Переход ферромагнетика в парамагнетик. Физика: Определение температуры фазового перехода ферромагнетик-парамагнетик, Лабораторная работа

ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 8, с. 1128-1130

УДК 537.622:538.955

ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА

ФЕРРОМАГНЕТИК-ПАРАМАГНЕТИК В ТОНКИХ ПЛЕНКАХ FePt1- xRhx ФАЗЫ L10

Методом магнетронного распыления получены пленки FePtRh c различным содержанием Rh (FePtj _ xRhx). Изучены магнитная структура и фазовый переход ферромагнетик-парамагнетик в тонких пленках FePtj _xRhx фазы L10 в зависимости от содержания Rh (0 < х < 0.40) в образце. Показано, что при комнатной температуре тонкие пленки FePti _ xRhx при 0 < х < 0.34 находятся в ферромагнитном состоянии с большой энергией магнитокристаллической анизотропии, тогда как при 0.34 < х < 0.4 - в парамагнитном состоянии.

DOI: 10.7868/S0367676515080335

ВВЕДЕНИЕ

Многие исследования магнитных материалов, связанные с созданием тонких пленок, направлены на повышение плотности магнитной записи информации. Как правило, повышение плотности записи достигается за счет минимизации размеров зерен - носителей информации в магнитной пленке и за счет перехода от продольного типа записи к перпендикулярному. Однако уменьшение размеров гранул ограничено возникновением суперпарамагнитного эффекта, что препятствует увеличению плотности магнитной записи. Другое ограничение для повышения плотности записи - это обменное взаимодействие между гранулами. Для преодоления этих ограничений применяются различные методы , одним из которых является использование структурированного носителя информации. В обычном магнитном носителе записывающий слой состоит из беспорядочно расположенных зерен ферромагнитного сплава. В случае структурированного носителя информации в пленке создаются ферромагнитные гранулы или наноточки (nanodots) одинаковых размеров, расположенные упорядоченно в немагнитной матрице . В этом случае каждая из точек выступает в качестве бита информации.

1 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего профессионального образования Казанский (Приволжский) федеральный университет.

2 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физико-технический институт имени А.Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург.

3 Department of Materials Science and Engineering, Akita Uni-

versity, 1-1 Gakuen-machi, Tegata, Akita 010-8502, Japan.

В последнее десятилетие пленки БеР! фазы Ы0 привлекают пристальное внимание исследователей, потому что они обладают большой энергией магнитокристаллической анизотропии (Ки ~ 7 107 эрг см-3) , что делает перспективным их использование в качестве структурированных носителей информации. При этом для сверхвысокоплотной магнитной записи (СВПМЗ) легкая ось намагничивания (ось с) в них должна быть ориентирована вдоль нормали к плоскости пленки.

Известно, что управление магнитными свойствами пленок БеР! возможно путем введения в них дополнительных элементов. Добавление родия (ЯИ) в сплав БеР! позволяет оптимизировать магнитные свойства тонких пленок без существенного уменьшения энергии магнитокристал-лической анизотропии, что позволяет использовать данный состав в качестве структурированного носителя информации.

В данной работе были изучены магнитная структура и фазовый переход ферромагнетик-парамагнетик в тонких пленках БеР!1- фазы Ь10 в зависимости от содержания ЯИ (0 < х < 0.40) в образце.

1. ЭКСПЕРИМЕНТ

Тонкие пленки БеР!1- получены методом магнетронного распыления на монокристаллическую подложку М§0 (100). Толщина синтезированных пленок равнялась 20 нм (рис. 1). Магнитные свойства были измерены при 300 К с использованием сверхпроводящего квантового интерферометра

ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА ФЕРРОМАГНЕТИК-ПАРАМАГНЕТИК

Fe^Pt! - xRhx)5()

Mg0(100) подложка

20 нм 0.5 мм

Рис. 1. Схематическое изображение образцов тонких

(SQUID) и вибрационного магнетометра. Магнитная структура синтезированных пленок, а именно ориентация остаточной намагниченности, исследовалась с использованием конверсионной электронной мёссбауэровской спектроскопии (КЭМС). Мёссбауэровские измерения проводились на спектрометре, в котором источник гамма-квантов 57Co в матрице Rh двигался с постоянным ускорением. Для регистрации конверсионных электронов использовался заполненный смесью газов Не + 5% CH4 детектор электронов , в который помещался исследуемый образец. При измерениях эффекта Мёссбауэра гамма-излучение источника 57Co(Rh) было направлено перпендикулярно поверхности исследуемой пленки. Скоростная шкала спектрометра калибровалась с использованием фольги из альфа-железа при комнатной температуре, а для более высокой точности калибровка проводилась с помощью лазерного интерферометра. Величины изомерных сдвигов определялись относительно металлического a-Fe. Математическая обработка мёссбауэровских спектров проводилась с помощью специальной программы, позволяющей из экспериментальных мёссбауэров-ских спектров определить положения, амплитуды и ширины спектральных линий. Далее на основе полученных данных рассчитывались эффективные магнитные поля на ядрах ионов железа (Hhf), квадрупольные расщепления (QS) и химические сдвиги (CS).

2. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 2 представлены КЭМ-спектры исследованных образцов FePt1-xRhx. На спектре FePtx _xRhx при x = 0 отсутствуют 2-я и 5-я линии зееманов-ского расщепления в сверхтонком поле, что указывает на ориентацию магнитных моментов перпендикулярно поверхности пленки. Такого рода ориентация эффективного магнитного поля позволяет сделать вывод о том, что легкая ось магнитно-кристаллической анизотропии перпендикулярна поверхности пленки. Вычитание линии

x = 0.30 ■ .. .-w^

6 -4 -2 0 2 4 6 Скорость, мм ■ с-1

Рис. 2. Мёссбауэровские спектры тонких пленок FePtj _

зеемановского расщепления из спектра БеР1 показывает, что в области "нуля" скоростей отсутствуют линии, принадлежащие ионам железа в парамагнитной фазе, это означает, что все ионы Бе в образце находятся в магнитоупорядоченном состоянии.

С увеличением концентрации ЯИ в составе пленок БеР^ хЯИх, наблюдается постепенное уменьшение эффективных магнитных полей, и при х = 0.4 линии зеемановского расщепления "схлопываются" в синглет. Такое изменение спектров образцов с повышением концентрации ЯИ обусловлено переходом системы РеР1ЯИ из ферромагнитного состояния в парамагнитное при комнатной температуре измерений. Данный переход происходит по причине замещения ионов Р ионами родия и возникновением парамагнитных кластеров . С увеличением концентрации ЯИ количество данных кластеров увеличивается, приводя в итоге к окончательному переходу образца в парамагнитное состояние (рис. 3). Данные КЭМ-спек-тров подтверждаются результатами исследований намагниченности насыщения (М) приведенны-

пленок FePtt _ xRhx.

ВАЛИУЛЛИН и др.

Парамагнитная фаза

Ферромагнитная фаза

0.05 0.10 0.15 0.20 0.25 0.30

Ms, эрг ■ Гс 1500

Рис. 3. Относительное содержание ферромагнитной фазы (определяемое относительными площадями мёссбауэровских субспектров ферромагнитной и парамагнитной фаз) в зависимости от концентрации ЯИ в тонких пленках Ре50(Р1:1 _ хКИх)50.

ми на рис. 4. Из рисунка видно, что по мере увеличения х наблюдается монотонное уменьшение М.

Методом магнетронного распыления получены пленки РеР1ЯИ толщиной 20 нм с различным содержанием ЯИ (БеР^ _ хЯЬх), где х меняется от 0 до 0.4. Установлено, что при х = 0 пленка ферро-магнитна при комнатной температуре, и легкая ось магнито-кристаллической анизотропии направлена перпендикулярно поверхности пленки. Ферромагнитное упорядочение в БеР^ хЯИх при комнатной температуре сохраняется в интервале содержания родия х < 0.32 с сохранением большой энергией магнитокристаллической анизотропии и обусловленной ею перпендикулярной ориентацией намагниченности. В изученном интервале 0.34 < х < 0.4 пленка БеР^ _ хКЬх находится в парамагнитном состоянии. Намагниченность насыщения для 0 < х < 0.32 находится в интервале 1000 > М > 500 эрг ■ Гс-1 ■ см-3.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 14-02-91151) и при частичной

J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I

Рис. 4. Намагниченность насыщения (Ма) измеренная при температуре 300 К в тонких пленках Ре50(Р111 _ хЯИх)50 в зависимости от концентрации ЯИ.

поддержке Программы повышения конкурентоспособности Казанского федерального университета, финансируемой Министерством образования и науки РФ.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Kryder M.H., Gage E.C., McDaniel T.W, Challener W.A., Rottmayer R.E., Ju G, Hsia Y, Erden M.F. // Proc. IEEE. 2008. V. 96. № 11. P. 1810.

2. Yuasa S., Miyajima H., Otani Y. // J. Phys. Soc. Jpn. 1994. V. 63. P. 3129.

3. Hasegawa T., Miyahara J., Narisawa T., Ishio S., Yamane H., Kondo Y., Ariake J., Mitani S., Sakuraba Y., Takanashi K. // J. Appl. Phys. 2009. V. 106. P. 103928.

4. Иванов О.А., Солина Л.В., Демшина В.А., Магат Л.М. // ФММ. 1973. Т. 35. С. 92.

5. Камзин А.С., ГригорьевЛ.А. // Письма в ЖТФ. 1990. Т. 16. № 16. С. 38.

6. Xu D., Sun C., Chen J., Zhou T., Heald S.M., Bergman A., Sanyal B., Chow G.M. // J. Appl. Phys. 2014. V. 116. P. 143902.

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст . Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут

КАРАМАН И., КИРЕЕВА И.В., КРЕТИНИНА И.В., КУСТОВ С.Б., ПИКОРНЕЛЛ К., ПОБЕДЕННАЯ З.В., ПОНС ДЖ., ЦЕЗАРИ Э., ЧУМЛЯКОВ Ю.И. - 2010 г.

По свои магнитным свойствам все вещества делятся на слабомагнитные и сильномагнитные. Кром того магнетики классифицируют в зависимости от механизма намагничивания.

Диамагнетики

Диамагнетики относят к слабомагнитным веществам. В отсутствии магнитного поля они не намагничены. В таких веществах при их внесении во внешнее магнитное поле в молекулах и атомах изменяется движение электронов так, что образуется ориентированный круговой ток. Ток характеризуют магнитным моментом ($p_m$):

где $S$ -- площадь витка с током.

Создаваемая этим круговым током, дополнительная к внешнему полю, магнитная индукция направлена против внешнего поля. Величина дополнительного поля может быть найдена как:

Диамагнетизмом обладает любое вещество.

Магнитная проницаемость диамагнетиков очень незначительно отличается от единицы. Для твердых тел и жидкостей диамагнитная восприимчивость имеет порядок приблизительно ${10}^{-5},\ $для газов она существенно меньше. Магнитная восприимчивость диамагнетиков не зависит от температуры, что было открыто экспериментально П. Кюри.

Диамагнетики делятся на «классические», «аномальные» и сверхпроводники. Классические диамагнетики имеют магнитную восприимчивость $\varkappa

В несильных магнитных полях намагниченность диамагнетиках пропорциональна напряженности магнитного поля ($\overrightarrow{H}$):

где $\varkappa $ -- магнитная восприимчивость среды (магнетика). На рис.1 представлена зависимость намагниченности «классического» диамагнетика от напряженности магнитного поля в слабых полях.

Парамагнетики

Парамагнетики, также относят к слабомагнитным веществам. Молекулы парамагнетиков имеют постоянный магнитный момент ($\overrightarrow{p_m}$). Энергия магнитного момента во внешнем магнитном поле вычисляется по формуле:

Минимальное значение энергии достигается тогда, когда направление $\overrightarrow{p_m}$ совпадает с $\overrightarrow{B}$. При внесении парамагнетика во внешнее магнитное поле в соответствии с распределением Больцмана появляется преимущественная ориентация магнитных моментов его молекул в направлении поля. Появляется намагничивание вещества. Индукция дополнительного поля совпадает с внешним полем и соответственно усиливает ее. Угол между направлением $\overrightarrow{p_m}$ и $\overrightarrow{B}$ не изменяется. Переориентирование магнитных моментов в соответствии с распределением Больцмана происходит за счет столкновений и взаимодействия атомов друг с другом. Парамагнитная восприимчивость ($\varkappa $) зависит от температуры по закону Кюри:

или закону Кюри -- Вейсса:

где C и C" -- постоянные Кюри, $\triangle $ - постоянная, которая бывает больше и меньше нуля.

Магнитная восприимчивость ($\varkappa $) парамагнетика больше нуля, но, как и у диамагнетика весьма мала.

Парамагнетики делят на нормальные парамагнетики, парамагнитные металлы, антиферромагнетики .

У парамагнитных металлов магнитная восприимчивость не зависит от температуры. Эти металлы слабомагнитны $\varkappa \approx {10}^{-6}.$

У парамагнетиков существует такое явление ка парамагнитный резонанс. Допустим, что в парамагнетике, который находится во внешнем магнитном поле, создают дополнительное периодическое магнитное поле, вектор индукции этого поля перпендикулярен вектору индукции постоянного поля. В результате взаимодействия магнитного момента атома с дополнительным полем создается момент сил ($\overrightarrow{M}$), который стремится изменить угол между $\overrightarrow{p_m}$ и $\overrightarrow{B}.$ Если частота переменного магнитного поля и частота прецессии движения атома совпадают, то созданный переменным магнитным полем момент сил либо все время увеличивает угол между $\overrightarrow{p_m}$ и $\overrightarrow{B}$, либо уменьшает. Это явление и называют парамагнитным резонансом.

В несильных магнитных полях намагниченность в парамагнетиках пропорциональна напряженности поля, и выражается формулой (3) (рис.2).

Ферромагнетики

Ферромагнетики относят к сильномагнитным веществам. Магнетики, магнитная проницаемость которых достигает больших значений и зависит от внешнего магнитного поля и предшествующей истории называют ферромагнетиками. Ферромагнетики могут иметь остаточную намагниченность.

Магнитная восприимчивость ферромагнетиков является функцией от напряженности внешнего магнитного поля. Зависимость J(H) представлена на рис. 3. Намагниченность имеет предел насыщения ($J_{nas}$).

Существование предела насыщения намагниченности указывает, что намагниченность ферромагнетиков вызвана переориентировкой некоторых элементарных магнитных моментов. У ферромагнетиков наблюдается явление гистерезиса (рис.4).

Ферромагнетики в свою очередь делят на:

Мягкие в магнитном отношении. Вещества с большой магнитной проницаемостью, легко намагничивающиеся и размагничивающиеся. Их используют в электротехнике, там, где работают с переменными полями, например в трансформаторах.
Жесткие в магнитном отношении. Вещества с относительно небольшой магнитной проницаемостью, трудно намагничивающиеся и размагничивающиеся. Эти вещества используют при создании постоянных магнитов.

Пример 1

Задание: Зависимость намагниченности для ферромагнетика показана на рис. 3. J(H). Изобразите кривую зависимости B(H). Существует ли насыщение для магнитной индукции, почему?

Так как вектор магнитной индукции связан с вектором намагниченности соотношением:

\[{\overrightarrow{B}=\overrightarrow{J\ }+\mu }_0\overrightarrow{H}\ \left(1.1\right),\]

то кривая B(H) не достигает насыщения. График зависимости индукции магнитного поля от напряженности внешнего магнитного поля можно представить, как изображено на рис. 5. Такая кривая называется кривой намагничивания.

Ответ: Насыщения для кривой индукции нет.

Пример 2

Задание: Получите формулу парамагнитной восприимчивости $(\varkappa)$, зная, что механизм намагничивания парамагнетика аналогичен механизму электризации полярных диэлектриков. Для среднего значения магнитного момента молекулы в проекции на ось Z можно записать формулу:

\[\left\langle p_{mz}\right\rangle =p_mL\left(\beta \right)\left(2.1\right),\]

где $L\left(\beta \right)=cth\left(\beta \right)-\frac{1}{\beta }$ - функция Ланжевена при $\beta =\frac{p_mB}{kT}.$

При высоких температурах и небольших полях, мы получим, что:

Следовательно, при $\beta \ll 1$ $cth\left(\beta \right)=\frac{1}{\beta }+\frac{\beta }{3}-\frac{{\beta }^3}{45}+\dots $ , ограничение функции линейным членом по $\beta $ получим:

Подставим в (2.1) результат (2.3), получим:

\[\left\langle p_{mz}\right\rangle =p_m\frac{p_mB}{3kT}=\frac{{p_m}^2B}{3kT}\ \left(2.4\right).\]

Используя связь между напряженностью магнитного поля и магнитной индукцией ($\overrightarrow{B}=\mu {\mu }_0\overrightarrow{H}$), приняв во внимание, что магнитная проницаемость парамагнетиков мало отличается от единицы, можем записать:

\[\left\langle p_{mz}\right\rangle =\frac{{p_m}^2{\mu }_0H}{3kT}\left(2.5\right).\]

Тогда намагниченность будет иметь вид:

Зная, что связь модуль намагниченности с модулем вектора напряженности имеет вид:

Имеем для парамагнитной восприимчивости:

\[\varkappa =\frac{{p_m}^2м_0n}{3kT}\ .\]

Ответ: $\varkappa =\frac{{p_m}^2{\mu }_0n}{3kT}\ .$

Фазовые переходы второго рода - фазовые превращения, при которых плотность вещества, энтропия и термодинамические потенциалы не испытывают скачкообразных изменений, а теплоемкость, сжимаемость, коэффициент термического расширения фаз меняются скачком. Примеры: переход Не в сверхтекучее состояние, Fe из ферромагнитного состояния в парамагнитное (в Кюри точке).

Фазовый переход парамагнетик-ферромагнетик

Магнитные системы важны в связи с тем, что вся терминология, используемая в теории фазовых переходов, основана на именно этих системах. Рассмотрим небольшой образец, изготовленный из железа, помещенный в магнитное поле (). Пусть - намагниченность этого образца, зависящая от магнитного поля. Очевидно, что уменьшение магнитного поля приводит к уменьшению намагниченности. Могут иметь место две ситуации. Если температура высокая, магнитный момент становится равным нулю, когда магнитная поле стремится к нулю. Зависимость магнитного момента от магнитного поля для этого случая представлена на рисунке 3 а. .

Рисунок 3. График зависимости намагниченности от магнитного поля: а -при высоких; б - при низких температурах.

Однако, возможна и другая ситуация, которая реализуется при низких температурах: намагниченность образца, возникшая под влиянием внешнего магнитного поля, сохраняется и при уменьшении этого поля до нуля. (рисунок 3б). Эта остаточная намагниченность называется спонтанной намагниченностью ().Существует вполне определенная температура, при которой спонтанная намагниченность появляется впервые. Эта температура называется температурой Кюри. В области температур, ниже температуры Кюри, спонтанная намагниченность оказывается тем большей, чем ниже абсолютная температура. Намагниченность называется параметром порядка. Магнитное поле, являющееся переменной, термодинамически сопряженной намагниченности, называется упорядочивающим полем. Такие пары сопряженных переменных будут очень важны для дальнейшей теории.Есть очень полезная модель фазового перехода парамагнетик-ферромагнетик. Эта модель называется моделью Изинга. Рассмотрим несжимаемую решетку, в каждом узле которой находится магнитные стрелки. Эти стрелки могут быть направлены или вверх, или вниз. Соседние стрелки взаимодействуют таким способом что силы, действующие между этими стрелками, стремятся расположить их параллельно друг другу.

Рисунок 4. Пояснения к модели Изинга.

Предполагается, что энергия взаимодействия стрелок положительна. В этом случае с точки зрения энергии стрелкам выгодно быть параллельными, т.е. чтобы все стрелки смотрели либо вверх, либо все - вниз. Энергия системы в этом случае минимальна. С точки зрения энергии такое состояние наиболее выгодное. Однако, таких полностью упорядоченных состояний всего лишь два (все стрелки - вверх и все стрелки - вниз). В этом смысле такие упорядоченные состояния совершенно невыгодны с точки зрения энтропии. Энтропия «стремится» полностью разупорядочить систему

При высоких температурах энтропия побеждает. В системе имеет место беспорядок и средняя намагниченность равна нулю. (число синих стрелок равно числу красных стрелок). При низких температурах побеждает энергия и в системе возникает спонтанная намагниченность (число синих стрелок равно десяти; а число красных стрелок равно шестнадцати).

Это означает, что в рассмотренной системе существует такая температура, начиная с которой, в системе появляется спонтанная намагниченность

Поведение всех систем около точек фазового перехода полностью универсально. Это очень удобно. Изучая самую простую систему (например, модель Изинга) около ее критической точки, мы сможем предсказывать физические свойства сложных систем около их точек фазового перехода.