Физика металлов и металловедение, 2019, T. 120, № 11, стр. 1151-1158

ВВЕДЕНИЕ

Интерес к пленкам сплавов редкоземельных металлов с металлами группы железа возник почти полвека назад и был инициирован поиском сред, подходящих для магнитной записи информации на подвижных цилиндрических доменах [1, 2] или термомагнитной записи [3]. Оказалось, что подобные пленки, полученные с использованием метода ионного распыления, являются аморфными. По этой причине они обладают практически неограниченной взаимной растворимостью компонентов и соответственно демонстрируют непрерывное изменение магнитных свойств в зависимости от состава. Но наряду с этим им свойственна специфическая (столбчатая) микроструктура, которая является исходной причиной для возникновения магнитной анизотропии, характеризующейся осью легкого намагничивания, ориентированной по нормали к плоскости пленки (так называемая “перпендикулярная анизотропия”) [4]. Именно перпендикулярную анизотропию представляли как основной фактор, определяющий потенциал практического применения аморфных пленок.

Однако из-за относительно малой величины перпендикулярная анизотропия превалирует только вблизи состояния магнитной компенсации, которое свойственно пленкам с тяжелыми редкоземельными элементами, обладающим ферримагнитным упорядочением. Вне некоторой температурной области, включающей температуру компенсации, доминирующая роль переходит к анизотропии формы, и намагниченность ориентируется в плоскости пленок. Таким образом, происходит спонтанная спиновая переориентация, температурная локализация которой зависит от состава и условий получения аморфных пленок [5]. На это явление делали определенную ставку в технологии термомагнитной записи, но более привлекательным оно может оказаться в свете современных разработок элементов спинтроники, ориентированных на пленочные среды с перестраиваемой, в том числе геликоидальной магнитной структурой [6–9].

Данная работа посвящена систематическому изучению явления спонтанной спиновой переориентации в пленках системы Gd–Co, которая в силу специфики гадолиния, не несущего орбитального момента, характеризуется низкой локальной магнитной анизотропией и соответственно относительно слабым магнитным гистерезисом.

МЕТОДИКА ПРОВЕДЕНИЯ ИССЛЕДОВАНИЙ

Пленочные образцы системы Gd_xCo_100 – x получены методом магнетронного сораспыления однокомпонентных мишеней Gd и Co. Подложками служили стекла Corning, покрытые слоем тантала. Защитный слой Та осаждали и на внешнюю поверхность пленок. Формирование всех слоев проводили со скоростью около 0.1 нм/с в присутствии в плоскости подложек однородного магнитного поля напряженностью 250 Толщина слоев составляла 40 нм для Gd–Co и 5 нм для Та. Варьирование состава в слоях Gd–Co осуществляли путем изменения скоростей распыления металлов за счет соответствующего регулирования соотношения электрических мощностей, подводимых к магнетронам. Контроль общей толщины пленочных образцов проводили на профилометре Dektak-150 с погрешностью 1 нм. Состав слоев Gd–Co определяли на ренгенофлуоресцентном спектрометре Nanohunter с погрешностью 0.1 ат. %. Выборочная рентгеновская дифрактометрия образцов выполнена на приборе D8-Advance. Она позволила идентифицировать их структурное состояние как рентгеноаморфное. Для исследования магнитных свойств и доменной структуры пленок привлекали измерительный комплекс MPMS-7XL, вибромагнитометр LakeShore и Керр-магнитометр EvicoMagnetics.

РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ И ОБСУЖДЕНИЕ

Известно [2], что в аморфных пленках Gd–Co состояние магнитной компенсации при комнатной температуре реализуется, когда содержание Gd составляет около 20 ат. %. Поскольку наличие спиновой переориентации определенным образом связано с магнитной компенсацией, в данной работе основное внимание было уделено концентрационной области x = 17–25. На рис. 1 представлены температурные зависимости намагниченности М(Т), измеренные на образце Gd_19.8Co_80.2, вдоль нормали (нормальная компонента) и параллельно плоскости (планарная компонента) пленки. Вид этих кривых указывает на наличие магнитной компенсации вблизи T_comp = 215 К и позволяет заключить, что во всем температурном интервале данному образцу свойственна перпендикулярная анизотропия. Последнее подтверждается и характерной формой петель гистерезиса (вставки на рис. 1), которая говорит о присутствии одноосной магнитной анизотропии с осью легкого намагничивания, ориентированной перпендикулярно плоскости пленки, даже при максимальном температурном удалении от T_comp.

Рис. 1.

Температурные зависимости нормальной (кривая 1) и планарной (кривая 2) компонент намагниченности образца Gd_19.8Co_80.2, измеренные соответственно в нормальном магнитном поле напряженностью 2 кЭ и планарном магнитном поле напряженностью 0.5 кЭ. На вставках показаны петли гистерезиса, измеренные при температуре 350 К в обоих вариантах приложения внешнего поля.

Однако более детальный анализ анизотропии гистерезисных свойств такого типа пленок указывает на наличие существенных отклонений от того, что предписывает, например, модель однородного вращения намагниченности. Так на рис. 2 (вставка) показаны петли гистерезиса, измеренные под разными углами φ по отношению к нормали, и соответствующая угловая зависимость коэрцитивной силы H_c(φ). Видно, что с увеличением φ имеет место не монотонное уменьшение, а изменение H_c с выраженным максимумом вблизи φ = 80°. Такое поведение коэрцитивной силы свидетельствует о том, что для области углов φ < 80° преобладающую роль в формировании гистерезисных свойств играют механизмы задержки зародышей перемагничивания и смещения доменных границ [10]. В таком случае рост H_c с увеличением φ можно связать с уменьшением компоненты перемагничивающего поля, действующей вдоль нормали, то есть вдоль оси легкого намагничивания. Штриховой линией на рис. 2 приведена соответствующая зависимость, полученная из соотношения H(φ) = H_c(0)/cos φ. Как видно, она идет несколько выше экспериментальной кривой H_c(φ). Это можно рассматривать как следствие определенного вклада вращения намагниченности, в том числе с нарушением коллинеарности в ферримагнитной структуре, в общий ход перемагничивания. Этот вклад нарастает с увеличением φ и становится определяющим при φ > 80°.

Рис. 2.

Примеры петель гистерезиса, измеренных под разными углами по отношению к нормали к плоскости пленки (вставка), и определенная по ним угловая зависимость коэрцитивной силы (точки). Петли гистерезиса 1, 2, 3 представлены соответственно для углов 0°, 72°, 90°. Пунктирная линия – расчетные значения внешнего магнитного поля, обеспечивающего его фиксированную нормальную компоненту.

Наблюдать спонтанную спиновую переориентацию в рассматриваемом интервале температур (5–400 К) оказалось возможным на пленках, концентрация Gd в которых выходит за пределы диапазона 20 ± 3 ат. %. На рис. 3 показаны температурные зависимости планарной компоненты намагниченности образцов Gd_17.4Со_82.6 и Gd_25.7Со_74.3. Их вид позволяет ожидать, что при повышении температуры в первом случае реализуется переориентация равновесного положения намагниченности от нормали к плоскости пленки, а во втором случае – обратным образом. Более определенное суждение о наличии переориентации можно сделать по виду петель гистерезиса. Примеры характерных кривых М(Н), привязанных к зависимости M(T), для одного из образцов приведены на вставках рис. 3. Они несут информацию о планарной намагниченности и однозначно показывают, что петля в низкотемпературной области отражает наличие перпендикулярной анизотропии, а петля при большей температуре соответствует плоскостной равновесной ориентации намагниченности. Подобные петли, но в обратном порядке, реализуются и на втором образце. Таким образом, представленные примеры демонстрируют оба возможных варианта спонтанной спиновой переориентации на пленках разного состава. Двойную переориентацию в одном образце в наших экспериментах не наблюдали, но при меньшей величине перпендикулярной анизотропии она вполне возможна.

Рис. 3.

Температурные зависимости плоскостной компоненты намагниченности пленок Gd_17.4Со_82.6 (кривая 1) и Gd_25.7Со_74.3 (кривая 2), измеренные в поле напряженностью 0.5 кЭ. Кружки с буквенными обозначениями (a–b) и (a'–b') указывают границы существования “закритического состояния”. На вставках показаны планарные петли гистерезиса при температурах, соответствующих границам “закритического состояния” для образца Gd_17.4Со_82.6.

На зависимостях М(Т), представленных на рис. 3, кружками отмечены области, вне которых положение намагниченности идентифицируется однозначно – в плоскости или вдоль нормали к плоскости образцов. Тот факт, что переход от одного состояния к другому происходит не скачкообразно, как следовало бы из простой модели баланса между перпендикулярной магнитной анизотропией и анизотропией формы для однородной намагниченности, обычно связывают с образованием специфической магнитной структуры или так называемого “закритического состояния” [11]. В отсутствие внешнего поля этому состоянию отвечает система доменов, в которых магнитные моменты отклонены от нормали на угол, меньший 90°, их планарные компоненты одинаковы, а нормальные – знакопеременны. На наличие определенных атрибутов “закритического состояния” в пленках системы Gd–Co указывали ранее в [12], и в полной мере нашли подтверждение в ходе данного исследования. Так на рис. 4 приведен фрагмент планарной петли гистерезиса образца Gd_17.4Со_82.6 из середины области переориентации, который можно рассматривать как типичный для “закритического состояния” [11]. Наблюдающаяся на нем протяженная область плавного хода кривой М(Н) в полях напряженностью 0.1–1.5 кЭ естественно связывается с изменением ориентации магнитных моментов в доменах (вариация угла θ на схеме рис. 4), а относительно резкое переключение намагниченности в малых полях – с зеркальной перестройкой магнитной структуры.

Рис. 4.

Фрагмент планарной петли гистерезиса пленки Gd_17.4Со_82.6 и схема магнитной структуры в “закритическом состоянии”. Кружками с буквенными обозначениями отмечены состояния, в которых наблюдалась доменная структура, показанная на рис. 5.

Прямые наблюдения доменной структуры в целом подтверждают приведенную выше трактовку. В частности, рис. 5а в полярном эффекте Керра иллюстрирует магнитное состояние в отсутствие магнитного поля, возникшее в образце Gd_17.4Со_82.6 после насыщающего намагничивания (соответствует точке “а” на кривой М(Н) на рис. 4). Как видно, оно характеризуется не системой плоскопараллельных доменов (“страйп-доменов”), как, например, в случае пленок пермаллоя [11], а совокупностью мелкодисперсных магнитных областей малой протяженности. Впрочем, некоторая выстроенность вдоль оси предварительного намагничивания в них все же присутствует. В относительно небольшом поле противоположной полярности происходит резкое изменение в картине доменной структуры, которое отражено на рис. 5б (соответствует точке “b” на рис. 4). Промежуточные стадии этого переключения достаточно трудно зафиксировать при большом увеличении. На рис. 5в при меньшем увеличением дано изображение доменной структуры в состоянии, которое на петле гистерезиса (см. рис. 4) позиционируется между точками “а” и “b”. Кроме того, оно получено в режиме суперпозиции полярного и экваториального эффектов Керра, что позволило регистрировать магнитооптический контраст как в нормальной, так и в планарной компонентах намагниченности. Из рис. 5в можно заключить, что рассматриваемое состояние характеризуется двумя уровнями организации магнитной структуры, которые можно трактовать как две совокупности микродоменов, объединенных в своеобразные макродомены. При этом макродомены отличаются между собой знаком планарной компоненты намагниченности, а микродомены в объеме макродоменов одного типа – полярностью нормальной компоненты намагниченности. В такой структуре скачкообразное перемагничивание реализуется как смещение границ между двумя типами макродоменов.

Рис. 5.

Фотографии доменной структуры пленки Gd_17.4Со_82.6 при комнатной температуре в магнитных полях обратной полярности по отношению к полю, в котором образец предварительно намагничивался до состояния магнитного насыщения (а – 0; б – 50; в – 20 Э).

В рамках модели “закритического состояния” спонтанную спиновую переориентацию можно рассматривать как изменение угла θ, характеризующего положение магнитных моментов в микродоменах. Величину этого угла позволяет оценить соотношение cos θ = M_r/M_s, где M_r – остаточная намагниченность в плоскости пленки, M_s – намагниченность насыщения. На рис. 6 (кривая 1) показана зависимость θ(Т) для пленки Gd_17.4Со_82.6, найденная из соответствующих магнитометрических петель гистерезиса. Как видно, скорость изменения θ нарастает по мере увеличения температуры, т.е. с увеличением самого угла, но в целом каких-то характерных особенностей на кривой θ(Т) не выявляется.

Рис. 6.

Зависимости угла отклонения магнитного момента микродомена от нормали к плоскости образца (кривая 1) и планарной коэрцитивной силы (кривая 2) от температуры для пленки Gd_17.4Со_82.6. Штриховая линия – расчетная зависимость коэрцитивной силы, имеющая привязку к экспериментальной зависимости в точке, обозначенной кружком.

Несколько иначе ведет себя коэрцитивная сила Н_с, определенная из планарных петель гистерезиса в температурном интервале переориентации (рис. 6, кривая 2). При общей тенденции к уменьшению с ростом Т скорость ее изменения в области переориентации ведет себя немонотонным образом. Это хорошо видно из сравнении экспериментальных данных по Н_с(Т) с некой расчетной зависимостью. Последняя получена из тех соображений, что при прочих равных условиях коэрцитивная сила должна быть обратно пропорциональна планарной компоненте остаточной намагниченности, которая в данном случае изменяется с увеличением температуры, как за счет повышения спонтанной намагниченности, так и в результате роста угла θ. Интересно, что привязка кривых выполнена только на одном краю интервала переориентации при Т = 350 К, а совпадение экспериментального и расчетного значений Н_с имеет место и на другом краю этого интервала (Т = 250 К). В то же время внутри области переориентации данные зависимости заметно расходятся. Это можно рассматривать как определенное указание на возможные трансформации в системе микродоменов, например, переход от высокодисперсного состояния (см. рис. 5) к более регулярной совокупности “страйп-доменов”. Однако для более определенного заключения по этому вопросу необходимы прямые температурные наблюдения тонкой доменной структуры, которые в данной работе не проводили.

Представленный анализ трансформации магнитной структуры в ходе спонтанной спиновой переориентации проведен на примере образца Gd_17.4Со_82.6. Однако, как отмечали выше, переориентация наблюдается и при других соотношениях компонентов, которые в рамках аморфной структуры образуют непрерывный ряд твердых растворов. Основываясь на полученных экспериментальных данных и модели молекулярного поля, успешно применяемой для описания спонтанной намагниченности в ферримагнитной структуре Gd–Co [2, 13], мы оценили концентрационные изменения температурного интервала существования “закритического состояния” в форме фазовой диаграммы T–x. В основу методики построения диаграммы были положены следующие принципы. Считали, что вблизи нормали к плоскости (θ = 0) граница перехода (Т₁) определяется условием K_⊥ = 2π[M_s(T₁)]², где K_⊥ – константа перпендикулярной анизотропии, которая зависит от состава пленок, но для каждого состава постоянна в достаточно широком диапазоне температур (T ≤ 400 К). На рис. 3, иллюстрирующем свойства пленок на границах исследуемого концентрационного интервала, состояния, соответствующие температурам T₁, отмечены точками “a” и “а'”. Значения спонтанной намагниченности для них, найденные из петель гистерезиса, составили 160 Гс для Gd_17.4Со_82.6 и 50 Гс для Gd_25.7Со_74.3, что дает в первом случае K_⊥ = 1.6 × 10⁵ эрг/см³, и во втором случае K_⊥ = 0.16 × 10⁵ эрг/см³. Столь сильное концентрационное изменение перпендикулярной анизотропии для пленок Gd–Co неудивительно. На это, в частности, указывали и в ранних исследованиях [14]. Предположив, что в интервале 17 < x < 26 изменения K_⊥(х) носят линейный характер, можно найти значения M_s(T₁) для разных х, а по соответствующим зависимостям M_s(T) – и линию раздела фаз T₁(х).

Столь определенного критерия для нахождения другой температурной границы “закритического состояния” (Т₂) нет. Поэтому, было использовано предположение, что переход в области θ = 90° также, как и в предыдущем случае, связан с достижением определенной величины спонтанной намагниченности M_s(T₂). Эксперимент (точки b и b' на рис.3) дает, что для пленок Gd_17.4Со_82.6 и Gd_25.7Со_74.3 она составляет 225 и 200 Гс соответственно. Отсюда в рамках линейного концентрационного изменения M_s(T₂) по зависимостям M_s(T) можно построить линию раздела фаз T₂(х).

Таким образом, основой для построения диаграммы T–x является достаточно подробный концентрационный набор зависимостей M_s(T). В целях экономии экспериментальных ресурсов такой набор был получен расчетным путем по методике [13] в программном пакете COMSOL Multiphysics. При этом использовали ряд опорных экспериментальных зависимостей M_s(T), показанных точками на рис. 7а. Варьируемыми параметрами при построении расчетных зависимостей M_s(T) для каждого х в соответствии с [14] выступали магнитный момент атомов Со и обменные интегралы в парах Co-Co, Co–Gd, Gd–Gd. Результаты подгоночного расчета приведены линиями на рис. 7а. Хорошее совпадение экспериментальных и вычисленных зависимостей позволило установить концентрационное изменение указанных выше подгоночных параметров и с учетом этого получить семейство кривых M_s(T), примеры которых для разных значений х приведены на рис. 7б.

Рис. 7.

Температурные зависимости спонтанной намагниченности M_s(T), иллюстрирующие: а – результаты аппроксимации экспериментальных данных (точки) рассчитанными кривыми (линии) для пленок с концентрацией гадолиния 17.4 ат. % (кривая 1), 19.8 ат. % (кривая 2), 25.7 ат. % (кривая 3); б – их детальное концентрационное изменение в диапазоне от 17 (кривая 1) до 25 (кривая 9) ат. % с шагом Δx = 1 ат. %.

На рис. 8 представлена итоговая диаграмма T–x, построенная по вышеописанной методике. Она определяет условия существования четырех различных фаз: 1 – состояние с перпендикулярной анизотропией; 2 – “закритическое состояние”; 3 – состояние со строго планарной ориентацией намагниченности, которое для краткости называют “тонкопленочным состоянием”; 4 – парамагнитное состояние. Штриховая линия на рис. 8 ограничивает температурную область (Т < 400 К), в которой выполнено экспериментальное исследование, а кружками отмечены параметры межфазных переходов, наблюдавшихся на эксперименте. Кроме того, вертикальная линия демонстрирует тот экспериментальный результат, что пленке Gd_19.8Со_80.2 во всем исследованном температурном интервале присуща перпендикулярная анизотропия.

Рис. 8.

Диаграмма, определяющая условия реализации различных магнитных состояний в аморфных пленках системы Gd_xCo_{100– x}. Штриховая линия показывает уровень предельных температур, использованных в эксперименте, кружки и вертикальная линия отображают экспериментальные данные.

В целом полученная диаграмма представляется вполне адекватным качественным описанием магнетизма системы Gd–Co, которое можно использовать при разработке сред с необходимой магнитной структурой. Правда, череда фазовых переходов типа 1 → 2 → 3 → 2 → 1 → 4, которая согласно диаграмме должна реализовываться при повышении температуры в пленках с х < 18, выглядит довольно экзотично и, как минимум, нуждается в проверке. В количественном отношении данную диаграмму также нужно считать приближенной из-за достаточно серьезных допущений, использованных при ее построении.

ВЫВОДЫ

В заключение можно констатировать, что аморфным пленкам системы Gd–Co свойственна перпендикулярная магнитная анизотропия, которая в конкуренции с анизотропией формы приводит к спонтанной спиновой переориентации. Переориентация осуществляется посредством перехода в “закритическое состояние”, которое реализуется, в том числе, в форме мелкодисперсной системы доменов с неколлинеарной взаимной ориентацией магнитных моментов, и присутствует в определенных температурных интервалах, зависящих от состава пленок. Композиционная и температурная локализация различных магнитных состояний может быть оценена с помощью соответствующей фазовой диаграммы, построенной в результате данного исследования.

Работа выполнена при финансовой поддержке РНФ в рамках научного проекта № 18-72-10044.