенко, П. А. Троценко, О. В. Стогней,

А. В. Ситников, ФТТ 53, 463 (2011).

13.

В. М. Калита, А. А. Тимофеев, С. М. Рябченко,

ЖЭТФ 139, 508 (2011).

25.

J. Dubowik, Phys. Rev. B 54, 1088 (1996).

14.

В. В. Рыльков, С. Н. Николаев, В. А. Демин,

26.

С. А. Вызулин, Е. В. Лебедева, Д. А. Лысак,

А. В. Емельянов, А. В. Ситников, К. Э. Никируй,

Н. Е. Серьев, Изв. РАН, сер. физ. 74, 1757 (2010).

В. А. Леванов, М. Ю. Пресняков, А. Н. Талденков,

27.

А. Г. Гуревич, Магнитный резонанс в ферритах и

А. Л. Васильев, К. Ю. Черноглазов, А. С. Ведене-

антиферромагнетиках, Наука, Москва (1973).

ев, Ю. Е. Калинин, А. Б. Грановский, В. В. Тугу-

шев, А. С. Бугаев, ЖЭТФ 153, 424 (2018).

28.

M. A. W. Schoen, J. Lucassen, H. T. Nembach,

T. J. Silva, B. Koopmans, C. H. Back, and

15.

С. А. Гриднев, Ю. Е. Калинин, А. В. Ситников,

J. M. Shaw, Phys. Rev. B 95, 134410 (2017).

О. В. Стогней, Нелинейные явления в нано- и мик-

рогетерогенных системах, БИНОМ, Лаборатория

29.

А. А. Тимофеев, С. М. Рябченко, А. Ф. Лозенко,

знаний, Москва (2012).

П. А. Троценко, О. В. Стогней, А. В. Ситников,

С. Ф. Авдеев, ФНТ 33, 1282 (2007).

16.

A. B. Drovosekov, N. M. Kreines, A. O. Savitsky,

30.

E. De Biasi, R. D. Zysler, C. A. Ramos, H. Romero,

S. V. Kapelnitsky, V. V. Rylkov, V. V. Tugushev,

and D. Fiorani, Phys. Rev. B 71, 104408 (2005).

G. V. Prutskov, O. A. Novodvorskii, E. A. Cherebilo,

E. T. Kulatov, Y. Wang, and S. Zhou, Europhys.

31.

A. Kaminski and S. Das Sarma, Phys. Rev. Lett. 88,

Lett. 115, 37008 (2016).

247202 (2002).

137