WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 9 Индуцированные границами раздела состояния с несоизмеримой волной спиновой плотности в мультислоях типа Fe/Cr © В.Н. Меньшов, В.В. Тугушев Российский научный центр „Курчатовский институт“, 107207 Москва, Россия E-mail: sasha@mail.mics.msu.su (Поступила в Редакцию 6 июля 2001 г.

В окончательной редакции 27 декабря 2001 г.) Предложена модель магнитного упорядочения в мультиструктурах типа Fe/Cr при температурах значительно выше точки Нееля объемного хрома. Перераспределение зарядовой (и, как следствие, спиновой) плотности вблизи границ раздела Fe/Cr ведет к формированию в прослойке хрома существенно неоднородного состояния с волной спиновой плотности (ВСП). Описана пространственная структура антиферромагнитного параметра порядка в толстых прослойках. Рассчитан вклад ВСП в эффективную обменную связь между моментами соседних слоев железа. На основе полученных результатов интерпретируются данные экспериментов по туннельной спектрометрии трислоев и дифракции нейтронов на сверхрешетках Fe/Cr.

Работа частично поддержана грантом Российского фонда фундаментальных исследований №01-02-16175.

Многослойные структуры (мультислои), содержащие не имеет объемного аналога. При L < L сохраняется переходные металлы, стали в последние годы весьма лишь „высокотемпературная“ фаза, существующая ниже популярными объектами изучения в силу необычности линии T1(L) вплоть до самых низких температур. Наих магнитных и кинетических свойств. Особенно ин- помним, что величина T1(L) составляет порядка 550 K, тенсивно обсуждаются структуры типа Fe/Cr, в которых резко возрастает при L < L и почти не меняется чередуются ферро- и антиферромагнитные слои железа при L L; в то же время T2(L) падает до нуля и хрома [1,2]. Обнаружение осциллирующего по знаи отсутствует при L < L, стремясь к „объемному“ ку эффективного обмена между моментами соседних значению T2(L L) TN = 311 K при L/L.

= слоев Fe в зависимости от толщины L разделяющей Существуют вполне обоснованные предположения, их прослойки Cr и температуры T уже само по себе что свойства мультислоев типа Fe/Cr(100) непосредзаслуживало бы пристального внимания [3,4] ввиду ственно связаны с формированием в прослойке хрома важности этого эффекта как в фундаментальном, так и своеобразного антиферромагнитного порядка типа волв чисто прикладном аспекте. Однако после выявления ны спиновой плотности (ВСП) [8], структура которой целого ряда других особенностей магнитных свойств сильно зависит от степени совершенства поверхности структур Fe/Cr (проскальзывание фазы эффективного раздела Fe/Cr, температуры и толщины самой прослойки.

обмена, наличие коротких и длинных периодов его Подтвеждающая эти предположения адекватная теореосцилляций, формирование неколлинеарных структур, тическая модель, способная непротиворечиво объяснить обменный сдвиг петли гистерезиса, гигантское магнитоосновную совокупность имеющихся экспериментальных сопротивление и т. д.) стало ясно, что речь идет о новом фактов, до сих пор отсутствует. Имеется ряд численных классе объектов, требующих специального изучения, в расчетов распределения намагниченности внутри протом числе и теоретического.

слойки хрома в основном состоянии (см., например, [9]), Даже предварительный взгляд на магнитную фазоно эти расчеты не приспособлены для построения сложвую диаграмму, полученную из нейтронографических и ной термодинамики магнитных структур в изучаемых магнитооптических измерений [5–7], подтверждает необмультислоях. Вариационный подход [10] к описанию ходимость такого изучения. Так, непонятным является магнитной структуры внутри прослойки хрома, основансуществование двух критических температур T1(L) и ный на простейшей аналогии с объемными системами, T2(L), по-разному зависящих от толщины прослойки не может объяснить даже наличие двух температур хрома L; неясна причина сильного различия свойств переходов и критической толщины прослойки, не говоря мультислоев с толстыми (L > L) и тонкими (L < L) уже о более тонких деталях магнитной фазовой диапрослойками, где L — некоторая критическая толщина, граммы. Кроме того, в указанном подходе игнорируется составляющая около 30 монослоев хрома. В системах сложный характер перераспределения спиновой плотнос L > L наблюдаются две антиферромагнитные фазы сти вблизи границ раздела Fe/Cr на масштабе порядка в прослойке хрома, одна из которых (так называемая корреляционной длины антиферромагнетизма в хроме, „низкотемпературная“, имеющая место при T < T2(L)) может быть более-менее отождествлена с соответствую- которая зависит от температуры и определяет область щей фазой в объемном хроме; вторая фаза („высокотем- формирования ближнего порядка с ВСП, в том числе и пературная“, имеющая место при T2(L) < T < T1(L)) выше объемной температуры Нееля.

Индуцированные границами раздела состояния с несоизмеримой волной спиновой плотности... Далее предлагается возможный сценарий возникнове- длине (t), большей или порядка D, то при более ния сильно неоднородной „высокотемпературной“ фа- низкой температуре резкий спад (x) вблизи границ зы с ВСП в прослойке хрома. Главным механизмом сменяется в случае толстой прослойки с L > L более формирования такого антиферромагнитного порядка при плавным затуханием, сопровождающимся осцилляциями температуре T1, значительно превышающей TN = 311 K, на масштабе корреляционной длины (T ) D, где является, по нашему мнению, перераспределение заря- (T ) = 0(T /TN - 1)-1/2, 0 — длина когерентности довой (и, как следствие, спиновой) плотности в при- по разным оценкам составляющая в хроме от семи до легающих к границе раздела слоях хрома. В результа- десяти монослоев, т. е. 0 < D L/2. В предположении те происходит изменение электронной поляризуемости, об идеально плоских границах, разделяющих слои хрома параметров энергетического спектра и заполнения зон и железа, энергетически наиболее выгодным является на масштабе порядка дебаевской длины экранирования образование только коллинеарных структур с ВСП в ld вблизи интерфейса Fe/Cr; соответственно меняется прослойке хрома, которые с изменением толщины L и условие неустойчивости парамагнитной фазы (обобщен- температуры T могут менять свою симметрию относиный критерий Стонера) относительно образования ВСП тельно x = 0. Данная особенность является, по нашему в приповерхностных слоях хрома. В рамках такого под- мнению, ключом к объяснению наблюдаемого в эксхода удается естественным образом объяснить существо- периментах [1,4] проскальзывания фазы эффективного вание „приповерхностного“ антиферромагнитного пере- обмена моментов на соседних обкладках железа.

хода, оценить его температуру T1 и найти характерный Следуя устоявшейся терминологии, будем далее напространственный масштаб D L/2 возникающего зывать величину T2(L) температурой Нееля TN, имея состояния. в виду, что отождествление этих величин формально К сожалению, имеется серьезные обстоятельства, не справедливо лишь в пределе L/ при постановке позволяющие в рамках единой аналитической процедуры периодических граничных условий для параметра поряднепрерывным образом описать магнитное упорядочение ка, т. е. T2() =TN.

с ВСП во всем температурном интервале от T1 до T2.

Во-первых, при понижении температуры от T1 к T1. Возникновение параметр порядка (x) (амплитуда спиновой плотности, „зарядово-индуцированного“ выраженная в энергетических единицах, x — коордисостояния с ВСП вблизи границы ната, отсчитанная от середины прослойки, x < L/2) может стать отнюдь не малой величиной вблизи границы раздела Fe/Cr раздела Fe/Cr, так что условие (x) T, используемое при выводе разложения Гинзбурга–Ландау для функци- Рассмотрим структурную единицу многослойной системы типа Fe/Cr (100) — тройной слой, состоящий онала свободной энергии и справедливое при T T1, из двух обкладок железа и прослойки хрома между перестает быть применимым при всех x. Во-вторых, ними. В области высоких температур T > TN парамагдаже если по каким-то причинам величина (x) остается нитная фаза объемного хрома устойчива относительно достаточно малой по сравнению с T при всех x (а в магнитного упорядочения, но наличие границ раздеглубине толстой прослойки, где (x) экспоненциально ла Fe/Cr может эту устойчивость нарушить. Причину спадает по мере удаления от границ раздела, это условие формирования состояния с ВСП выше точки Нееля всегда выполняется), с понижением температуры от Tможно качественно понять уже в рамках простой модели до T2 возникает необходимость учета высших по (x) плоского дефекта, помещенного в одномерную среду с слагаемых в разложении Гинзбурга–Ландау. Дело в том, что именно в этом температурном интервале проис- плотностью свободной энергии [12] ходит смена знака коэффициента при низшем градиc3 2 2 ентом слагаемом с положительного на отрицательный, f (x) =c1 + c2v2 + c2 + vF F что, как известно [11,12], обусловливает возникновение 6 2 несоизмеримой структуры с ВСП в объемном хроме.

+ c3 + c3v2 2( )2 + 3. (1) F Таким образом, при описании антиферромагнитных конфигураций спиновой плотности в мультислоях Fe/Cr с В формуле (1) использовано известное разложение изменением температуры в интервале T1 > T > T2 и при Гинзбурга–Ландау для свободной энергии системы с переходе от границ прослойки к ее внутренним слоям ВСП по степеням параметра порядка (x) в предполонеобходимо учитывать принципиальное изменение отно- жении, что | (x)| T и | (x)| T /0. Это разлосительной роли различных слагаемых в термодинамиче- жение выводится непосредственно из микроскопической ском потенциале системы. модели ВСП, в которой причина антиферромагнитной Как будет показано в данной работе, с понижени- неустойчивости связана с „нестингом“ электронного и ем температуры происходит весьма сильное изменение дырочного участков поверхности Ферми металла в параформы параметра порядка (x) по толщине прослойки: магнитной фазе. При этом vF — фермиевская скорость если при T T1 амплитуда ВСП экспоненциально квазичастиц, c1, c2, c3 — коэффициенты, зависящие от спадает по мере удаления от границ раздела Fe/Cr на температуры и параметров зонной структуры, причем 8 Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 1652 В.Н. Меньшов, В.В. Тугушев c1 и c2 могут менять знак при изменении температуры, |JN| < 0.05, что дает A < 0.1, поскольку S0 < SFe, где а коэффициент c3 всегда положителен [11,12]. В этом SFe 2.2µB/at — момент железа при T 400-600 K.

= разделе речь пойдет об области достаточно высоких Таким образом, по крайней мере при не слишком температур, когда (c1, c2) > 0; соответственно в такой малой величине | (0)| > 10-2 eV, в области высоких ситуации равновесное значение параметра порядка, ми- температур T 0.2 eV, где справедливо соотношение нимизирующее функционал (1), равно нулю, т. е. заведо- T, вклад кулоновского (квадратичного по (0)) мо отвечает парамагнитной фазе. Решающее значение слагаемого может заметно превысить вклад обменного для формирования ВСП приобретает в этом случае (линейного по (0)) слагаемого. В предлагаемом подходополнительная к (1) часть свободной энергии, связан- де квадратичное по (0) слагаемое является основным ная с потенциалом дефекта. Будем моделировать грани- и служит источником „приповерхностного“ перехода цу раздела Fe/Cr (100) идеальной гладкой плоскостью, в состояние с ВСП при температуре T1 > TN. Такое расположенной перпендикулярно направлению роста состояние будем в дальнейшем называть „зарядовоструктуры nx ; толщину прослойки хрома предполагаем индуцированным“. Заметим, что линейное по (0) сладостаточно большой (более строгий критерий приведен гаемое в формуле (2) само по себе к переходу по T далее), чтобы пока исключить взаимное влияние проне приводит, но индуцирует малую по амплитуде компотивоположных интерфейсов. Потенциал, моделирующий ненту ВСП при любой температуре. Эту добавочную — взаимодействие границы раздела с зонной компонентой „обменно-индуцированную“ — компоненту ВСП имеет спиновой плотности, формирующей ВСП, будем считать смысл принимать во внимание только выше или в быстро спадающим вблизи дефекта по сравнению с непосредственной близости от точки „приповерхностмедленно меняющимся параметром порядка (x). Вклад ного перехода“ T1, когда „зарядово-индуцированная“ плоского дефекта, расположенного в начале координат компонента ВСП отсутствует или очень мала (реально x = 0, в термодинамический потенциал системы с при условии (0) < 10-2 eV). Можно ожидать, что учетом указанных приближений запишем в виде предлагаемый подход, учитывающий в первую очередь квадратичное по (0) слагаемое в формуле (2), приведет d = (0) - A (0). (2) к более-менее разумным качественным результатам в исследуемой высокотемпературной области вдали от Коэффициенты и A могут быть получены в миточки Нееля.

кроскопической модели [12] и имеют различное физиОпишем возникновение „зарядово-индуцированной“ ческое происхождение. Квадратичное по (0) слагаеВСП в окрестности плоского дефекта, используя модельмое в формуле (2) описывает влияние кулоновского ное выражение для термодинамического потенциала взаимодействия и зарядового перераспределения вбли зи границы раздела Fe/Cr. Оценка коэффициента в рамках модели [12] дает -UN/|| при || T, = f (x)dx + d, (3) где U = 4qs e/ld, qs — поверхностный заряд, ld — длина Дебая в металле прослойки, N — усредненная плотность состояний электронного и дырочного где в d оставим лишь первое слагаемое из выражеучастков поверхности Ферми, обладающих свойством ния (2), которое (0), причем < 0. Рассмотрим „нестинга“, — выраженная в энергетических единицах случай столь высоких температур T > T, что в разница в заполнении этих участков квазичастицами.

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.