Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2022, № 10, стр. 24-28

ВВЕДЕНИЕ

Тяжелые редкоземельные металлы Dy и Ho обладают интересными магнитными свойствами, к числу которых относятся большие значения магнитных моментов их атомов и различные типы длиннопериодических модулированных магнитных структур [1], включая геликоидальное магнитное упорядочение. Магнитные свойства объемных кристаллов Dy и Ho достаточно хорошо изучены, однако магнетизм наноструктур на основе Dy и Ho исследован слабо.

Гексагональные плотноупакованные кристаллические решетки Dy и Ho обладают практически идентичными параметрами: a = 0.35903 нм, c = = 0.56475 нм у Dy и a = 0.35773 нм, c = 0.56158 нм у Ho [2]. Геликоидальное магнитное упорядочение существует в диапазоне температур от T_N = = 178 К до T_C = 85 К для Dy [3, 4] и от T_N = 132 К до T_C = 18 К для Ho [5–7]. Ниже T_C Dy становится ферромагнитным с вектором намагниченности, лежащим в базисной плоскости, тогда как Ho испытывает магнитный фазовый переход в коническую фазу с соразмерным с параметром решетки периодом.

Исследование геликоидального упорядочения в тонких пленках Dy и Ho показало значительные отличия их магнитных свойств от свойств объемных монокристаллов. Так, в пленках Dy обнаружено существенное понижение температуры Кюри и сосуществование ферромагнитной и геликоидальной фаз ниже этой температуры [8, 9]. В то же время в пленках Ho установлена зависимость T_N от толщины пленки и отсутствие перехода в соразмерную коническую фазу при температуре ниже T_C [9, 10]. Близость параметров кристаллических решеток Dy и Ho дает надежду на получение эпитаксиальных либо текстурированных сверхрешеток Dy/Ho с магнитными свойствами, отличными как от объемных монокристаллов, так и от тонких пленок Dy и Ho. Так, при исследовании шести сверхрешеток Dy/Ho [11–13], лишь две из которых – Dy(9 нм)/Ho(3.1 нм) и Dy(4.5 нм)/Ho (6.2 нм) [11] – были изучены с помощью дифракции нейтронов, было установлено, что в слоях Dy и Ho этих сверхрешеток формируются длиннопериодические геликоидальные магнитные структуры, когерентно распространяющиеся в сверхрешетке. При этом T_N слоев Ho несколько увеличена (T_N = 135–140 К) по сравнению с объемным Ho. Периоды геликоидов в слоях Dy и Ho отличаются, а переход в ферромагнитную фазу полностью подавлен.

Следует отметить, что исследование тонких редкоземельных пленок и сверхрешеток методами нейтронной дифрактометрии в области дальних углов чрезвычайно затруднено ввиду малого количества рассеивающего материала. В [14] было показано, что в случае геликоидальных длиннопериодических структур эффективным методом исследования может быть нейтронная рефлектометрия. Она предполагает регистрацию падающего на образец при углах скольжения пучка нейтронов и позволяет детектировать положение и интенсивность магнитного сателлита 0000⁺, отвечающих периоду геликоида и параметру порядка для геликоидальной фазы соответственно. При такой постановке эксперимента путь нейтронного пучка через образец увеличивается, что смягчает требования к количеству рассеивающего материала в сверхрешетке. Целью настоящей работы было применение нейтронной рефлектометрии для исследования магнитной структуры тонких пленок Dy/Ho, в частности, определение температур магнитных фазовых переходов в этих пленках и изучение температурных зависимостей периодов геликоидального магнитного упорядочения в них.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Сверхрешетка [Dy (6 нм)/Ho (6 нм)] × 34 была выращена на монокристаллических подложках ($1\bar {1}02$)Al₂O₃ методом высоковакуумного магнетронного распыления на установке ULVAC-MPS-4000-C6 при типичных скоростях роста около 1 мс/с (мс – монослой). На подложку при температуре 435°С был нанесен буферный слой Nb толщиной 40 нм, далее температура подложки была снижена до 150°С, и на буферном слое была выращена структура. Для защиты от окисления был нанесен слой Nb толщиной 10 нм.

Структурную характеризацию образцов проводили на лабораторном дифрактометре Empyrean в геометрии θ–2θ с использованием CoK_α-излучения с энергией 6.929 кэВ в центре коллективного пользования ИФМ УрО РАН. Исследовали кристаллическую структуру пленок вдоль нормали к их поверхности.

Нейтронные измерения были выполнены на времяпролетном рефлектометре РЕМУР, функционирующем на базе импульсного быстрого реактора ИБР-2 в лаборатории нейтронной физики ОИЯИ. Спектры снимали в приложенном в плоскости образца внешнем магнитном поле напряженностью 1 кЭ при различных температурах в диапазоне от 220 до 1.5 К. Экспериментальные данные были нормированы на интенсивность прямого пучка, после преобразованы из инструментальной системы координат в систему координат обратного пространства с помощью программного обеспечения Överlåtaren [15] и нормированы на время.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 1 приведена измеренная в зеркальной геометрии θ–2θ рентгеновская дифрактограмма сверхрешетки [Dy (6 нм)/Ho (6 нм)] × 34. Помимо рефлексов подложки на дифрактограмме виден рефлекс 110 буферного слоя Nb, а также рефлексы 0001 первого, второго и третьего порядка ГПУ-структуры Dy/Ho. Наблюдается также вклад других отражений, однако он незначителен. Из анализа дифрактограммы установлено, что в пределах экспериментальной погрешности параметры кристаллических решеток Nb, Ho и Dy соответствуют параметрам объемных кристаллов. Таким образом, при росте структур редкоземельных гелимагнетиков на подложках сапфира с буферным слоем Nb в экспериментальных условиях реализуется наблюдавшееся ранее в [16, 17] ориентационное соотношение $\left( {01\bar {1}2} \right)$ Al₂O₃||(110)Nb||(0001)(Dy/Ho) и происходит полная релаксация кристаллических решеток Nb и редкоземельных металлов.

Рис. 1.

Рентгеновская дифрактограмма сверхрешетки [Dy (6 нм)/Ho(6 нм)] × 34. РЗМ – редкоземельный металл.

Эволюцию геликоидального магнитного упорядочения в сверхрешетке Dy/Ho с температурой изучали с помощью анализа положения и интенсивности магнитного сателлитного рефлекса 0000⁺, появляющегося вследствие рассеяния нейтронов на магнитных геликоидах, волновой вектор которых направлен нормально к поверхности образца. На рис. 2 представлены двумерные карты рассеяния нейтронов в координатах компонент вектора рассеяния (Q_x, Qz), измеренные в магнитном поле 1 кЭ, приложенном в плоскости образца, при различных температурах сверхрешетки. Вертикальная линия при значениях Q_x = 0 соответствует зеркальному отражению нейтронов от сверхрешетки, горизонтальные линии Q_z = const отвечают диффузному рассеянию, магнитным сателлитам и брэгговским рефлексам, возникающим вследствие рассеяния нейтронов на межслойных границах. Положение этих рефлексов по оси ординат соответствует периоду геликоида и суммарной толщине повторяющихся слоев Dy и Ho. Два рефлекса, сосуществующих в диапазоне температур 50–120 К, положение и интенсивность которых зависят от температуры, были ассоциированы с магнитными геликоидами, когерентно распространяющимися в слоях Dy и Ho.

Рис. 2.

Рефлектометрические спектры сверхрешетки [Dy (6 нм)/Ho(6 нм)] × 34 в координатах компонент вектора рассеяния Q.

На рис. 3 приведена температурная зависимость периода геликоидов в сравнении с ранее полученными результатами для пленок Dy (200 нм) и Ho (200 нм) [17], а также с периодами магнитных геликоидов в объемных монокристаллах Dy [3] и Ho [18]. Очевидно, что магнитные свойства слоев Dy и Ho в гетероструктуре существенно отличаются от свойств тонких пленок и объемных монокристаллов Dy и Ho. Так, период геликоидов в слоях сверхрешетки существенно превосходит период геликоидов в тонких пленках и монокристаллах Dy и Ho. Характеристические температуры T_C и T_N слоев Dy в сверхрешетке и тонкой пленке существенно меньше по сравнению с монокристаллом, однако в отличие от геликоида в пленке Dy (200 нм) геликоидальное упорядочение в слоях Dy в сверхрешетке полностью исчезает в температурном диапазоне 30–50 К. Для слоев пониженной размерности в тонкой пленке и сверхрешетке Ho характерно отсутствие спин-слип-перехода в соразмерную (Λ_Ho = c × 6) коническую фазу ниже T_C монокристалла Ho, что, по-видимому, объясняется эпитаксиальными напряжениями в наноструктурах. Уникальной особенностью слоев Ho в сверхрешетке является необычно высокая T_N по сравнению с тонкой пленки Ho (200 нм). Аналогичный эффект был обнаружен при исследовании сверхрешеток Dy/Ho в [11], где его возникновение связывали со спиновой поляризацией слоев Ho соседними слоями Dy.

Рис. 3.

Температурная зависимость периода геликоида в объемных монокристаллах Dy [3] (1) и Ho [18] (2), в тонких (200 нм) пленках Dy (3) и Ho [9] (4) и в сверхрешетке Dy (5), Ho (6).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, в ходе изучения атомной и магнитной структуры сверхрешетки [Dy (6 нм)/ Ho (6 нм)] × 34 методами рентгеновской дифрактометрии и нейтронной рефлектометрии было установлено, что в образце формируются два различных магнитных геликоида, когерентно распространяющихся в слоях Dy и Ho соответственно, температуры Нееля и Кюри которых отличаются от соответствующих температур монокристаллов и тонких пленок. Сравнение с монокристаллами и тонкими пленками Dy и Ho позволяет утверждать, что геликоидальное магнитное упорядочение в слоях Dy и Ho существенным образом зависит от толщины и окружения этих слоев и не связано с эпитаксиальными напряжениями в наноструктуре. В результате анализа температурной зависимости периода геликоидов в сверхрешетке [Dy (6 нм)/ Ho (6 нм)] × 34 установлено подавление магнитного фазового перехода слоев Ho из геликоидальной фазы в соразмерную коническую фазу, уменьшение T_C в слоях Dy по сравнению с T_C монокристалла Dy и рост T_N в слоях Ho.