CC BY
57
УДК 537.622
Вестник СибГАУ Том 17, № 1. С. 178-185
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И ФАЗОВЫЙ СОСТАВ ТОНКИХ ПЛЕНОК СИСТЕМЫ СО-PD
E. М. Артемьев, Л. Е. Якимов*
Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М. Ф. Решетнева Российская Федерация, 660037, г. Красноярск, просп. им. газ. «Красноярский рабочий», 31
E-mail: [email protected]
Изучение фазовых структурных превращений и их взаимосвязи с магнитными свойствами металлических систем и их сплавов является одной из важных задач космического материаловедения. Кроме фундаментального значения эти исследование позволяют в перспективе получать материалы со сложными заданными магнитными свойствами. Получены и исследованы тонкие плёнки сплава системы Co-Pd, конденсированные при различных температурах подложек, идентифицированы фазовый состав и кристаллические метастабильные структуры, возникающие в плёнках данного сплава. Исследованы намагниченность насыщения, магнитная кристаллографическая анизотропия, параметр обменного взаимодействия, константа перпендикулярной магнитной анизотропии полученных пленок. Обнаружен ряд метастабильных состояний, отсутствующих в объемных образцах. Поведение намагниченности насыщения показывает влияние магнитного порядка на величину обменного взаимодействия. Температурная зависимость константы магнитной кристаллографической аниз-торопии позволяет отнести составы с большим содержанием палладия к зонным ферромагнетикам. Проведено теоретическое обоснование наблюдающегося выхода намагниченности из плоскости пленки в двухфазных пленках (ГПУ, ГЦК) системы Co-Pd. Эта особенность потенциально означает возможность более плотной магнитной записи информации с использованием этих материалов.
Ключевые слова: сплав Co-Pd, тонкие пленки, магнитные свойства, анизотропия, двухфазные системы.
Vestnik SibGAU Vol. 17, No. 1, P. 178-185
MAGNETIC PROPERTIES AND PHASE COMPOSITION OF THE THIN LAYERS OF CO-PD SYSTEM
E. M. Artem'ev, L. E. Yakimov*
Reshetnev Siberian State Aerospace University 31, Krasnoyarsky Rabochy Av., Krasnoyarsk, 660037, Russian Federation E-mail: [email protected]
One of the most important areas of space material science and metallurgy is studying phase and structural transitions of the metallic systems and alloys in connection with their magnetic properties. It advances the fundamental science but also leads to producing materials of desired complex magnetic structure. This paper deals with preparation and study of the Co-Pd thin films of various stoichiometry, obtained at different substrate temperatures and regimes. We examined phase composition, crystalline structure and its variation, saturation magnetization, coercive force, magnetic crystallographic anisotropy, exchange interaction parameter, perpendicular magnetic anisotropy constant of the films made. The properties of the systems were studied in connection with the conditions and regimes of the film preparation. The results reveal a number of metastable states which are absent in the bulk samples of the same overall composition. The saturation magnetization behavior implies a magnetic interactions interplay which affects the exchange interaction. Magnetic crystalographic anisotropy constant of the films changes with the temperature so that rich-Pd samples appear to be mostly zone ferromagnetic. We suggest a theoretical model of two-phase Co-Pd system (with fcc and hcp regions). The calculated value of the torque acting upon the film is in agreement with the experiment. The model explains the effect of the easy magnetization axis becoming perpendicular to the film/substrate plane, which is the case for films with 0.5-0.55 palladium content. This unusual property favours the possible use of the materials for high density data recording.
Keywords: Co-Pd alloy, thin films, magnetic properties, anisotropy, two-phase systems.
Введение. Известно, что сплав Co-Pd, например, эквиатомного состава, имеющий в массивных образцах только ГЦК-решетку, в пленочных образцах может быть получен в ГПУ- и ТГЦ-модификациях, а также в нанокристаллическом состоянии [1].
В настоящей статье будут рассмотрены изменения магнитных свойств тонких пленок сплава Co-Pd при переходе его из одной модификации в другую.
Свойства системы Co-Pd. Область существования ГПУ-фазы значительно расширена в пленочных образцах и простирается от Co до Co40Pd60 по сравнению с массивными. Низкие температуры подложек при напылении способствуют образованию ГПУ-фазы, которая при отсутствии других фаз при комнатной температуре существует довольно длительное время. ГПУ-фаза сплава, конденсируясь на подложки, образует текстуру - базисная плоскость (001) параллельна плоскости подложки. Измерения намагниченности насыщения Ms дают при 20 °С для однофазных ГПУ-пленок эквиатомного состава величину 1000 ± 80 Гс. Намагниченность насыщения ГЦК-однофазных пленок того же состава равна 800 ± 50 Гс, увеличиваясь при обогащении сплава кобальтом. Известно, что кобальт существует в двух модификациях в пленочных образцах при комнатной температуре: ГПУ (a = 0,251 нм, C = 0,410 нм) и ГЦК (a = 0,355 нм). Их намагниченность насыщения равна 1420 и 1370 Гс [2] соответственно, при 20 °С изменяясь с понижением температуры до 4,2 К незначительно (1442 и 1390-1420 Гс соответственно, т. е. на 2 %).
Разницу в намагниченности насыщения однофазных ГПУ- и ГЦК-пленок одного и того же состава можно объяснить только тем, что дополнительный вклад в намагниченность ГПУ- и ГЦК-однофазных пленок одного и того же состава вносят атомы палладия. Из литературы известно [3], что палладий находится на грани того состояния, в котором металл становится ферромагнитным. В свободных атомах палладия внешние электроны имеют конфигурацию 4d10, и поэтому они магнитно-нейтральные (основное состояние атома 1s0). Однако из литературных данных [4] видно, что парамагнитная восприимчивость металлического палладия очень велика (при 300 К /д = 558 х 106, где /а - атомная магнитная восприимчивость). Это прямое следствие перекрытия энергетических зон 4d- и 5s-электронов в кристалле палладия. Согласно [4]
в среднем около 0,6 электрона на атом палладия переходит в 5s-зону и составляет столько же вакантных мест в Эти вакантные места (дырки) и вносят
основной вклад в паулевскую парамагнитную восприимчивость металлического палладия, поскольку /(T) = /0/1-Х, где X = тЛ(^р); т - обменный энергетический параметр; Л(§р) - плотность состояний на уровне Ферми. Поскольку для палладия величина тЛ(^р) близка к единице, магнитная восприимчивость его очень велика.
Измерения намагниченности насыщения сплавов системы Co-Pd [5], которые являются ферромагнитными уже при содержании 0,1 % Co, свидетельствует о вкладе атомов палладия в магнитный момент сплава, поскольку прямое обменное взаимодействие Co-Co
при такой низкой концентрации Со невозможно. Магнитный порядок в таких металлических системах, где прямой обмен между удаленными парамагнитными атомами практически отсутствует, обусловлен косвенным обменным механизмом, в котором активное участие принимают электроны проводимости матрицы. Качественно это можно объяснять тем, что добавление Co в матрицу Pd увеличивает перекрытие d-и s-зон, что соответственно увеличивает концентрацию дырок в атома палладия, понижает энергию Ферми. Последнее вызывает повышение плотности состояний на уровне Ферми и приводит к появлению собственного магнитного момента атома палладия, а также к спонтанной намагниченности матрицы за счет косвенного обменного механизма. В статье [6] говорится, что при уменьшении межатомного расстояния в палладии обменный интеграл становится положительным, и палладий должен превратиться в ферромагнетик. Это вероятно, может наступить при комнатной температуре, если путем всестороннего сжатия обеспечить относительное изменение объема палладия приблизительно на 5 %. У однофазных пленок Co-Pd эквиатомного и близких к нему составов параметры решетки составляют a = 0,258 нм, C = = 0,428 нм, а у однофазных ГЦК-пленок сплава того же состава a = 0,376 нм. Таким образом, расстояние между ближайшими соседями любого вида Pd-Pd, Pd-Co, Co-Co (поскольку в пленках обоих фаз после конденсации на подложку не наблюдается упорядоченное расположение атомов в решетке) в ГПУ-фазе равно 0,258 нм, а в ГЦК-фазе 0,266 нм. Зависимость магнитного момента на атом сплава от концентрации в ГПУ-однофазных пленках показана на рис. 1.
Рис. 1. Зависимость магнитного момента на атом сплава в единицах цб в зависимости от состава (1 - ГЦК-фаза, 2 - ГПУ-фаза)
Если сравнить ее с графиком концентрационной зависимости магнитного момента на атом ГЦК-фазы, то средний момент на атом в ГПУ-фазе больше, чем в ГЦК в исследованном интервале концентраций. Если считать, что магнитный момент атома Со в сплаве практически не меняется в зависимости от концентрации палладия и составляет 1,7 цб на атом, то увеличение намагниченности пленок ГПУ-фазы сплава связано с увеличением магнитного момента атомов Рё. Как показывает элементарный расчет, различие магнитного момента атома Рё в ГПУ-фазе от такового
в ГЦК-фазе того же состава равно 0,5-0,4 Это, очевидно, связано с изменением электронной конфигурации атомов палладия из-за изменения решетки и, соответственно, симметрии окружения и расстояния до ближайших атомов.
Согласно двухзонной модели Мотта [7] качественно объяснить большую намагниченность ГПУ-фазы по сравнению с намагниченностью ГЦК-фазы одного и того же состава можно следующим образом. В переходных ё-металлах уровень Ферми расположен ниже верхней границы ё-зоны, которая только частично заполнена. Ширина ё-зоны W ~ 1/а, где а - расстояние между ближайшими атомами (радиус первой координационной сферы). Поскольку а(ГЦК) > а(ГПУ), то W(ГЦK) < W(ГПУ).
Таким образом, перекрытие s- и ё-зон в атомах палладия в ГПУ-фазе больше, чем в ГЦК, что соответствует большему количеству вакантных мест (дырок) в ё-зоне атома в ГПУ-фазе и, следовательно, большему магнитному моменту палладия в этой фазе и большей суммарной намагниченности насыщения ГПУ-фазы по сравнению с ГЦК-фазой одного и того же состава.
Намагниченность насыщения двухфазных (ГПУ+ГЦК) пленок. Измерения намагниченности насыщения двухфазных (ГПУ+ГЦК) пленок осложняются тем, что для получения численных значений Ыц каждой фазы надо знать количественные соотношения фаз, поскольку из измерений методом вращающих моментов получается значение ЫУ, которое представляет сумму Ы1У1 + Ы2У2, где Ыь Ы2 и У1, У2 - намагниченности насыщения и объемы ГПУ-и ГЦК-фаз соответственно. Из-за текстурированности образцов измерения объема фаз методом статистической обработки микрофотометрирования микрофотографий дают довольно большую погрешность, что соответственно сказывается на точности определения намагниченности насыщения фаз. Поэтому в данном случае логично говорить не о намагниченности насыщения ГПУ- и ГЦК-фаз, тем более, что и параметры этих фаз в двухфазной пленке отличаются от параметров однофазных ГПУ- и ГЦК-пленок того же состава, а о магнитном моменте на единицу объема пленки сплава, т. е. о намагниченности насыщения Ы8 пленки. Намагниченность насыщения двухфазных (ГПУ+ГЦК) пленок толщиной до 1500 А лежит в области значений между намагниченностями насыщения ГПУ- и ГЦК-фаз того же состава (например, для эквиатомного состава 900-750 Гс). Величина Ы8 изменяется от пленки к пленке одного и того же состава в пределах, больших, чем ошибка измерений (5 %). Разброс значений Ы8 можно объяснить разным соотношением фаз в пленках одного и того же состава, изменением параметров решеток фаз в двухфазной системе.
Намагниченность насыщения однофазных ГЦК-пленок. ГЦК-однофазные поликристаллические и монокристаллические эпитаксиальные пленки, выращенные при Тп 230-260 °С, имеют намагниченность насыщения массивных образцов того же состава (рис. 1, 1). Высокотемпературные отжиги таких пленок эквиатомного и близких к нему составов позволяют получать атомно-упорядоченную структуру
с ТГЦ-решеткой типа L1o (а = 0,416 нм, С = 0,334 нм, С/а = 0,81). По мере исчезновения фазы с ГЦК-решеткой происходит уменьшение намагниченности насыщения до величины Ы8 ~ 80 Гс. Полностью фаза с ГЦК-решеткой не исчезает, поэтому малую намагниченность можно отнести за ее счет. Отсутствие намагниченности в фазе с ТГЦ-решеткой, возможно, обусловлено формированием в ней скомпенсированного антиферромагнетизма. Параметры а и С ТГЦ-решетки существенно зависят от режима термообработки [8]. Отношение С/а может достигать значения 0,80. Такое искажение решетки может привести к отрицательному знаку константы обменного взаимодействия и к антиферромагнитному упорядочению.
Намагниченность насыщения нанокристалли-ческих пленок. Из литературных источников известно, что намагниченность насыщения аморфного материала весьма слабо меняется при его кристаллизации [9]. Намагниченность насыщения нанокристаллических пленок Со-Рё равна или несколько меньше (на 6-7 %) намагниченности насыщения кристаллической пленки того же состава. Это фиксируют измерения Ы8 до и после рекристаллизации одних и тех же образцов. Кроме того, наблюдается разброс значений М от пленки к пленке одного и того же состава (до 150 Гс). Наблюдающийся разброс значений Ы8 нанокристал-лических пленок одного и того же состава, отличие этих значений от Ы8 кристаллических пленок можно объяснить относительно большим объемом переходных участков между областями с ГПУ- и ГЦК-симметрией взаимного расположения атомов. Переходные участки, очевидно, характеризуются флуктуа-циями межатомных расстояний, что может приводить к обменным взаимодействиям разного знака. Кроме того, это связано и с разным количественным соотношением объемов самих областей. Насыщение нано-кристаллических пленок происходит в полях 100-800 Э.
Зависимость параметра обменного взаимодействия от структуры пленок сплава Со-Р^ Для экспериментальной оценки параметра обменного взаимодействия наибольший интерес представляет исследование низкотемпературных зависимостей намагниченности насыщения, где непосредственно выполняется закон Т32. Для расчета величины параметра обменного взаимодействия использовалось соотношение [10]
В =
Я! А
(
Ып
Г-,
4ал|дА'Ы
где величина В определялась непосредственно после перестройки экспериментальной кривой в координатах М от Т3/2. Интегральная функция Бозе-Эйнштейна Я3/2(Т/Н) определяется выражением:
Я
3/2
1/2 1 х ах
Н) л 0 I н , 0ехРI х + ^А^Т I"1
"3/2 I Н I
п ехр \-щ1а—\
3
При Н = 0 _Р3/2 становится константой, независящей от температуры: ^3/2 = £(3/2) = 2,612, где £ - дзета-функция Римана.
Измерения М(Т) проводились в полях 22 кЭ. Величина намагниченности насыщения определялась экстраполяцией температурной зависимости намагниченности М от Т3/2 на ось 0 К.
Знание величины и намагниченности
насыщения дает возможность вычислить величину параметра обменного взаимодействия а [10]. Такие вычисления для пленок, обладающих ГПУ-, ГЦК-и нанокристаллической структурой, были проделаны, и на рис. 2 приведены значения вычисленного параметра обменного взаимодействия а, полученные для пленок сплава Со5оРё5о. По оси ординат отложена величина gцБаM, т. е. Б (ее размерность эВ-А2). Единицы измерения а - см2. Нередко используют и другие системы единиц, например, в спектроскопических измерениях пользуются термином обменная жесткость ц = аМ, размерность этого параметра см2-Э. Следовательно, а, ц и Б отличаются только постоянными множителями. Как видно на рис. 2, Б увеличивается при изменении структурного состояния сплава Со50Рё50 от ГПУ-однофазных к нанокристаллическо-му и далее к ГЦК-однофазным пленкам. Из кривой Б(Х) видно, что при фазовом переходе между кристаллическими твердыми растворами величина Б меняется в 2,5 раза.
120 >< по
сс 100
п
£ 90
^ 80
2 70 В
А 60
40 301
ГПУ уде ЦК
Рис. 2. Диаграмма состояния в координатах «обмен - структурное состояние» (а) и зависимость В от структуры Со50Рё50 (б)
Параметр обмена пленок с нанокристаллической структурой лежит между значениями для ГПУ-и ГЦК-кристаллических твердых растворов. Этот факт говорит о том, что нанокристаллическая структура представляет смесь нанокристаллических зародышей с ГПУ- и ГЦК-симметрией ближайшего окружения, поскольку для аморфных веществ параметр обмена, как видно из литературы [10-12], изменяется скачком при фазовом переходе «кристалл - аморфное состояние», и его значения не укладываются между значениями параметра обмена кристаллических модификаций сплава.
Магнитная кристаллографическая анизотропия пленок сплава Co-Pd. В работе [13] была исследована магнитная кристаллографическая анизотропия пленок сплава Co-Pd при 20 °С во всей концентрационной области составов. Было показано, что K1 линейно спадает с увеличением концентрация палладия от -6• 105 эрг/см3 до нуля для палладия. В работе [14] была исследована магнитная кристаллографическая анизотропия монокристаллов сплава Co-Pd в концентрационном интервале от 5 до 30 ат. % Показано, что ее первая константа K1 при температуре жидкого гелия и состава Co10Pd90 достигает значения 1,7• 106 эрг/см3 (рис. 3, кривая а). Это побудило провести исследования концентрационной зависимости K1 при температурах жидкого азота (77 К) и 300 К как на монокристаллических пленках, выращенных на подложках MgO, так и на монокристаллических полусферах. Измерения первой константы кристаллографической анизотропии осуществлялись методом вращающих моментов. Напряженность магнитного поля при измерениях равнялась 18 кЭ. На рис. 3 приведены графики концентрационной зависимости K1 при 300 К (рис. 3, б) и 77 К (рис. 3, в) для монокристаллических полусфер сплава Co-Pd. Измерения на пленках дают несколько другие значения K1, что, очевидно, связано с наличием напряжений и блочности эпитаксиаль-ных монокристаллических пленок. Из приведенных на рис. 3 графиков видно, что при содержании в сплаве кобальта больше 50 ат. % зависимость K1 от температуры слабая. С уменьшением содержания кобальта ниже 50 ат. % зависимость K1 от температуры растет примерно до 10 ат. % кобальта. Таким образом, температурная зависимость K1 сплавов Co-Pd существенным образом отличается от температурной зависимости сплавов «никель-палладий» [15].
Константа перпендикулярной анизотропии пленок ГПУ-фазы. Измерения K1 свеженапыленных однофазных ГПУ-пленок толщиной 400-500 А составов Co1-xPdx, где х = 0,45-0,55, показывают, что ОЛН отклоняется от плоскости пленки, т. е. кристаллографическая анизотропия ГПУ-фазы больше, чем анизотропия формы пленки, равная ~ 6• 106 эрг/см3. С течением времени (несколько суток) хранения в комнатных условиях ОЛН укладывается в плоскость пленки. Это связано с диффузионными процессами, снятием напряжений и возникновением зародышей ГЦК-фазы.
Магнитная анизотропия двухфазных (ГПУ+ГЦК) пленок. В некоторых двухфазных (ГЦК+ГПУ) пленках наблюдается интересная особенность. В пленках ^^Pd^ где х = 0,5-0,55, помещенных в зазор электромагнита, наблюдается выход ОЛН из плоскости пленок, зависящий от величины приложенного магнитного поля. Для различных образцов поле анизотропии (при котором ОЛН находится в неустойчивом положении) меняется от 2 до 14 кЭ. Природа эффекта состоит в следующем. Образец (пленка) представляет собой гетерофазную систему, оси легкого намагничивания каждой из фаз которой отличаются своей ориентацией (рис. 4).
Рис. 3. Магнитная кристаллографическая анизотропия сплавов Со-Рё: по данным работам [16] (а); 300 К (б); 77 К (в)
Рис. 4. Схематическое изображение двухфазной пленки (ГПУ+ГЦК): круги - частицы ГПУ-фазы; М! - намагниченность ГЦК; М2 - намагниченность ГПУ-фазы
Пренебрегая эффектами обменного взаимодействия на границах фаз, магнитную часть свободной энергии можно записать в виде суммы F = f + f2, где
f = M1V1H cos ©1 + K1V1 sin2 - ©1),
f2 = M2V2H cos ©2 + K 1V1sin1(^ + © 2),
M\ и M2 - намагниченности насыщения фаз; K1 и K2 -константы магнитной одноосной анизотропии; Vi и V2 -их парциальные объемы; ©1 и ©2 - отклонения векторов M1 и M2 от направления внешнего магнитного поля напряженностью H. Уравнение
L¡ = f d©i
позволяет записать крутящие моменты фаз L1 и L2: L = K1V1sin2(T-©1), L2 = K2V2 sin 2(^ — ©2 ).
Для случая Mfl >> K¡ можно ограничиться линейным разложением Li по ©i и, суммируя слагаемые, получить выражение для крутящего момента всей системы:
L = (KiVi — -
Ki2Vi M
K 22V2 M,
sin4¥
H
Как видно из сопоставления теоретической (сплошная линия) и экспериментальной (точки) зависимости Ь(Н) на рис. 5, предложенная модель хорошо описывает результаты измерений.
Поле Н, при котором в случае фиксированного ¥ крутящий момент равен нулю, называется полем магнитной анизотропии и, как можно получить из предыдущего выражения, определяется выражением
(Ki2Vi ^ k2V2 л
H1 =■
M1
M
cos2¥
куу" К2У2
Коэрцитивная сила пленок Со-Р^ Из литературных данных известно, что аморфные материалы обладают малой величиной Нс, которая в некоторых сплавах достигает сотых долей эрстеда. Кристаллизация повышает Нс. Например, сплав Со-Рё, имеющий в пленочных образцах в аморфном состоянии коэрцитивную силу от 2 до 25 Э, после кристаллизации приобретает Нс 300-600 Э. Измерения коэрцитивной
силы пленок сплава Со-Рё показывают, что Нс нанокристаллических пленок укладываются в интервале от 5 до 20 Э. Нс двухфазных и однофазных пленок больше на порядок и составляют 60-400 Э. Кристаллизация нанокристаллических пленок увеличивает коэрцитивную силу на порядок и больше. Все вышеизложенное говорит о том, что нанокристаллические пленки Со-Рё близки по строению к аморфным образцам, т. е. размеры структурных и химических не-однородностей в них малы и слабо препятствуют процессам перемагничивания.
Н нанокристаллических пленок. В температурном интервале 20-420 °С были проведены исследования поля технического намагничивания Н8 в пленках эквиатомного и близких к нему составов.
Измерения полей насыщения пленок (Н8) производились вдоль нормали к их плоскостям. Величина Н8 для этого направления пленки определяется произведением 4^7"^. На рис. 6 показаны графики зависимости Нц от температуры для пленок разного состава. График Н8 = Д7) для эквиатомного сплава имеет глубокий минимум в районе 340-360 °С. С увеличением в сплаве содержания Со глубина минимума уменьшается. Для сплава Со68Рё32 в этой же области наблюдается небольшой максимум Н8. Заметим, что при кристаллизации аморфных пленок Со90Р10 наблюдается максимум Нц, который в работе [17] сопоставляется с максимумом на кривой температурной зависимости постоянной обменного взаимодействия А(Т), измерявшейся методом СВР.
Рис. 5. Экспериментальная зависимость Ь(Н) (точки) для пленки Со50Рё50, 820 А: расчет (сплошная линия) ¥ = 47о, Тщу - 10 %, Гщк - 90 %
Рис. 6. Зависимость поля насыщения от температуры: 1 - пленка Со50Рё50 толщиной 520 А; 2 - пленка Со56Рё44 толщина 600 А; 3 - пленка Со69Рё31 толщина 470 А
Последний факт дает нам основание предложить следующее объяснение кривым Hs(T) нанокристалли-ческих пленок Co-Pd. Вероятно, во время рекристаллизации пленки сплава Co5oPd5o в ней возникают отрицательные обменные взаимодействия, приводящие к образованию антиферромагнитного упорядочения спинов в некоторых локальных областях пленки. Общий магнитный момент Js образца падает, поэтому образец насыщается в сравнительно малых внешних полях. При дальнейшем повышении температуры происходит стабилизация кристаллической структуры и замена отрицательного обменного взаимодействия положительным. С этих позиций становится понятным, почему при большом содержании в сплаве Co (68 ат. %) HS(T) имеет максимум. Очевидно, здесь, как и в случае кристаллизации аморфных пленок Co90Pd10, происходит увеличение постоянной положительного обменного взаимодействия.
Заключение. Метастабильная ГПУ-фаза в пленках Co-Pd имеет намагниченность насыщения выше, чем намагниченность насыщения массивного ГЦК-сплава того же химического состава. Этот факт объясняется тем, что атомы Pd в ГПУ-решетке вносят больший вклад в Ms, чем в ГЦК-решетке.
Рассчитанные на основе экспериментальных данных значения параметров обмена ГПУ- и ГЦК-однофазных пленок, а также нанокристаллических пленок, говорят о том, что нанокристаллическая система представляет собой смесь нанокристаллических зародышей с ГПУ- и ГЦК-симметрией ближайшего окружения.
Установлено, что с увеличением в сплаве содержания Pd свыше 50 ат. % характер температурной зависимости K1 меняется: она приобретает черты температурной зависимости K1 никеля. Отсюда делается вывод о том, что богатые Pd сплавы Co-Pd в значительной степени являются зонными ферромагнетиками.
В двухфазных пленках (ГПУ+ГЦК) в полях до 18 кЭ наблюдается зависимость положения ОЛН от величины приложенного поля (при определенных значениях Н ОЛН отклоняется от плоскости пленки). Сделанный расчет вращающего момента, действующего на пленку в магнитном поле, согласуется с экспериментом.
Библиографические ссылки
1. Фазовые превращения в кобальт-палладиевых сплавах / Е. М. Артемьев [и др.] // УФЖ. 1984. Т. 29, № 3. С. 447-453.
2. Бозорт Р. Ферромагнетизм. М. : Иностр. лит., 1956. 784 с.
3. Гуденаф Д. Магнетизм и химическая связь. М. : Металлургия, 1968. С. 284.
4. Вонсовский С. В. Магнетизм. М. : Наука, 1971. С. 219-220.
5. Ferromagnetism in Dilute Solutions of Cobalt in Palladium / R. M. Bozorth [et al.] // Phys.Rev. 1961. Vol. 122. P. 1157-1160.
6. Кузменко П. П., Захаренко Н. И. Электронная структура и магнитные свойства сплавов системы Co-Pd // Вестник Киевского университета. 1977. № 18. С. 51-56.
7. Вонсовский С. В. Магнетизм. М. : Наука, 1971. С. 526-527.
8. Matsuo Y. Ordered Alloys in the Co-Pd System // J. Phys. Soc. of Jap. 1972. Vol. 32, No. 4. P. 972-978.
9. Альбен P., Будник Дж. И., Каргилл Г. С. Магнитные структуры // Металлические стекла. М. : Металлургия, 1984. С. 235-238.
10. Исхаков P. С., Попов Г. В., Карпенко М. М. Низкотемпературный ход намагниченности в аморфных и микрокристаллических сплавах. ФММ. 1983. Т. 56, В. 1. С. 85-93.
11. Hasegawa R., Ray R. Low temperature magnetization study of crystalline and glassy Fe-B alloys // Phys. Rev. 1979. Vol. 20, No. 1. P. 211-214.
12. Магнитные свойства аморфных и кристаллических сплавов Fe-Zn / P. С. Исхаков [и др.] // Препринт ИФ С0-329Ф / Институт физики СО АН СССР. Красноярск, 1985. 12 с.
13. Вершинина Л. И. Магнитные свойства и кристаллическое строение пленок сплавов кобальт-палладий : дис. ... канд. физ.-мат. наук, Красноярск, 1979. 144 с.
14. Magnetic Anisotropy of Pd-Rich Pd-Co, -N, and -Fe alloys / H. Kadomatsu [et al.] // J. Phys. Soc. Japan.
1980. Vol. 49, No. 3. P. 1189-1190.
15. Пузей И. М., Мяликгулыев Г., Джепбаров Е. Температурная и полевая зависимость магнитной анизотропии сплавов никеля с палладием // ЖЭТФ.
1981. Т. 81, В 6(12). С. 2212-2217.
16. Артемьев Е. М., Бакшеев Н. В., Мушаилов Э. С. Ядерный магнитный резонанс в текстурированных пленках кобальта // ФММ. 1982. Т. 53, № 6. С. 12241226.
17. Исхаков P. С, Бахридинов А. Температурная зависимость электрических и гальваномагнитных свойств аморфных сплавов Co-P // Препринт ИФ С0-126Ф. Ин-т физики СО АН СССР. Красноярск. 1980. 16 с.
References
1. Artem'ev E. M., Vershinina L. I., Matysin Yu. V. et al. [Phase transitions in Cobalt-Palladium alloys]. Ukrainskiy fizicheskiy zhurnal. 1984, Vol. 29, No. 3, P. 447-453 (In Russ.).
2. Bozorth R. M. Ferromagnetizm [Ferromagnetism]. Moscow, Inostrannaya Literatura Publ., 1956, 784 p.
3. Gudenaf D. Magnetizm i khimicheskaya svyaz' [Magnetism and chemical bond]. Moscow, Metallurgiya Publ., 1968, P. 284.
4. Vonsovskiy S. V. Magnetizm [Magnetism]. Moscow, Nauka Publ., 1971, P. 219-220.
5. Bozorth R. M., Wolff P. A., Davis D. D. et al. Ferromagnetism in Dilute Solutions of Cobalt in Palladium. Phys.Rev. 1961, Vol. 122, P. 1157-1160.
6. Kuzmenko P. P., Zakharenko N. I. [Electronic structure and magnetic properties of CoPd system alloys]. Vestnik Kievskogo Universiteta. 1977, No. 18, P. 51-56 (In Russ.).
7. Vonsovskiy S. V. Magnetizm [Magnetism]. Moscow, Nauka Publ., 1971, P. 526-527.
8. Matsuo Y. Ordered Alloys in the Co-Pd System. J. Phys. Soc. of Jap. 1972, Vol. 32, No. 4, P. 972-978.
9. Al'ben R., Budnik Dzh. I., Kargill G. S. [Magnetic structures]. Sb. Metallicheskie Stekla, Moscow, Metallur-giya Publ., 1984, P. 235-238.
10. Iskhakov R. S., Popov G. V., Karpenko M. M. [Low temperature behavior of the magnetisation in amorphous and microcrystalline alloys]. Fizika Metallov i Metallovedenie. 1983, Vol. 56, No. 1, P. 85-93 (In Russ.).
11. Hasegawa R., Ray R. Low temperature magnetization study of crystalline and glassy Fe-B alloys. Phys.Rev. B, 1979, Vol. 20, No. 1, P. 211-214.
12. Iskhakov R. S, Brushtunov M. M., Turpanov I. A. et al. [Magnetic properties of amorphous and crystalline Fe-Zn alloys]. Krasnoyarsk, Preprint of Institute of Physics S0-329F, Institut fiziki SO AN USSR, 1985, 12 p.
13. Vershinina L. I. Magnitnye svoystva i kristalli-cheskoe stroenie plenok splavov kobal't-palladiy: dis. kand. fiz.-mat. nauk. [Magnetic properties and crystalline structure of Cobalt-Palladium alloy films. Dr. phys. and math. sci. diss.]. Krasnoyarsk, 1979, 144 p.
14. Kadomarsu H., Kamimori T., Tokunaga T. et al. Magnetic Anisotropy of Pd-Rich Pd-Co, -N, and -Fe alloys J. Phys. Soc. Japan, 1980, Vol. 49, No. 3, P. 11891190.
15. Puzey I. M., Myalikgulyev G., Dzhepbarov E. [Temperature and field dependence of magnetic anisotropy of Nickel and Palladium alloys]. Zhurnal Eksperimental'noy i Teoreticheskoy Fiziki. 1981, Vol. 81, No. 6(12), P. 2212-2217 (In Russ.).
16. Artem'ev E. M., Baksheev N. V., Mushailov E. S. [Nuclear magnetic resonance in textured Cobalt films]. Fizika Metallov i Metallovedenie. 1982, Vol. 53, No. 6, P. 1224-1226 (In Russ.).
17. Iskhakov R. S, Bakhridinov A. [Temperature dependence of electric and galvanomagnetic properties of amorphous CoP alloys]. Krasnoyarsk, Preprint of Institute of Physics S0-126F, Institut fiziki SO AN USSR, 1985, 16 p.
© Артемьев E. M., Якимов Л. E., 2016
