Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2022, № 7, стр. 11-15

ВВЕДЕНИЕ

Существование половинных металлов (ПМ), подразумевающих 100%-поляризацию спинов на поверхности Ферми было предсказано в начале 1980-х годов [1]. Их использование может потенциально повысить плотность спин-поляризованного тока в структурах с такими материалами, что должно привести к значительному увеличению магниторезистивных эффектов, используемых в прикладных задачах. Первые попытки реализовать ПМ на основе двойных соединений с предсказанными свойствами половинного металла (таких как Fe₃O₄, CrO₂) оказались малоуспешными. Сплавы Гейслера рассматриваются в настоящее время как наиболее перспективные материалы для этого [2]. Основная идея таких исследований – увеличить спиновую поляризацию и реализовать электронную структуру ПМ. Для некоторых сплавов (в приборах на их основе) было достигнуто значительное увеличение магниторезистивных эффектов: для сплава Co₂FeGa_0.5Ge_0.5 эффект гигантского магнитосопротивления (GMR) составил 285% при температуре 10 K и 82% при комнатной температуре [3], а для сплава Co₂MnSi эффект туннельного магнитосопротивления (TMR) составил 1995% при 4.2 K и 354% при комнатной температуре [4].

Пленки различных сплавов Гейслера толщиной от монослойных до 100 нм выращивались при температурах 20–600°С на неориентированных подложках (например, окисленном кремнии) и на монокристаллических (кремний, GaAs (100) [5], MgO(100) и т.д.). Среди используемых подложек также имеется и А-плоскость монокристаллического сапфира Al₂O₃ (1 1 $\bar {2}$ 0). На ориентированных подложках достигаются свойства, близкие к свойствам объемных сплавов Гейслера.

Кобальтсодержащие сплавы Гейслера хорошо изучены, к ним относится, например, Co₂FeAl (CFA). С его использованием продемонстрировано гигантское магнетосопротивление в магнитных туннельных переходах [6].

Рост пленок CFA как потенциального половинного металла и его транспортные свойства рассматривались в различных работах, в частности, его выращивали на подложках MgO, в том числе и с использованием различных подслоев, например, с подслоем хрома [7]. Пленки на ориентированных подложках, например, А-плоскости монокристаллического сапфира Al₂O₃ (1 1 $\bar {2}$ 0) [8], проявляют свойства близкие к свойствам объемных сплавов Гейслера.

Как было показано ранее [11], высокосовершенные пленки Fe(100) можно получить на А-плоскости сапфира с подслоем Mo или W. Монокристаллический сапфир в свою очередь является отличным материалом для использования в качестве подложки для получения пленок с большими, а иногда и рекордными для пленок длинами свободного пробега, свидетельствующими об их высоком совершенстве [12].

Для CFA характерна решетка L2₁. Также возможно существование и неупорядоченных фаз. Расчеты показывают, что данное вещество является половинным металлом с параметром решетки, а = 0.570 нм и температурами Кюри 1050, 840 и 890 К для структур с решетками L2₁, B2 и A2 соответственно [9].

Таким образом, целью настоящей работы было получение пленок CFA с одноосной магнитной анизотропией на А-плоскости сапфира с использованием зарекомендовавшей себя ранее методики роста на подслое тугоплавкого металла (W), а также исследование магнитосопротивления таких пленок для проверки достижения ими свойств половинного металла.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Пленки сплава Гейслера CFA толщиной 100 нм были выращены методом импульсного лазерного испарения в сверхвысоком вакууме с базовым вакуумом 10^–10 Торр на A-плоскости монокристаллического сапфира при Т = 270°С с подслоем эпитаксиально выращенного при 450°C вольфрама с ориентацией (011) и толщиной 10 нм. Был реализован подход, использованный ранее при получении эпитаксиальных пленок железа высокого качества [13], для которых подслой W (Mo) задает “правильную” ориентацию роста пленок. Указанный в работе [10] экспериментально найденный параметр решетки используемого сплава Гейслера а₀ = 0.573 нм практически в точности равен удвоенному значению параметра решетки для Fe (а = 0.2866 нм). Такие значения параметров решеток должны также обеспечить и подобие эпитаксиального роста пленок в рассматриваемом случае.

Для магнитотранспортных измерений были изготовлены структуры в виде мостиков размером 200 × 900 мкм напылением через маску. Сопротивление мостиков измерялось по четырехточечной схеме как функция внешнего магнитного поля, разворачиваемого от –5000 до 5000 Э.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Исследование сопротивления пленок в магнитном поле, лежащем в плоскости пленки и направленном параллельно (перпендикулярно или под углом) к продольной оси мостика CFA дает характерные для анизотропного магнитосопротивления магнитополевые зависимости сопротивлений для пленок CFA, выращенных на А-плоскости сапфира с подслоем W(110). Пример таких магнитополевых зависимостей (продольное и поперечное магнетосопротивление) приведен на рис. 1. При этом величина магнитного поля в максимуме или минимуме такой зависимости может быть отождествлена с величиной коэрцитивной силы H_c (в зависимости от величины угла между направлением протекающего тока и направлением магнитного поля), т.е. для заданного кристаллографического направления пленки. По результатам измерения кривых магнитосопротивления была построена угловая зависимость H_с.

Экспериментальное исследование магнитосопротивления пленок CFA, выращенных на А-плоскости сапфира, показали, что имеет место четко выраженная одноосная ростовая анизотропия (рис. 2). Ориентация осей полностью соответствует характерной ориентации для роста пленок железа на поверхности А-сапфира с подслоем Mo [14], т.е. направление [1 $\bar {1}$ 1] Co₂FeAl направлено перпендикулярно [0001] сапфира. Кроме того для пленок Fe на А-плоскости сапфира с подслоем Мо характерна эпитаксия Fe(110) с направлением [100], лежащем в плоскости пленки и направленном под углом около 35° относительно направления [0001] сапфира [14]. Ранее мы уже отмечали, что CFA имеет удвоенный параметр решетки по сравнению с Fe.

Как видно из рис. 2, для H_c полученных пленок имеется только одно выделенное направление, т.е. имеет место одноосная магнитная анизотропия. Причем, согласно рисунку, это выделенное направление совпадает с направлением [1 $\bar {1}$ 0] для подслоя W, однозначно задающего параллельное ему направление роста для Fe [1 $\bar {1}$ 0], а с учетом подобия решеток CFA и Fe, и для пленки CFA должно быть то же самое однозначно определяемое кристаллографическое направление роста. т.е. направление [111] Co₂FeAl перпендикулярно направлению [0001] сапфира. Таким образом, направление [100] находится в плоскости пленки под углом 35° относительно направления [0001] сапфира. Для CFA ось легкого намагничивания, что соответствует направлению [1 $\bar {1}$ 0] CFA, направлена под углом ~35° к направлению базового среза подложки. Ось трудного намагничивания направлена при этом по направлению [001] CFA. Как это было установлено ранее [10] для CFA ось легкого намагничивания соответствует именно направлению [110]. Такая однозначная магнитная анизотропия пленок CFA должна свидетельствовать и об их хорошем и однозначном кристаллографическом сопряжении с подслоем W и подложкой А-сапфира.

Обнаруженный характер магнитной анизотропии для пленок сплавов Гейслера, выращенных на А-плоскости сапфира, существенно отличается от результатов других исследований [15, 16]. Как было показано в этих и других работах, при выращивании пленок различных сплавов Гейслера (например, Co₂FeSi) на чистой подложке А-сапфира без использования подслоя какого-либо металла наблюдается рост текстурированных пленок типа (110) с 6-осной анизотропией кристаллографических и магнитных свойств в плоскости пленки, чего в нашем случае не наблюдается.

Использовавшиеся ранее тонкие подслои из Au, Cr, V [15–17], как отмечалось неоднократно, улучшают текстуру пленок, но полностью не убирают многоосную анизотропию в плоскости пленок. В нашем случае многоосной анизотропии в плоскости пленки не наблюдается. Поэтому предположение об использовании подслоя тугоплавкого металла для улучшения однородности свойств в плоскости пленки сплава CFA(110) было верным.

Кроме того, для некоторых пленок CFA обнаружена инверсная зависимость поперечного и продольного магнитосопротивления (рис. 3), что, согласно работе [4], может свидетельствовать о реализации в таких пленках состояния половинного металла. Для другой части пленок инверсная зависимость магнитосопротивления не наблюдается.

Недавно была развита новая теоретическая модель, которая проанализировала эффект анизотропного магнитосопротивления (AMR) для различных ферромагнитных материалов [18, 19]. Величина AMR определяется как AMR = [(R(φ) – – R_⊥)/R_⊥] × 100%. В рамках новой модели s–d-рассеяние электронов, являющееся причиной AMR, происходит главным образом из состояния s↑ в состояние d↑ или из s↓ в d↓ в половинных металлах, что приводит к отрицательному знаку соотношений AMR, т. е. электрическое сопротивление в параллельном состоянии, где М и I намагниченность и электрический ток, соответственно, (M || I) меньше, чем в перпендикулярных условиях (М ⊥ I). В случае же положительного значения AMR преобладает s–d-рассеяние с переворотом спина. Угловая зависимость AMR-эффекта имеет вид:

где φ – угол между направлением тока и намагниченностью образца, i – индекс кристаллографического направления, вдоль которого течет ток. В отличие от обычных ферромагнитных 3d-металлов, в половинных металлах коэффициенты разложения $C_{j}^{i}$ значительно зависят от кристаллографического направления.

Таким образом, согласно теоретическим представлениям, измерения AMR дают информацию о состоянии половинного металла в исследуемой пленке без каких-либо дополнительных исследований и манипуляций, связанных с микроструктурированием.

Для двух разных пленок были построены зависимости AMR от угла φ между направлением тока и магнитного поля H = 5000 Э. Как видно из рис. 3, для кривой 1 величина AMR отрицательна и составляет 0.13% при комнатной температуре, что вполне соответствует результатам других работ как для CFA [20], так и для иных кобальтсодержащих сплавов Гейслера [21, 22].

В соответствии с первопринципными расчетами электронной структуры для сплавов Гейслера на основе кобальта, общий спиновый момент таких соединений в основном подчиняется правилу Слетера–Полинга с полным числом валентных электронов N_v. В работе [20] были проанализированы знак и величина AMR-эффекта для эпитаксиальных пленок сплавов Co₂MnZ и Co₂FeZ в зависимости от N_v. Было найдено, что знак AMR-эффекта является отрицательным, когда N_v находится в интервале 28.2 и 30.3 и становится положительным в случае, когда N_v становится меньше 28.2 или больше 30.3. Для сплава Co₂FeAl N_v = 29, что попадает в данный интервал. Для эпитаксиальных пленок CFA, выращенных на подложках MgO(001), был обнаружен отрицательный AMR-эффект величиной около 0.1% при температуре 300 К.

В нашем случае для пленок CFA также наблюдается отрицательная величина AMR, сравнимая с результатами других работ. Это может свидетельствовать о реализации в пленках состояния половинного металла. Для другой части выращенных нами CFA-пленок в аналогичных условиях AMR имеет положительное значение, что (на первый взгляд) является не очень понятным. Однако, в работе [23] были исследованы изменения AMR эпитаксиальных тонких пленок Co_x(Mn_0.44Ga_0.56)_{100 – x} в зависимости от направления тока к оси кристалла и от содержания Co_x. Было найдено, что знак AMR менялся в соответствии с направлением тока. Для I || Co₂MnGa[100] он был положительным, а для I || Co₂MnGa[110] – отрицательным. Величины AMR для обоих случаев были максимальными при значении x = = 50 ат. %. Результаты расчетов, основанных на теории s–d-рассеяния, с информацией о плотности состояний, полученной из первопринципных расчетов, соответствовали экспериментальным данным. Таким образом, результаты работы показали, что изменения знака и амплитуды AMR пленок Co₂MnGa можно объяснить s–d-рассеянием, зависящим от направления тока к кристаллографическим осям кристалла.

Кроме того, на реализацию совершенной структуры половинного металла могут оказывать влияние случайные факторы, такие как искажения параметров решетки, напряжения в ней и различные структурные дефекты, которые приводят к потере свойств половинного металла. Так, в работе [24] для четверных кобальтсодержащих сплавов теоретически было показано, что как искажения решетки, так и дефекты, такие как дефицит атомов Co, могут приводить к переходу от половинного металла к состоянию обычного металла. Известно, что при гетероэпитаксиальном росте пленок зачастую проявляются как тетрагональные искажения кристаллической решетки в растущей пленке, (что может приводить к значительным искажениям зонной структуры [25]), так и выявляемые косвенными методами неоднородности свойств пленок для кристаллографически равнозначных направлений, например, магнитных свойств [26].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Для пленок CFA, выращенных методом импульсного лазерного испарения на А-плоскости сапфира с подслоем W проявляется одноосная ростовая магнитная анизотропия. Ориентация осей полностью соответствует таковой, характерной для роста пленок железа на поверхности А-сапфира с подслоем Mo. Для ряда пленок обнаружена инверсная зависимость поперечного и продольного магнитосопротивления, что может свидетельствовать о реализации состояния половинного металла. Для другой части пленок такая инверсная зависимость не наблюдается, так как случайные факторы, такие как искажения параметров решетки, напряжения в ней и различные структурные дефекты, приводят к потере свойств половинного металла.