<p>раздел 2.3.1). Заметим, что при экстраполяции уравнения (2.12) ниже<br />tр, Hэфф изменяет знак при t » 12 Е, подобно типичным значениям для сплошных<br />магнитных пленок [121]. Наиболее вероятно, что отрицательная величина KV<br />обусловлена плоскостными сжимающими напряжениями, вызванными присутствием<br />жестких слоев окиси алюминия, расположенных между слоями металла. Эти<br />особенности, в дополнение к наблюдаемому в данной области толщин магнитному<br />состоянию пленки, близкому к насыщению, позволяют идентифицировать<br />ферромагнитную (ФМ) фазу. <br />Другой тип толщинной зависимости наблюдается при t < tм, где Hэфф (t) уже<br />линейна. Ее можно сравнить с линейной зависимостью эффективного поля<br />анизотропии Hэфф от объемного фактора заполнения f, связанного с объемной<br />плотностью магнитного момента в трехмерных гранулярных пленках [49, 122]. В<br />двумерных гранулярных слоях ту же роль играет поверхностная плотность магнитных<br />моментов, которая пропорциональна номинальной толщине t. Однако, стандартная<br />подгонка кривой намагничивания функцией Ланжевена для образца с t = 1 нм дает<br />эффективный суперпарамагнитный (СПМ) момент ~ 104 mB, в то время как ожидаемые<br />средние моменты индивидуальных гранул диаметром d ~ 3 нм - только ~ 103 mB (как<br />обычно видно на микрофотографиях, полученных методом ПЭМВР). Следовательно,<br />магнитный отклик при комнатной температуре в этом диапазоне толщин, скорее,<br />обусловлен коррелированными моментами в группах ~10 или более гранул. Такие<br />корреляции между отдельно стоящими гранулами могут возникнуть, благодаря<br />дипольным полям рассеяния, когда характеристическое отношение rcr = d/D (где D<br />– расстояние между гранулами) превышает некоторую критическую величину. Далее,<br />главный вклад в Hэфф обеспечивается только коррелированными моментами, и<br />наблюдаемый линейный закон ~ (t – t*) с t* ~ 0,65 нм связан с их парциальной<br />поверхностной плотностью. СПМ - фаза существует вплоть до точки магнитной<br />перколяции, tм, выше которой бесконечный кластер коррелированных моментов<br />начинает расти за счет конечных СПМ - кластеров, определяя переход к смешанной<br />(СМ = СПМ + ФМ) фазе. В пределах этой фазы появляются также структурные<br />кластеры (сплошные металлические островки) с поверхностной неелевской<br />анизотропией, уменьшая таким образом Hэфф, (по сравнению с СПМ линейным<br />законом), пока в точке tр не происходит структурная перколяция и не<br />устанавливается сплошная ФМ – фаза. <br />Толщинные зависимости ширины линии ФМР в параллельной конфигурации показаны на<br />рис. 2.26. При комнатной температуре DH(t) имеет явно выраженный пик вблизи tм,<br />подобно пику, наблюдавшемуся в керметных пленках FeCo-Al2O3 [123].<br />Происхождение этого максимума можно объяснить статическими флуктуациями<br />случайных внутренних полей Нi на гранулах, достигающих максимума в точке<br />магнитной перколяции. Самая простая оценка этого вклада при t < tм может быть<br />сделана при рассмотрении дипольного поля на кластере, произведенного ближайшим<br />кластером, что дает DH ~ (t - t*)3/2, качественно удовлетворяющее наблюдаемому<br />DH(t) при t < tм, в противоположность линейной DH(f) при малых f для трехмерных<br />керметных пленок. Для t ~ tм, Нi должно колебаться главным образом из-за<br />относительно редких "дырок" на ФМ - фоне, которые заполняются только гораздо<br />выше tр, где DH спадает до малых (почти температурно-независимых) значений,<br />характерных для сплошной пленки. <br />При 77 K и ниже tм кривая H(t) ведет себя по-другому: вместо сужения, ширина<br />линии продолжает расти с уменьшением толщины. Это говорит о том, что при низкой<br />температуре дополнительный механизм неоднородного уширения резонансной линии<br />вступает в игру ниже tм. Этот механизм может быть связан с блокированием группы<br />магнитных моментов кластера в направлениях, не коллинеарных внешнему полю.<br />Такое блокирование должно быть намного более эффективно при очень коротких<br />временах (~10-9 на частоте 9.4 ГГц), достаточных для поглощения СВЧ мощности<br />фракцией гранул в метастабильном состоянии, по сравнению со временем ~ 1 с,<br />необходимым для статических измерений намагниченности. Блокирование может быть<br />также усилено высокой плотностью метастабильных состояний моментов кластера,<br />когда все соседние кластеры находятся в плоскости пленки, и когда<br />разориентированные моменты отдельных гранул с характеристическим отношением rcr<br />ниже критической величины, заморожены. <br />2.4.7. Оценка величины межслойного дипольного взаимодействия в НСМПМД с помощью<br />ФМР <br />Популярность методики исследования магнитных пленок с помощью ферромагнитного<br />резонанса [124] во многом обязано простой формуле Кителя [125]: <br />, (2.13)<br />где w - частота ФМР, g - гиромагнитное отношение, Ms – намагниченность<br />насыщения, а Ni – компоненты тензора размагничивающих факторов в системе<br />координат с осью z, направленной вдоль внешнего магнитного поля H. Однако,<br />внутренние дипольные поля в современных наноструктурах (таких, как гранулярные<br />пленки) не всегда укладываются в классическую концепцию тензора<br />размагничивающих факторов и, следовательно, влияние этого фактора должно<br />рассматриваться в каждом конкретном случае отдельно. Это было хорошо показано<br />для гранулярных пленок [25, 33, 49]. В этой разделе объектом исследования<br />являлись магнитные многослойные гранулярные пленки и было показано, как с<br />помощью соответственным образом модифицированной теории Киттеля можно объяснить<br />особенности ФМР в этих образцах и оценить величину дипольной связи между<br />слоями. <br />Объектом данных исследований были слоистые гранулярные пленки металл-диэлектрик<br />Al2O3(30 Е)/[Co80Fe20(13 Е)/Al2O3(3 Е)]n с изменяющимся количеством слоев n.<br />Как было отмечено выше, механизм об</p>
- Київ+380960830922