Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2022, № 5, стр. 14-20

ВВЕДЕНИЕ

Магнитные туннельные переходы (MTJ) с туннельными барьерами из MgO занимают важное место в технологиях измерения магнитного поля и энергонезависимой магнитной памяти. Достижение все больших значений туннельного магнитосопротивления играет важную роль в повышении чувствительности датчиков магнитного поля и быстродействия ячеек машинной памяти. С этой целью успешная реализация высоких значений туннельного магнитного сопротивления (ТМR) была достигнута с использованием различных сплавов CoFe и CoFeB, которые имеют практически полную спиновую поляризацию тока, блоховские состояния на уровне Ферми и когерентное туннелирование спина через тонкий барьер MgO. Сплавы Гейслера также рассматривались в качестве кандидатов на роль ферромагнитных электродов, покрывающих туннельный барьер из MgO, из-за их полуметаллического ферромагнитного поведения, которое приводит к относительно высокой спиновой поляризации при комнатной температуре. Сплав Гейслера Co₂FeSi также обладает особенно большой намагниченностью насыщения (6μ_Б/f.u.) и высокой температурой Кюри (1100 К) [1]. Пленки Co₂FeSi, демонстрируют свойства и для интеграции в магнитные датчики и устройства электронной памяти, имеющие умеренную магнитную анизотропию, высокую обменную жесткость (31.5 пДж/м) и низкий коэффициент затухание Гильберта (0.0018) [2–4]. Обменная жесткость этого материала превышает обменную жесткость обычных ферромагнетиков, используемых для электродов в магнитных туннельных переходах, включая Fe (20), Co (28.5) (в пДж/м) и сплавы на основе CoFe (28.4), что определяет высокую температуру Кюри [5]. А его коэффициент затухания Гилберта также конкурирует с большинством значений коэффициентов затухания ферромагетиков, применяемых в качестве электродов, включая Fe (0.0019), Co (0.011), Ni₈₀Fe₂₀ (0.007), Co₂MnSi (0.003), Co₅₀Fe₅₀ (0.002) и Co₂FeAl (0.001), обеспечивая быструю динамику намагничивания и снижение критического тока для передачи углового момента [4].

Магнитооптические исследования показали необычно большие квадратичные магнитооптические эффекты, указывающие на необычно большую спин-орбитальную связь [6]. Во многих предыдущих исследованиях изучались пленки сплава Гейслера, выращенные на монокристаллических подложках MgO (001). Мы продемонстрировали возможность наших образцов, выращенных на Si, интеграции их в кремниевую микроэлектронику, используя термически окисленные кремниевые подложки для создания структур MTJ, включающих сплав Гейслера (например, Co₂FeSi/MgO/Co₂FeSi) и смешанных CoFeB/Co₂FeSi или CoFeB/MgO/Co₂FeSi, Co₂FeSi/ MgO/CoFeB) [7].

В нашей работе исследуется процесс перемагничивания слоя Co₂FeSi, намагниченного в плоскости MTJ, выращенного на термически окисленном кремнии. Магнитооптическая индикаторная пленка (MOИП) используется для наблюдения магнитных доменов в свободном Co₂FeSi слое (СС) во время его перемагничивания под действием полей, приложенных в плоскости параллельно или перпендикулярно к вектору намагниченности закрепленного слоя (ЗС). В отличие от методов определения характеристик поверхности, таких как электронная микроскопия с поляризационным анализом и магнитооптический эффект Керра, метод MOИП позволяет проводить неразрушающий контроль магнитной структуры слоя Co₂FeSi в микроскопической области, несмотря на то, что он может находиться под металлическими защитными слоями. Для полей, приложенных в плоскости и перпендикулярно направлению легкой оси, намагниченность слоя Co₂FeSi когерентно вращается в направлении приложенного поля, проявляя магнитомягкие свойства, необходимые для магнитного зондирования. С другой стороны, поля, приложенные вдоль намагниченности в закрепленном слое, приводят к зарождению и распространению доменов.

МЕТОДИКА

Образец (рис. 1) выращивали на термически окисленной кремниевой подложке методом магнетронного распыления при комнатной температуре в сверхвысоковакуумной камере с базовым давлением 6.6 × 10^–7 Па. Во время напыления слоев давление аргона поддерживали равным 0.24 Па. Структура образца была следующей: подложка из Si/Ta(5 нм)/IrMn(7.5 нм)/CoFe(4 нм)/ Ru(0.8 нм)/Co20Fe60B20(3.5 нм)/MgO(2 нм)/ Co₂FeSi (4 нм)/Ta(5 нм)/Ru(10нм). Туннельный барьер из MgO наносили под воздействием высокочастотного поля, а другие слои осаждали с использованием постоянного тока. Слой Co₂FeSi был выращен путем одновременного распыления мишеней Co, Fe и Si. Все остальные слои были выращены напылением из мишеней стехиометрических сплавов. Пленка была подвергнута последующему отжигу в вакууме при 360°C в течение одного часа в поле 0.5 Тл в плоскости для увеличения TMR и создания однонаправленной анизотропии.

Рис. 1.

Структура образца с индикаторной пленкой. Образец выращен методом магнетронного распыления при комнатной температуре на термически окисленном кремнии.

На рис. 2 показана зависимость намагниченности от внешнего поля в широком диапазоне полей в плоскости структуры MTJ, направленных вдоль легкой оси, которая включает в себя, перемагничивание пленки свободного слоя Co₂FeSi в малых полях, также перемагничивание закрепленного слоя из синтетического антиферромагнетика CoFe/Ru/Co20Fe60B20 в больших полях.

Рис. 2.

Петля магнитного гистерезиса в поле, приложенном вдоль легкой оси, показывающая перемагничивание свободного слоя и закрепленного слоя структуры MTJ.

Магнитооптическое исследование перемагничивания свободного слоя проводили при комнатной температуре и в магнитных полях, ориентированных вдоль легкой или трудной осей, с помощью метода магнитооптической индикаторной пленки [8, 9]. Этот метод использует фарадеевское вращение плоскости поляризации в магнитном поле и анизотропию в плоскости индикаторной пленки, размещенной непосредственно на поверхности образца MTJ. Магнитооптический контраст (МО) формируется за счет локальных изменений фарадеевского вращения плоскости поляризации в пленке MOИП, вызванных неоднородностью полей рассеяния образца, что позволяет визуализировать магнитную структуру образца в реальном времени [10–12]. Изображение магнитной структуры возникает исключительно на ее неоднородностях (как на краях образца, так и на доменных стенках). Наличие отверстия в образце можно использовать для оценки среднего угла вектора намагниченности области, окружающей отверстие [13]. Магнитостатические поля рассеивания на каждой стороне отверстия соответствуют направлению намагниченности образца и в этом месте создают области белого и черного МО контраста на противоположных сторонах отверстия из-за противоположных углов вращения Фарадея. Наш образец имеет такое отверстие в тонкой пленке Гейслера на краю образца, что позволяет наблюдать вращение намагниченности во время его перемагничивания. Этот метод был особенно полезен для визуализации магнитных доменов в реальном времени как в поверхностных магнитных слоях, так и во внутренних слоях многослойных структур, спиновых вентилях [13–15].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Петли гистерезиса намагниченности в зависимости от приложенного поля были получены с использованием вибрационного магнитометра в полях, приложенных вдоль плоскости образца, параллельных или перпендикулярных направлению наведенной анизотропии.

На рис. 3 показаны магнитооптические изображения изменения доменной структуры (правая и левая части рис. 3), петля гистерезиса намагниченности (в центре рисунка, в более крупном масштабе) при перемагничивании в малых полях вдоль легкой оси.

Рис. 3.

Петля магнитного гистерезиса слоя Co₂FeSi в поле, приложенном вдоль легкого направления анизотропии (в центре). MOИП-изображения доменной структуры, соответствующие определенным участка петли (показаны стрелками): a–д – для полей, последовательно увеличивающихся от −6.9 до 6.9 мTл (справа); д–з – для полей, последовательно уменьшающихся с 6.9 до –6.9 мТл (слева).

После увеличения приложенного поля от насыщенного состояния при H = −6.9 мТл доменные границы зарождаются на краях образца и распространяются в центр пленки при малых отрицательных полях (правая часть рис. 3). При нулевом поле намагниченность изменила направление на 180°, о чем свидетельствует изменение контраста на краю образца от темного к светлому (рис. 3а, 3г). Это соответствует минимуму магнитостатической энергии и антипараллельному расположению намагниченности свободного слоя Co₂FeSi и закрепленного слоя CoFe/Ru/ Co₂₀Fe₆₀B₂₀. После увеличения отрицательного поля от насыщенного состояния намагниченности в свободном слое возникают домены противоположной намагниченности, как видно на рис. 3е, при величине поля –1.3 мТл. С зарождением доменов в центре пленки и распространением магнитных доменных стенок к ее краю связан переход намагниченности двух слоев к параллельной конфигурации. На рис. 3ж, 3з показано движение доменной стенки (темный контраст) вдоль края образца. Здесь темный контраст границы домена постепенно продвигается вдоль круглого периметра отверстия, при этом небольшая, противоположно намагниченная область остается вблизи края отверстия, где она в конечном итоге аннигилирует, и намагниченность переходит в насыщенное состояние (рис. 3а) при поле –6.9 мТл.

Асимметрия областей зарождения и распространения доменов в свободном слое коррелирует с относительной ориентацией намагниченности магнитостатически связанных слоев из-за полей рассеяния, подобный эффект был замечен во взаимодействующих магнитных слоях в многослойных структурах [14, 15, 19, 20]. В нашем образце с мягким свободным слоем (H_C < 1.5 мТл) локальное зародышеобразование частично определяется внешними факторами, включая магнитостатическую связь между свободным и закрепленным слоями. Переход свободного слоя в энергетически выгодное антипараллельное направление намагниченности с закрепленным слоем обеспечивается за счет магнитостатической энергии, которая максимальна на краях образца. При переходе в параллельную конфигурацию зарождение происходит во внутренней части пленки, где магнитостатическая энергия значительно меньше, чем на краях.

На рис. 4 показана макроскопическая петля гистерезиса и магнитооптические изображения намагниченности свободного слоя, когда поле приложено в плоскости образца и направлено перпендикулярно вектору однонаправленной анизотропии. В этом направлении свободный слой перемагничивается с почти нулевой коэрцитивной силой и полем насыщения около 7 мТл. Здесь пленка MOИП расположена у самого левого края образца, где в слое Co₂FeS находится полукруглое отверстие. Ориентация намагниченности свободного слоя графически изображена стрелкой компаса, наложенной на каждый фрагмент рис. 3 и 4. В небольших полях, соответствующих насыщению намагниченности свободного слоя на кривой намагничивания (M от H) на рис. 4а, намагниченность полностью повернута в вертикальное направление под действием приложенного магнитного поля 6.9 мТл, что можно увидеть по яркому и темному контрасту на противоположных сторонах полукруглого отверстия. Когда внешнее поле уменьшается и проходит через ноль до отрицательного насыщающего поля –6.9 мТл (рис. 4д), намагниченность вращается по часовой стрелке (если идти сверху вниз по кривой намагниченности), как видно на рисунке. При нулевом поле (рис. 4г) намагниченность почти горизонтальна, как показывает белый контраст на правой внутренней части периметра отверстия. При достижении поля значения –6.9 мТл (рис. 4д) белый и черный контраст меняются местами на соответствующих местах периметра отверстия без возникновения заметной доменной структуры. Это в основном согласуется с чрезвычайно низким гистерезисом на кривых намагничивания M от H и описывает когерентное вращение вектора намагниченности в полях, направленных вдоль трудной оси анизотропии.

Рис. 4.

Петля гистерезиса перемагничивания слоя Co₂FeSi в поле, приложенном вдоль трудной оси анизотропии (в центре). Петля гистерезиса имеет почти линейный участок в малых полях. MOИП-изображения края образца с отверстием, соответствующие определенному направлению намагниченности (показано стрелкой компаса) и определенному участку петли (показаны сплошными стрелками): a–г – для полей, последовательно уменьшающихся с 6.9 до 0 мТл (справа), д–з – последовательно увеличивающихся от −6.9 до –2.1 мTл (слева).

При более внимательном рассмотрении МО-изображения на рис. 4ж, 4з наблюдаются небольшие фрагменты доменных стенок, зарождающиеся по периметру отверстия и на краю образца. При этом стенки магнитных доменов не возникают в свободном слое вдали от края, что может объяснять отсутствие заметной коэрцитивной силы в макроскопической петле гистерезиса, хотя гистерезис явно мог бы наблюдаться на краях/дефектах в микроскопическом масштабе.

Таким образом, динамика изменения намагниченности может быть описана как комбинация преобладающего вращения намагниченности, когда магнитное поле циклически изменяется от –0.7 до –6.9 мТл (рис. 4), и зарождения, и движения незначительного количества доменов вблизи краев пленки. Вращение намагниченности при увеличении поля от –6.9 мТл демонстрирует вращение намагниченности против часовой стрелки, в отличие от процесса вращения намагничивания при уменьшении поля от 6.9 мТл, которое происходит по часовой стрелке, как было отмечено выше.

Анизотропия в предпочтительном вращении намагниченности требует нарушения симметрии в плоскости для создания четко определенной хиральности. Эта очевидная хиральность имеет сходство с феноменом вращательного гистерезиса, наблюдаемым в системах с обменным смещением [13, 16]. Кроме того, как и в случае двойных слоев с обменным смещением, этот образец так же демонстрирует однонаправленную анизотропию, так что намагниченность предпочитает лежать вдоль положительного (горизонтального) направления в нулевом поле (независимо от истории приложения поля). Хотя свободный слой не испытывает обменного смещения из-за прослойки MgO, он, тем не менее, испытывает влияние некоторого не скомпенсированного магнитостатического поля от слоя CoFeB в синтетическом антиферромагнетике. Кроме того, шероховатость на границах гетероперехода CoFeB/MgO/Co₂FeSi может вызвать эффект типа “апельсиновой корки” между слоями, который, может вызвать эффективный межслойный обмен [17, 18]. Однако свободный слой в основном испытывает однонаправленную анизотропию, создаваемую закрепленным слоем за счет магнитостатической связи. Хотя величина поля однонаправленной анизотропии меньше, чем поле анизотропии обменного смещения, создаваемое закрепленным слоем, свободный слой достаточно мягкий, что мы наблюдаем по значительным изменениям намагниченности на MOИП-изображениях. Влияние магнитостатической связи между слоями проявляется также в процессах перемагничивания под действием полей, приложенных вдоль легкой (горизонтальной) оси.

Микроскопические механизмы перемагничивания, показанные здесь, отражают значительное влияние пленки Гейслера в этой структуре MTJ на характер перемагничивания. Значительное магнитостатическое взаимодействие между свободным и закрепленным слоями остается существенным препятствием для разработки мягкого, высокочувствительного датчика MTJ на основе Co₂FeSi. Во-первых, краевые эффекты могут влиять на однонаправленную анизотропию, изменяя как поля зарождения доменов, так и процессы вращения намагниченности в полях, направленных вдоль трудной оси анизотропии. Это может отрицательно сказаться на способности датчиков MTJ работать в режиме только вращения, в котором “паразитное” зарождение доменных границ на краю может ухудшить шумовые характеристики датчика. Во-вторых, мы показываем, что магнитостатическая связь накладывает фиксированную хиральность на когерентное вращение намагниченности свободного слоя при перемагничивании в трудном направлении. Наконец, для полей, приложенных вдоль легкой оси, мы продемонстрировали асимметричное зарождение и движение доменов относительно ориентации свободного и закрепленного слоев. Изменение направления намагниченности свободного слоя инициируется зародышеобразованием внутри пленки, где магнитостатическая связь между слоями минимальна. С другой стороны, магнитостатическое взаимодействие между слоями способствует антипараллельному намагничиванию свободного слоя относительно намагниченности в закрепленном слое с зарождением доменов на краях пленки и последующим распространением доменной стенки внутрь образца, что подтверждается нашими МО-наблюдениями. Однако, некоторые несколько “вредные” свойства, наблюдаемые в этом конкретном MТJ, вряд ли приведут к сильному ограничению интереса к таким датчикам. Действительно, уменьшение взаимодействия между слоями может быть практически достигнуто за счет разумной оптимизации синтетического антиферромагнитного слоя, а также за счет минимизации шероховатости на границе раздела трехслойного комплекса CoFeB/MgO/ Co₂FeSi для уменьшения магнитной связи между слоями, вызванной шероховатостью.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

С помощью метода MOИП было исследовано перемагничивание тонкого слоя сплава Гейслера Co₂FeSi в MTJ-структуре с туннельным магнитосопротивлением 149%. Показано, что синтетический антиферромагнитный закрепленный слой оказывает существенное влияние на перемагничивание свободного слоя, что проявляется в когерентном вращении намагниченности в пленке Co₂FeSi под действием полей в плоскости, приложенных перпендикулярно оси однонаправленной анизотропии. Это поведение следует рассматривать наряду с влиянием анизотропии формы, чтобы реализовать сильный линейный отклик свободного слоя в устройствах измерения магнитного поля. Поле, приложенное параллельно легкой оси анизотропии, приводит к асимметричному поведению доменной стенки относительно направления намагниченности закрепленного слоя.

Конфликт интересов: Авторы заявляют, что у них нет известных конкурирующих финансовых интересов или личных отношений, которые могли повлиять на работу, и публикацию этой статьи.