WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 1998, том 40, № 6 Многократное ядерное спиновое эхо в тонких поликристаллических ферромагнитных пленках © В.О. Голуб, В.В. Котов, А.Н. Погорелый Институт магнетизма Академии наук Украины, 252142 Киев, Украина (Поступила в Редакцию 17 ноября 1997 г.) Изучалось формирование сигналов многократного ядерного спинового эха в тонких ферромагнитных поликристаллических пленках 3d-металлов и их сплавов с наведенной анизотропией в интервале температур от 2.2 до 300 K при двухимпульсном и трехимпульсном возбуждении. Предложена методика экспериментального определения вкладов различных механизмов в формирование сигналов спинового эха в случае магнетиков с большой неоднородностью зеемановского и квадрупольного взаимодействий. Показано, что в ферромагнетиках с большим коэффициентом усиления радиочастотного поля на ядре при наблюдении сигналов ядерного спинового эха на ядрах с большой величиной магнитного момента уже при температурах жидкого гелия существенное влияние оказывает механизм частотной модуляции.

Большинство экспериментальных исследований по нелинейным. Это приводит к появлению дополнительядерному магнитному резонансу в магнетиках прово- ных сигналов эха (механизм частотной модуляции [5]).

дится импульсными методами. Основные наблюдаемые Количество и амплитуда этих эхо-сигналов зависят от сигналы — двухимпульсное и трехимпульсное (сти- величины p.

мулированное) эхо. Однако в ряде случаев помимо 3) Случай p практически не изучен.

основных эхо-сигналов возникают дополнительные (см., Методика многократного ядерного спинового эха понапример, [1–4]). Такое явление получило название зволяет получать уникальную информацию о кристалмногократного эха. К концу семидесятых годов были вылической и магнитной структуре вещества. Однако ее яснены причины возникновения сигналов многократного применение для исследования широкого класса неодноэха: рассмотрено влияние косвенного взаимодействия родных магнетиков (в том числе и тонких поликристалядерных спинов через электронную подсистему [2,3,5] лических магнитных пленок) сильно усложняется неи многоквантовых каскадных переходов для ядер со возможностью использования мощностных и частотных спином I > 1/2 [1,6–8].

зависимостей из-за сильного разброса величин сверхтонПоскольку неоднородность сверхтонких полей на ких полей и коэффициентов усиления радиочастотного ядрах в реальных магнетиках имеет микроскополя на ядрах. Таким образом, исследование формировапический характер, а величина этой неоднородности ния многократного эха в неоднородных магнетиках позначительно превышает величину сул-накамуровского прежнему остается актуальной задачей.

уширения, влияние косвенного взаимодействия между ядерными спинами через электронную подсистему будет существенно зависеть от соотношения величин и 1. Объекты исследований динамического сдвига частоты mz В качестве основных объектов исследований в данной p = D, (1) работе были выбраны поликристаллические пленки Fe, mCo, FeCo, Fe20Ni80 с наведенной магнитной анизотрохарактеризующего величину этого взаимодействия [9], пией. Выбор объектов обусловлен следующими пригде D — параметр динамического сдвига частоты, mz — чинами: 1) большая величина сигнала ЯМР во всем продольная составляющая ядерной намагниченности, исследуемом интервале температур (от 2.2 до 300 K);

m0 — равновесное значение ядерной намагниченности.

2) отсутствие в этом температурном интервале фазовых 1) p. Систему ядерных спинов можно переходов и связанных с ними эффектов, которые могли считать набором невзаимодействующих осцилляторов и бы затруднить интерпретацию полученных результатов;

использовать формальный подход: появляющийся сигнал 3) наличие большого массива справочной литературы по спинового эха, усиливаясь через электронную подсистемагнитным и кристаллическим свойствам этих образцов;

му, действует как возбуждающий импульс, что приводит 4) возможность исследования многоквантовых эффектов к появлению дополнительных эхо-сигналов (механизм на ядрах с I > 1/2 (Ni61 — I = 3/2, Co59 — I = 7/2);

эхо-импульса [2,3]). Относительная амплитуда и количе5) возможность численного расчета таких параметров ство таких сигналов пропорциональны D. Данный подход ЯМР, как коэфициент усиления радиочастотного поля на можно распространить и на случай с I > 1/2 (анализ ядре и параметр динамического сдвига частоты D.

этой ситуации проведен в [10]).

Основные выводы были проверены на пленках других 2) p >. В этом случае движение ядерных спинов будет сильно коррелированным. Уравнение, описыва- магнетиков. В контрольных экспериментах использовающее движение ядерной намагниченности, становится лись также порошки этих и других материалов.

Многократное ядерное спиновое эхо в тонких поликристаллических ферромагнитных пленках Параметры некоторых использовавшихся в работе пленок µB µe nn, 0/2, Hn, HA, DT /2, MHz · K Q, Пленка Ядро I (ядерные (магнетоны % MHz kOe Oe MHz магнетоны) Бора) теор. эксп.

Fe Fe57 1/2 0.09 2.22 95 47 332 10 0.039 0.02 Fe20Ni80 Ni61 3/2 0.75 0.75 65 58 154 4 1.3 1 0.Co (ГЦК) Co59 7/2 4.65 1.72 50 213 211 30 15 3.5 (77 K) 0.12 (300 K) FeCo Co59 7/2 4.65 2.42 50 284 284 40 22 15 Все исследуемые в работе пленки были изготовлены второй участок. Характерное время спада на этом участметодом конденсации паров металлов на холодные и ке возрастает с понижением температуры аналогично подогретые подложки из слюды. Во время осаждения тому, как это наблюдается для обычного ”хановского” в камере поддерживалось давление 10-6 Torr. Скорость эха. Появление второго участка невозможно объяснить, осаждения регулировалась изменением тока электронно- рассматривая лишь многоквантовые каскадные перехолучевой пушки и составляла в большинстве случаев ды [11]. Вклад этого участка возрастает с понижением 0.5–0.6 mm/s. Чтобы создать одноосную анизотропию, температуры. При относительно высоких температурах, в плоскости подложки прикладывалось магнитное поле когда величина D много меньше ширины спектра возпорядка 70 Oe. Поле наведенной анизотропии опреде- бужденных ядер 2/e (где e — длительность первого лялось методом низкочастотного ферромагнитного резо- эха), формирование четных эхо-сигналов, по-видимому, нанса. Параметры некоторых использовавшихся в этой должно описываться теорией ”эхо-импульса” [2,3,10].

работе пленок приведены в таблице. Для проведения Тогда, согласно [3], при оптимальных условиях возбутемпературных измерений резонатор с образцом поме- ждения второго эхо-сигнала (при 1/Q и в прещались в гелиевый криостат. Чтобы изменить коэффици- небрежении релаксационными процессами) отношение ент связи между ядерной и электронной подсистемами, амплитуд первого и второго сигналов эха есть к образцу прикладывалось магнитное поле 0–200 Oe, E2/E1 = De. (2) создаваемое катушками Гельмгольца, параллельно или перпендикулярно оси легкого намагничивания.

Таким образом, E2/E1 должно возрастать с уменьшением спектра ”эхо-импульса” (увеличением e). На рис. представлена зависимость E2/E1 от e в пленках Fe20Ni2. Двухимпульсная методика на ядрах Ni61 при T = 77 K. Экспериментальные резульКак отмечалось выше, зеемановское и квадруполь- таты с точностью до ошибки измерений хорошо описыное взаимодействия в наших образцах существенно не- ваются (2). Аналогичные результаты были получены на однородны, поэтому практически невозможно исследо- пленках FeCo (на ядрах Co59) и Co (Co59) в ГЦК- и вать особенности формирования сигналов многократ- ГПУ-фазах (соотношение фаз в пленке было 50/50) при T = 77 и 300 K и на пленках Fe (обогащенного ного спинового эха по спектрам ЯМР. Значительная Fe57) при T = 4.2K (контрольные измерения для ядер неоднородность поля анизотропии (а следовательно, и ) сильно затрудняет использование мощностных харак- со спином I = 1/2).

Полученные из эксперимента значения параметра D теристик. В этом случае, как было нами показано [11], хорошие результаты дает изучение зависимостей ам1 Eплитуды сигналов эха от временного интервала между D = (3) e Eвозбуждающими импульсами [11].

В [11] было показано, что при высоких температурах сравнивались с полученными в результате теоретическона ядрах со спином I > 1/2 четные эхо-сигналы (возниго расчета с учетом реальных параметров пленки. Расчет кающие в моменты времени t = 2n, 2n 2I, n —натупроводился по формуле ральное число) быстро спадают до нуля с характерным временем, обратно пропорциональным неоднородности µn(I + 1) D = 0 nn, (4) квадрупольного взаимодействия Q. Значения Q для 3µe kBT наших пленок, определенные по этим зависимостям, представлены в таблице. Следует отметить, что во всех где 0 — частота ЯМР, = Hn/HA, µn — магнитный исследованных образцах это характерное время практи- момент ядра, µe — магнитный момент на атом, kB — чески не зависело от температуры.

постоянная Больцмана, nn — концентрация ядер данного По мере понижения температуры на зависимости ин- сорта в образце. Результаты сравнения приведены в тенсивности четных эхо-сигналов E2n от появляется таблице.

Физика твердого тела, 1998, том 40, № 1058 В.О. Голуб, В.В. Котов, А.Н. Погорелый предсказывается (2). Такие же результаты были получены в двухслойных пленках Co/FeNi на ядрах Co59, в которых за счет взаимодействия слоев кобальта и пермаллоя действует эффективная анизотропия, величина которой зависит от толщины слоев и уменьшается с уменьшением отношения толщины слоя кобальта к толщине пермаллоя [15].

На основании вышеизложенного можно считать, что формирование четных эхо-сигналов при относительно высоких температурах достаточно хорошо описывается теорией ”эхо-импульса” [2,3]. Для пленок Fe и Fe20Niэто хорошее приближение вплоть до самых низких, достигающихся в наших опытах температур ( 2.2K), что находится в полном соответствии с теорией, поскольку Рис. 1. Зависимость отношения амплитуд второго и первого эхо-сигналов от длительности первого эха в пленке Fe20Ni80. для этих пленок D. Однако для пленок Co и T = 77 K.

FeCo величина D при гелиевых температурах становится сравнимой с неоднородностью зеемановского взаимодействия (см. таблицу), и поэтому могут появляться некие особенности в формировании эхо-сигналов.

Из таблицы видно, что если для пленок Fe20Ni80 наЕсли при высоких температурах (малых значениях D) блюдается хорошее соответствие между теорией и экспемаксимальное количество дополнительных эхо-сигналов риментом, то для пленок Fe и FeCo оно несколько хуже, наблюдается при условиях, близких к оптимальным для а для пленок Co имеется существенное различие в ревозбуждения первого эхо-сигнала, то при D зультатах измерений при различных температурах: если максимальное их количество возникает при мощности при комнатной температуре значение параметра D, повозбуждающих импульсов, много меньшей той, которая лученное из эксперимента, близко к теоретическому, то необходима для получения максимальной амплитуды при T = 77 K отличие существенно. Это связано с тем, обычного эха.

что в пленках кобальта по мере понижения температуры На рис. 2 представлена зависимость амплитуд некопроисходит уменьшение. Эффекты такого рода описаторых дополнительных эхо-сигналов En от мощности ны ранее в [12] и связывались с магнитострикционным возбуждающих импульсов в пленке FeCo при T = 2.2K.

вкладом (в наших теоретических расчетах этот вклад не Зависимости амплитуды эхо-сигналов (возникающих в учитывался). Так, в наших пленках сигнал спинового эха моменты времени t = n ) с малыми номерами n имеют практически не менялся в интервале температур от два пика (в области большой и малой мощности), в то до 300 K и лишь в районе азотных температур начинал время как для сигналов с большим n существует только увеличиваться с понижением температуры, как предскаодин пик в области низкой мощности. С уменьшением n зывает теория. Таким образом, приведенная в таблице относительная величина пика в области больших мощтеоретическая оценка является не совсем корректной:

ностей возрастает.

для T = 77 K значение должно быть уменьшено в Для выяснения причин подобных закономерностей 4 раза, что соответствует DT/2 = 5MHz · K (это снова воспользуемся зависимостями амплитуды эходовольно хорошо согласуется с экспериментом). Пленсигналов от временного интервала между возбуждающи ка пермаллоя имеет немагнитострикционный состав, и сигнал обычного ”хановского” эха возрастает обратно пропорционально температуре, т. е. не меняется. В пленках Fe и FeCo коэффициент усиления также несколько меняется с изменением температуры, однако в гораздо меньшей степени, чем в пленках Co.

Зависимость коэффициента усиления от температуры связана с технологией приготовления пленок [12]. Были подобраны образцы Co, в которых практически не зависит от температуры. Для них параметр D близок к теоретическому.

Исследовались также зависимости E2/E1 от. Для уменьшения постоянное магнитное поле прикладывалось параллельно оси легкого намагничивания пленки, а для увеличения — перпендикулярно оси, аналогично Рис. 2. Зависимость амплитуды эхо-сигналов от мощности возтому, как это делалось в работах по совмещению частот буждающих импульсов P для первого (1), четвертого (2), восьЯМР и ФМР [13,14]. Отношение амплитуд второго мого (3), семнадцатого (4) эха в пленке FeCo на ядрах Co59.

и первого эха возрастало с увеличением (D), как и T = 2.2K, 0/2 = 288 MHz.

Физика твердого тела, 1998, том 40, № Многократное ядерное спиновое эхо в тонких поликристаллических ферромагнитных пленках значениях p амплитуды сигналов эха должны вначале возрастать с увеличением, а их количество увеличиваться с ростом D (система становится все более нелинейной). Это и наблюдается экспериментально. По мере увеличения D уменьшается и мощность возбуждающих импульсов, необходимая для формирования эхосигналов, что также находится в полном соответствии с [5]. Увеличивая мощность возбуждающих импульсов, мы увеличиваем отклонение ядерной намагниченности от положения равновесия, тем самым уменьшая p [9].

Это приводит к уменьшению влияния механизма частотной модуляции [5]. Между тем появляются сигналы эха, обусловленные многоквантовыми каскадными переходаРис. 3. Зависимость амплитуды эхо-сигналов от временного ми, которые, действуя как рефокусирующие импульсы, интервала между возбуждающими импульсами. Обозначения приводят к формированию дополнительных эхо-сигналов кривых те же, что и на рис. 2. P = -16 dB.

и т. д. Этим объясняется появление второго пика на мощностной зависимости (рис. 2).

Таким образом, в широком температурном интервале ми импульсами. На рис. 3 представлены такие зависив образовании сигналов многократного ядерного спиномости для малых мощностей возбуждающих импульсов.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.