CC BY
28СПИНТРОНИКА
СПИНОВЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ГРАНИЦЕ ОКСИДНЫЙ ФЕРРОМАГНЕТИК/ФЕРРОМАГНИТНАЯ ИНТЕРМЕТАЛЛИДНАЯ СВЕРХРЕШЕТКА
1,4Климов А. А., 1Демидов В. В., 1Шайхулов Т. А., 1Овсянников Г. А., 1Константинян К. И., 2Преображенский В. Л., 3Тирселин Н., 3Перно Ф., 1Никитов С. А.
1Институт радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова РАН, http://cplire.ru/ Москва 125009, Россия
2Институт общей физики им. А.М. Прохорова РАН, http://igp.ras.ru/ Москва 119991, Россия
3Институт электроники, микроэлектроники и нанотехнологий Лилльского университета, http://ustl.univ-lille1.fr Centrale Lille, ISEN, Univ Valencienes UMR 8520-IEMN, LIA LICS/LEMAC, F- 59652, Villeneuve d'Ascq Cedex, France
4МИРЭА-Российский технологический университет, http://mirea.ru Москва 119454, Россия
Поступила в редакцию 12 ноября 2018, принята 10 декабря 2018 Представлена действительным членом РАЕН А.В. Андреевым
Исследованы магнитные свойства гетероструктур, состоящих из платины Pt, эпитаксиально выращенного манганита La07Sr03MnO3 (LSMO), редкоземельных интерметаллических сверхрешеток, состоящих из обменно-связанных слоёв TbCo2/FeCo (TCFC), а также эпитаксиальной пленки железо-иттриевого граната Y3Fe5O12 (YIG). Материал TCFC обеспечивает гигантскую магнитострикцию, большое значение коэффициента магнитомеханической связи, управляемую наведенную магнитную анизотропию. Кроме того, в этом материале, так же как в Pt, имеется сильное спин-орбитальное взаимодействие. Проведенные экспериментальные исследования показали, что магнитное взаимодействие гетероструктуры (TeCo2/FeCo)n/LSMO имеет антиферромагнитный характер. Наблюдалось увеличение ширины линии ферромагнитного резонанса (ФМР) в структуре Pt/LSMO, вызванное протеканием в Pt спинового тока, возникающего в LSMO пленке при ФМР. В гетероструктуре TCFC/YIG наблюдалось электрическое напряжение, наведенное в пленке интерметаллида TCFC, вызванное обратным спиновым эффектом Холла в условиях ферромагнитного резонанса.
Ключевые слова: гетероструктуры, манганит, интерметаллические сверхрешетки, железо-иттриевый гранат, ферромагнитный резонанс, спиновый ток, обратный спиновый эффект Холла
PACS: 75.47.Lx, 75.25.-j, 75.70.Cn, 71.20.Lp_
Содержание 1. ВВЕДЕНИЕ
1. Введение (363) Разработка устройств спинтроники на основе
2. Ферромагнитный резонанс в магнитоактивных материалов с наноразмерными эпитаксиальных манганитных пленках границами является актуальной задачей, для (364) решения которой необходимо изучение
3. Фмр в TCFC/LSMO гетероструктуре (366) физики процессов структурных и фазовых
4. Редкоземельные интерметаллические трансформаций в тонких пленках и на границах сверхрешетки (367) раздела. Спинтроника основана на явлениях,
5. Спиновый ток в структуре TCFC/Y3Fe5O12 (369) связанных с переносом спинового момента.
6. заключение (370) "Чистый" спиновый ток может быть создан Литература (370) несколькими механизмами, среди которых
наиболее эффективными являются спиновый
СПИНТРОНИКА
эффект Холла [1] и спиновая накачка в режиме ферромагнитного резонанса [2]. Магнитная гетероструктура, как правило, состоит из магнитного и немагнитного слоев. Материалы с сильным спин-орбитальным взаимодействием играют важную роль в детектировании спинового тока. Чистый спиновый ток может детектироваться с помощью обратного спинового эффекта Холла (ЫННБ) в материале с сильным спин-орбитальным взаимодействием путем преобразования в ток проводимости = в!Н(Ъ/2е)(],;-о), где в — угол спинового эффекта Холла, о — поляризация носителей. Однако не только немагнитные нормальные металлы могут использоваться в качестве ННЕ детекторов спинового тока. В ряде работ было показано, что магнитные металлы, такие как пермаллой Ру (№Те), а также Fe, Со, N могут использоваться в качестве детекторов спинового тока [3-5]. Структуры TbCo2/FeCo, содержащие элемент ТЬ с сильным спин-орбитальным взаимодействием (большой атомный вес 7), отличаются гигантской магнитострикцией, большим значением коэффициента магнитомеханической связи, управляемой наведенной магнитной анизотропией и возможностью индуцировать спин-ориентационные переходы магнитным полем или упругими напряжениями [6, 7]. В свою очередь редкоземельные манганитовые перовскиты со структурой Яе-АМпОъ (Яе — редкоземельные материалы типа или Ыс1, а А — щелочноземельные металлы, такие как Sr, Са, Ва) проявляют широкий спектр необычных электрических и магнитных свойства, включая высокую (до 100%) магнитную поляризацию, эффект колоссального магнитосопротивления и др. (см. обзор [8]). Манганитные пленки, для которых температура Кюри ТС близка к комнатной температуре, особенно привлекательны для практического применения. Ряд исследований по возбуждению спинового тока ферромагнитным резонансом в структурах Е^МО/М N — нормальный металл, обычно платина) выполнен в работах [9, 10], однако отсутствуют данные о температурных зависимостях ширины линии ферромагнитного резонанса (ФМР) при генерации спинового тока в ферромагнетиках и величине спиновой проводимости границы Е$МО/Р£. В настоящей работе исследованы
магнитные свойства гетероструктур, состоящих из платины Р1, эпитаксиально выращенного манганита Ьа0^г0МпО3 {Ь5МО), редкоземельных интерметаллических сверхрешеток, состоящих из обменно-связанных слоёв TbCo2/FeCo (TCFC), а также эпитаксиальной пленки железо-иттриевого граната У^О (^Ю). Основное внимание уделяется эффектам, связанным с возбуждением и генерацией спинового тока в структурах.
2. ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС В ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ МАНГАНИТНЫХ ПЛЕНКАХ
Параметр затухания Гильберта а является мерой релаксации спиновой прецессии в однородных ферромагнетиках, вызванной спин-орбитальным взаимодействием [11]. Ширина линии однородного ФМР, индуцированная затуханием Гильберта, пропорциональна частоте ФМР ы, АНС = аы/у (у = — гиромагнитное
отношение) и описывает ситуацию для однородного случая. В ферромагнитной структуре из ферромагнетика и нормального металла линия ФМР дополнительно уширяется за счет генерации спинового тока, неоднородности намагниченности ферромагнетика,
взаимодействия с другим материалом, двухмагнонным рассеянием и возникновением вихревого тока в ферромагнетике. В результате ширина линии ЕМЯ АНрр может быть представлена в виде суммы
АНРР = АНЮ + Щ + АН2М + Н _ (1)
где АН1, АН2М, АНБ — ширина линий для затухания, вызванного неоднородным
состоянием ферромагнетика, двухмагнонным рассеянием и затуханием, вызванным вихревым током соответственно [12, 13]. Изменение магнитных свойств материалов, таких как его анизотропия или намагниченность, влияет на неоднородное уширение линии ФМР (АН), которое не зависит от частоты [12, 13]. Магнитное поле переменного тока, вызванное ФМР, индуцирует вихревые токи в тонкой проводящей пленке. Эти токи производят дополнительное изменение амплитуды магнитных полей переменного тока гетероструктуры. Влияние вихревых токов на ферромагнитный резонанс в проводящей ферромагнитной системе может
СПИНТРОНИКА
привести к уширению ширины линии ФМР (ДНЕ) и изменению формы спектра ФМР в неоднородной области микроволновых полей [14-16]. Механизм двухмагнонного рассеяния приводит к связи однородной прецессии (к = 0), с вырожденными конечно спин-волновыми модами [17, 18]. В гетероструктуре ферромагнетик/нормальный металл, прецессия намагниченности в ферромагнетике, вызывает протекание спинового тока через границу в нормальный металл, что уширяет линию ФМР. Теория [19] предсказывает протекание спинового тока через границу ферромагнитного и немагнитного слоев перпендикулярно границе раздела.
Ширина линии ферромагнитного резонанса (ФМР) ДН, измеренная при сканировании внешнего магнитного поля Н, определяется как разность положений по полю между экстремумами Н+ Нр первой производной ¿Р/ с1Н сигнала поглощения СВЧ поля (см. рис. 1). При этом значении резонансное поле Нд, определяемое как точка перехода сигнала ¿Р/ (1Н через нуль, всегда находится в диапазоне Н + < Нд < Н . Заметим, что определение ширины линии путем аппроксимации спектра ФМР несколькими линиями Лоренца дает примерно 10% поправку в величине ДН,
Экспериментальные
выполнялись
0.15-1 mbar. Пленки Pt толщиной 10-20 nm напылялись ex situ сразу после охлаждения пленки манганита. Магнитные характеристики измеряли методом ФМР с использованием спектрометра фирмы Bruker (частота 9.51 GHz). Исследованные образцы располагались в микроволновой полости спектрометра таким образом, чтобы плоскость образца всегда была параллельна направлению постоянного внешнего магнитного поля и магнитной составляющей СВЧ-поля (параллельная ориентация). Методика изготовления образцов и ФМР измерений изложена в [20]. Были исследованы пленки сразу после осаждения и охлаждения до комнатной температуры (d-LSMO) и отожженные после роста при T = 820С° в течение одного часа (b-LSMO). Для пленок b-LSMO толщиной 40 nm определяли затухание а0 спиновой прецессии при комнатной температуре из ширины линии ДНрр = 28 Oe, что соответствует а0 = ДНрр-у/ы = 8-10-3. Увеличение затухания при напылении Pt на пленку LSMO а = а0 + а' может возникнуть из-за протекания спинового тока через границу Pt/LSMO. При толщине 10 nm Pt, нанесенной на пленку b-LSMO, параметр а увеличивается на 10%. Используя [21, 22] можно вычислить спиновую проводимость в гетероструктуре Pt/
LSMO:
исследования на эпитаксиальных
пленках Lag7Sr0MnO3 (LSMO), которые осаждались магнетронным распылением на монокристаллические подложки (110) NdGaO3 (NGO) при T = 820° С и давлении кислорода
ис ,
g =
gßß
(2)
Рис. 1. Спектры ФМР для пленок d-LSMO и Ь-1ЛМО и гетероструктур Pt/h-LSMO. Спектры для й-1ЛМО и Р^Ь-РЛМО смещены по оси СР/СН.
у = 17.605'106 — гиромагнитное отношение для электрона, ы = 2п,9.51,109.т1 — микроволновая угловая частота, М^ = 300 Ое — намагниченность пленки ^МО, IЬШО = 40 пт — толщина пленки ЫМО, = 9.274-10-21 ет^ — магнетон Бора, £ = 2 — фактор Ланде. При комнатной температуре получено увеличение ширины линии ФМР после напыления Р( ДН„ „ „„^ —
Р/ЫМО
ДН =4 Ое и, следовательно, = 0.4-1019 т-2. Эта величина спиновой проводимости границы несколько превышает ~1018 т-2, полученную из измерений спинового тока на тех же структурах с помощью обратного
спинового эффекта Холла [23]. Для сравнения, для границ Ру/Р; было получено = 2.1-1019 т-2 [24], а для УК/Р; ¿п = 4.8-1020 т-2 [25].
При оценке спиновой проводимости, используя (2), не учитываются другие механизмы
СПИНТРОНИКА
затухания спиновой прецессии. Эффективная одномерная спиновая проводимость
нормального металлического слоя, соединенная последовательно со спиновой проводимостью границы разделадает свой вклад в эффективную спиновую проводимость структуры [26, 27]:
^ = а/^ + (3)
Функциональная форма получается путем решения уравнения спиновой диффузии с соответствующими граничными условиями. В случае структуры ферромагнетик/нормальный металл получено следующее выражение спиновой проводимости [22]:
= ^пЦ^р/А^Д2^ рп), (4)
где рр, и Аа — удельное сопротивление, толщина и длина диффузии для пленки Р£ соответственно. Для толщины /р{ = 10 пт, превосходящей Аа = 3 пт [22], tanh(dр//Аd) ~ 1, и вклад в ширину линии от спиновой проводимости в пленке Р£ равен при комнатной температуре:
Н = (ы/у^Ы^М&рр, А^ * 6 Ое, (5) где £ = 2, М = 300 Ое, = 4-10—6 ст, рр = 3-10-5 О ст, Ай = 3-10-7 ст, h/«2 = 2.6-104 О.
Уширение линии ФМР за счет эффективной спиновой проводимости нормального металлического слоя оказывается равным вкладу от спинового тока. Большое значение этого уширения возможно вызвано ошибкой в определении длины спиновой релаксации А .
Температурные зависимости ширины линии для пленки манганита Ь-ЬЕМО и для гетероструктуры Р/Ь-ЬЕМО представлены на рис. 2. С понижением температуры АНрр заметно
С!
0,10
0,05
0,00
100
200
300
80 5
60
40
20
0
T,K
Рис. 2. Температурные зависимости ширины линий ФМР пленки Ь-ЬЕМО (пустые квадраты) и гетероструктуры Р1/Ь-ЬЕМО (заполненные квадраты). Приведены температурные зависимости сопротивления пленок манганита 1ЕМО (зеленая линия) и гетероструктуры Р1/Ь-ЬЕМО (красная линия).
увеличивается. Увеличение M^ с понижением T может стать причиной увеличения ширины линии (см. выражение (5)). Но ниже T = 200 K намагниченность Ms насыщается, а ширина линии ФМР продолжает расти.
При осаждении пленки Pt поверх пленки LSMO общая проводимость структуры увеличивается (см. рис. 2). Увеличение АЫр, которое наблюдается в эксперименте после напыления Pt при низких температурах, вполне можно объяснить генерацией спинового тока в Pt/LSMO гетероструктуре. С понижением температуры удельное сопротивление пленки Pt уменьшается пропорционально T, а сопротивление LSMO пленки изменяется более чем на один порядок. Вклад всех слоев в удельное сопротивление гетероструктуры объясняется тем, что пленка LSMO вместе с пленкой Pt выступает в качестве параллельных резисторов [28]. Увеличение АЫ с понижением температуры может быть вызвано затуханием, вызванным вихревым током, который пропорционален проводимости структуры.
3. ФМР В TCFC/LSMO ГЕТЕРОСТРУКТУРЕ
ФМР спектр гетероструктуры TCFC/LSMO, представленный на рис. 3a, был измерен на частоте ы/2п = 9.74 GHz при T = 300 K с постоянным полем, лежащим в плоскости гетероструктуры и направленным вдоль оси легкого намагничивания гетероструктуры. Видны три области ферромагнитного порядка в структуре. Температурные зависимости резонансных полей Ыд для трех линий ФМР спектра приведены на рис. 3b. Линия в области 1900 Oe на рис. 3а вызвана наличием TCFC сверхрешетки в структуре. Видно, что при T < 300 K поле Ы (T) этой линии медленно уменьшается с понижением температуры, что указывает на высокую температуру Кюри пленки (выше 360 K). Две другие линии относятся к LSMO пленке: LSMO-2 соответствует части LSMO пленки, лежащей под TCFC сверхструктуры, в то же время LSMO-1 относится к части LSMO пленки, не покрытой TCFC пленкой. Число спинов электронов для пиков LSMO-1 и LSMO-2 определяется топологией образца (площадью, покрытой TCFC, и не покрытой части чипа). Оценка числа спинов проводилась вычислением
СПИНТРОНИКА
TCFC 1 LSMO-1 I LSMO-2
] a)
2000 2200 2400 2600
magnetic field, Н [OeJ
Д LSMO-2 о TCFC ■ LSMO-1
л Д
CD О 0 0
Рис. 3. (а) ФМР спектр TCFC/LSMO гетероструктуры. Постоянное магнитное поле направлено вдоль легкой оси намагничивания, T=300 K. Масштаб линии сверхрешетки TCFC увеличен в 10 раз. (b): Температурные зависимости резонансного магнитного поля для трех линий ФМР. Треугольники относятся к LSMO-2, закрашенные
прямоугольники к LSMO-1, а кружки к TCFC пленке. площади линии поглощения ФМР спектра. Ширины спектров ФМР (Д-H) этих двух линий LSMO пленки различаются на 40—50 Oe. Поскольку обе части LSMO-1 и LSMO-2 расположены на одной и той же подложке и имеют одинаковую кристаллическую структуру, наблюдаемая разность ДН пиков скорее всего вызвана взаимодействием TCFC сверхрешетки и LSMO пленки. Аналогичное уширение ФМР линии для структур с границами разделов ферромагнетик/ нормальный металл наблюдалось ранее (см. часть 2 статьи) и объясняется теоретически [19] уходом спинового тока из ферромагнетика в нормальный металл при ФМР.
Решение уравнения Ландау-Лифшица-Гильберта дает два резонансных соотношения w(H), описывающих ФМР в TCFC и LSMO-2 пленках. C учетом одноосной и двухосных анизотропий эти соотношения аналогичны полученным в [29] для автономной LSMO пленки, напыленной на орторомбическую подложку (011)
NdGaOb, вызывающую одноосную магнитную анизотропию [20]. Для учета магнитного взаимодействия в выражениях для резонансной частоты w(H"o) [20] величина Ы0 должна быть заменена на сумму двух членов Ы01 + Н и Ы()2 + Н для LSMO-2 пленки и TCFC сверхрешетки соответственно. Здесь Н = //(M^) и Н = // (M2d2) (di и d2 толщины слоев LSMO и TCFC соответственно) дают эффективное межслойное обменное взаимодействие для LSMO-2 и TCFC пленок.
Для определения параметров структуры сначала вычисляется угловая зависимость ФМР отклика автономной LSMO пленки (LSMO-1). Затем, используя величину намагниченности, полученную при подгонке зависимости резонансного поля от угла, вычисляется угловая зависимость Н) для LSMO-2 пленки. Потом определяется постоянная обменного взаимодействия J. Окончательно, полученная величина J используется для вычисления угловой зависимости Н) для TCFC пленки и вычисления величины M2/ В результате полученные данные позволяют заключить, что граница раздела TCFC/LSMO может характеризоваться антиферромагнитным
межслойным взаимодействием с постоянной J = -0.24 erg/cm.
4. РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫЕ
ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИЕ
СВЕРХРЕШЕТКИ
Исследовалась структура в виде 'сэндвича' (FeCo/TbCo2/FeCo)/MgO/(FeCo/TbCo2/FeCo) (TCFCM), перспективная для создания магнитно-управляемых коммутаторов [30]. Две его обкладки (в скобках) представляют собой трехслойные поликристаллические пленки из интерметаллидов с толщинами слоёв 2 nm (FeCo) и 6 nm (TbCo^, которые разделены тонкой прослойкой из MgO толщиной 3 nm. Эта структура наносилась на подложку из кремния с размерами 5x5x0.5 mm3. Обе интерметаллические пленки при комнатной температуре являются ферромагнетиками с гигантской магнитострикцией. При их напылении параллельно плоскости подложки накладывалось внешнее магнитное поле, величина которого для пленок была существенно разной, а направление одинаковым. При этом ожидалось, что легкие оси
СПИНТРОНИКА
n магнитной анизотропии пленок будут лежать в их плоскости и будут ориентированы вдоль наложенного магнитного поля, а постоянные их магнитной анизотропии будут существенно разными.
Недавно в ферромагнитных плёнках с плоскостной одноосной анизотропией магнитного поля был обнаружен эффект резкого усиления радиочастотной (РЧ) динамической магнитной восприимчивости [23, 31-33]. Он наблюдается, когда внешнее магнитное поле H лежит в плоскости плёнки, направлено перпендикулярно её оси лёгкого намагничивания n (и, следовательно, параллельно трудной оси) и проходит через значение Ыд = Ы где Ы-поле одноосной внутриплоскостной магнитной анизотропии пленки. При этом регистрирующее радиочастотное магнитное поле helwt, направлено перпендикулярно полю Ы а его частота ы фиксирована. Эффект проявляется в виде сравнительно узкого резонансно-подобного сигнала поглощения с максимумом при Ыд = Ы. Особенностью этого сигнала является то, что при установке другой частоты ы в широких пределах величина поля, при котором он наблюдается, остается неизменной и равной Ыд = Ыи. Этот эффект, названный "магнитным псевдорезонансом" [23], обусловлен потерей устойчивости магнитной системы в критической точке Ыд = Ыи перехода из угловой фазы в коллинеарную с направлением намагниченности, параллельным внешнему полю [33].
Для поиска сигнала псевдорезонанса пленочная структура TCFCM помещалась в катушку датчика Q-метра. Сигнал регистрировался методом синхронного детектирования при двунаправленной развертке поля Ыд, дополнительно модулированного с частотой 52.3 kHz и амплитудой 1.3 Oe. Регистрация велась непрерывно при многократном накоплении (до 100 раз). Полученный сигнал показан на рис. 4. Ясно видны две компоненты, соответствующие двум сигналам псевдорезонанса. Отметим, что форма этих сигналов заметно отличается от традиционной для ЭПР спектроскопии производной поглощения по магнитному полю. Искажения обусловлены высокой чувствительностью сигналов псевдорезонанса
Но. Ое
Рис. 4. Радиочастотное поглощение в пленочной ферромагнитной гетероструктуре (FeCo/TbCo2/FeCo)/MgO/(FeCo/TbCo2/ FeCo), состоящей из двух трехслойных пленок (в скобках), разделенных прослойкой из MgO, в зависимости от величины внешнего магнитного поля Hg, ориентированного перпендикулярно оси n легкого намагничивания.
u
к ориентации модулирующего поля, которое в наших условиях имеет небольшую поперечную составляющую. Не останавливаясь на деталях, ограничимся констатацией того факта, что две наблюдаемые компоненты спектра РЧ поглощения соответствуют двум сигналам псевдорезонанса, 1 и 2, с максимумами при H* около 74 Oe и 456 Oe соответственно. Разные значения H* у этих сигналов означают, что поля магнитной анизотропии Hu у пленок 'сэндвича' существенно различаются. Для сигнала 1 была снята зависимость ^(1)(ф) его максимума от угла ф (вставка a). Она получена при развертке поля Hg в сравнительно узком диапазоне 0 — 140 Oe при углах ф, включающих значения ф = 90° и 270° (см. вставку (a) на рис. 4). Видно, что в обоих случаях зависимости практически одинаковы. Они оказываются значительно более плавными, чем подобная зависимость для пленки LSMO: их ширина на полувысоте достигает 40°. Вследствие этого усредненное направление оси трудного намагничивания для пленки 1 соответствует углу ф = 90° с точностью ±4°. Подобные измерения для пленки 2 с более широкой линией псевдорезонанса дали значение ф = 90° ± 12°. Отсюда следует, что в обеих пленках структуры TCFCM направления осей внутриплоскостной магнитной
анизотропии практически совпадают.
Естественно сравнить полученные данные для описанной гетероструктуры с тем, что дает ФМР на частоте 9.78 GHz. На вставке b
СПИНТРОНИКА
рис. 4 показан сигнал ФМР от этой структуры, представляющий собой производную сигнала поглощения ФМР. Он получен методом синхронного детектирования при развертке поля Нд в условиях его модуляции с частотой 100 kHz и амплитудой 10 Oe и с использованием 4-кратного накопления. Видно, что сигнал весьма широк, в нем нет разрешенной структуры, соответствующей двум пленкам с существенно разными величинами поля анизотропии H. Экспериментально ее не удалось выявить при всех возможных ориентациях образца в поле Нд. Ее также не удалось обнаружить, моделируя сигнал суммой двух линий с формой, характерной для ФМР в условиях нашего эксперимента. В то же время она хорошо описывается одним лоренцианом с шириной на полувысоте Д1/2 = 1024 ± 6 Oe и резонансным полем Нд = 675 ± 2 Oe (сплошная кривая на вставке b рис. 4). Необычная резко асимметричная форма этого спектра объясняется тем, что резонанс наблюдается в низких полях (Нд ~ Д/), когда эффективны обе вращательные компоненты высокочастотного поля [34].
Возвращаясь к спектру псевдорезонанса (рис. 4), еще раз подчеркнем, что он состоит из двух хорошо разрешенных сигналов, соответствующих разным величинам поля H в пленках. Кроме того, из сигналов на вставке (а) к рис. 4 определяется также и направление оси n, что в данном случае не удается сделать с помощью спектра ФМР. Это говорит о том, что магнитный псевдорезонанс, регистрируемый на частоте сотен мегагерц, может быть полезным дополнением к ферромагнитному резонансу в СВЧ диапазоне в исследовании тонких ферромагнитных пленок с одноосной плоскостной магнитной анизотропией.
Отметим, что приведенные выше величины поля H*, соответствующие максимумам сигналов псевдорезонанса 1 и 2, нельзя отождествлять со значениями полей H в изолированных ферромагнитных пленках. В таких сложных структурах как TCFCM обычно проявляются межслойные обменные взаимодействия, которые могут приводить к перенормировке полей анизотропии и соответствующему сдвигу максимума псевдорезонанса в магнитном поле.
5. СПИНОВЫИ ТОК В СТРУКТУРЕ TCFC/Y3Fe5012
Пленки из YjFesO12 (YIG) очень привлекательны для спинтронных структур из-за малого магнитного затухания и того, что они являются изолятором. Сообщалось, что спиновый ток может быть возбужден в YIG, а продетектирован с помощью пленки Pt [3-5]. На рис. 5 приведены результаты экспериментальных исследований обратного спинового эффекта Холла (ISHE) в гетероструктуре TCFC/YIG. Эпитаксиальная пленка YIG толщиной 5 [m выращивалась на подложке (lll)G^GasO1 (GGO). Поверх наносилась сверхрешетка интерметаллидов [TbCo2(5nm)/Cu(0.4nm)/FeCo(5nm)/Cu(0.4nm)]3 (TCFCc) толщиной 32 nm. На поверхности гетероструктуры формировались контактные площадки для измерения разности потенциалов, вызванных ISHE эффектом. Образец помещался на полосковую СВЧ-линию, расположенную в зазоре электромагнита, с помощью которой возбуждался ФМР в плёнке YIG. При изменении подмагничивающего поля регистрировались разность потенциалов ISHE и интенсивность сигнала ФМР. На рис. 5 показан ФМР спектр пленки YIG, снятый в микрополосковой конфигурации на частоте 1615 MHz при Т = 300 К, мощности генератора 2 mW и магнитном поле, которое лежит в плоскости подложки, направлено вдоль оси трудного намагничивания. При H = 169±0.2 Oe наблюдается пик, вызванный ФМР в пленке YIG. Наблюдается небольшая асимметрия положения пика относительно
Рис. 5. Спектр ФМРэпитаксиальной YIG пленки, выращенной на GGG подложке, сверху которой напылена сверхрешетка \ТЬСо2(5пт)/Си(0.4пт)/1еСо(5пт)/Си(0.4пт]\, толщиной 32 пт. Сигнал обратного спинового эффекта Холла,, возникающий на сверхрешетке, показан красной линией.
СПИНТРОНИКА
изменения полярности магнитного поля. Полуширина пика равна 24 Oe. Второй пик, вызванный ферромагнетизмом TCFC не наблюдается из-за малой толщины слоя.
На рис. 5 также показана зависимость напряжения обратного спинового эффекта Холла, измеренного на TCFCc пленке, от магнитного поля. Наблюдается сильная асимметрия максимума ISHE пика ~7 Oe. Ширина ISHE пика 60 Oe. При смене направления подмагничивающего поля наблюдалась смена знака ISHE напряжения, величина которого доходила до 80 ¡.xV.
Реализация ISHE в ферромагнитных металлах значительно расширяет разновидности материалов, которые могут быть использованы для изучения спинового тока. В том числе в редкоземельных материалах лантановой группы с исключительно большими значениями спин-холл углов, таких как манганиты, рутенаты и др.
6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Проведенные экспериментальные исследования магнитных свойств гетероструктур, состоящих из эпитаксиально выращенного манганита LSMO и редкоземельных интерметаллических сверхрешеток, состоящих из обменно-связанных слоёв TCFC, показали, что магнитное взаимодействие в гетероструктуре имеет антиферромагнитный характер. При напылении тонкой пленки Pt поверх пленки манганита LSMO наблюдалось увеличение ширины линии ферромагнитного резонанса из-за протекания в Pt спинового тока, возникающего в LSMO пленке при резонансе. Экспериментально наблюдалось электрического напряжение, вызванное обратным спиновым эффектом Холла в пленке TCFC в условиях ферромагнитного резонанса в железо-иттриевом гранате Благодарности
Работа выполнена при частичной поддержке проекта РФФИ 18-57-16001 НЦНИЛ_а в рамках международной лаборатории LEMAC-LICS. Авторы благодарны А.Е. Мефёду и И.В. Борисенко за помощь в работе и полезные обуждения. ЛИТЕРАТУРА
1. Dyakonov MI, Perel VI. Current-induced spin
orientation of electrons in semiconductors. Phys. Lett. A, 1971, 35:459.
2. Saitoh E, Ueda M, Miyajima H, and Tatara G. Conversion of spin current into charge current at room temperature: Inverse spin-Hall effect. Appl. Phys. Lett., 2006, 88:182509.
3. Miao BF, Huang SY, Qu D, Chien CL. Inverse Spin Hall Effect in a Ferromagnetic Metal. Phys. Rev. Lett., 2013, 111:066602.
4. Hyde P, Lihui Bai, Kumar DMJ, Southern BW, Hu C-M, Huang SY, Miao BF, Chien CL. Electrical detection of direct and alternating spin current injected from a ferromagnetic insulator into a ferromagnetic metal. Phys. Rev. B, 2014, 89:180404(R).
5. Yang F, Hammel PC. FMR-driven spin pumping in Y3Fe5O12-based Structures. J. Phys. D: Appl. Phys., 2018, 51:253001.
6. Gall Y, Ben J, Socha F, Tiercelin N, Preobrazhensky V, Pernod P. Low field anisotropic magnetostriction of single domain exchange-coupled (TbFe/Fe) multilayers. J. Appl. Phys, 2000, 87:5783.
7. Quandt E, Ludwig A, Lord DG, Faunce CA. Giant magnetostrictive thin films for applications in microelectromechanical systems. J. Appl. Phys., 1998, 83:7267.
8. Haghiri-Cosnet AM, Renard JP. CMR manganites: physics, thin films and devices. J. Phys. D: Appl. Phys, 2003, 36:R127.
9. Luo GY, Chang CR, Lin JG. Influence of damping constant on inverse spin hall voltage of La07Sr03MnO3(x)/platinum bilayers. J. Appl. Phys., 2014, 17C508:115.
10. Atsarkin VA, Sorokin BV, Borisenko IV, Demidov VV, Ovsyannikov GA. Resonance spin—charge phenomena and mechanism of magnetoresistance anisotropy in manganite/metal bilayer structures. J. Appl. Phys. D, 2016, 49:125003.
11. Vonsovskii SV. Ferromagnetic resonance; thephenomenon of resonant absorption of a high-frequency magnetic field inferromagnetic substances. Ferromagnetic Resonance Academic, New York, 1966.
12. Verhagen TGA, Tinkey HN, Overweg HC, van Son M, Huber M, van Ruitenbeek JM, Aarts J. Temperature dependence of spin pumping and Gilbert damping in thin Co/Pt bilayers. J.Phys. Condens. Matter, 2016, 28:056004.
13. Platow W, Anisimov AN, Dunifer GL, Farle M, Baberschke K. Correlations between ferromagnetic-resonance linewidths and sample
СПИНТРОНИКА
quality in the study of metallic ultrathin films. Phys Rev. B, 1998, 58:5611.
14. Flovik V, Macia F, Kent AD, Wahlstrom E. Eddy current interactions in a ferromagnet-normal metal bilayer structure, and its impact on ferromagnetic resonance lineshapes. J. Appl. Phys, 2015, 117:143902.
15. Flores AG, Zazo M, Raposo V, Iniguez J. Ferromagnetic resonance and electric characterization in double perovskite Sr2FeMoO6. J. Appl. Phys, 2003, 93:8068.
16. Heinrich B, Urban R, Woltersdorf G. Magnetic relaxation in metallic films: Single and multilayer structures. J. Appl Phys, 2002, 91:7523.
17. Heinrich B, Woltersdorf G, Urban R. Role of dynamic exchange coupling in magnetic relaxations of metallic multilayer films (invited). J. Appl Phys, 2003, 93:7545-7550.
18. Beaujour J-M, Ravelosona D, Tudosa I, Fullerton EE, Kent AD. Ferromagnetic resonance linewidth in ultrathin films with perpendicular magnetic anisotropy. Phys. Rev. B, 2009, 80:180415(R).
19. Tserkovnyak Ya, Brataas A, Bauer GEW Enhanced Gilbert damping in thin ferromagnetic films. Phys.Rev.Lett, 2002, 88:117601.
20. Овсянников ГА, Петржик АМ, Борисенко ИВ, Климов АА, Игнатов ЮА, Демидов ВВ, Никитов СА. Магнитотранспортные характеристики напряженных эпитаксиальных манганитных
пленок
La07Sr03MnO3. ЖЭТФ, 2009, 135:56.
21. Luo GY, Belmeguenai M, Roussigne Y, Chang CR, Lin JG, Cherif SM. Enhanced magnetic damping in La07Sr0,MnO3 capped by normal metal layer. AIP Adv, 2015, 5:097148.
22. Rojas-Sanchez J-C, Reyren N, Laczkowski P, Savero W, Attane J-P, Deranlot C, Jamet M, George J-M, Vila L, Jaffr"es H. Spin pumping and inverse spin Hall effect in platinum: the essential role of spin-memory loss at metallic interfaces. Phys. Rev. Lett., 2014, 112:106602.
23. Atsarkin VA, Demidov VV, Mefed AE, Nagorkin VYu. Magnetic Pseudoresonance in Manganite Thin Films. Appl Magn. Reson., 2014, 45:809.
24. Mosendz O, Vlaminck V, Pearson JE, Fradin FY, Bauer GEW, Bader SD, Hoffmann A. Detection and quantification of inverse spin Hall effect from spin pumping in permalloy/normal metal bilayers. Phys. Rev. B, 2010, 82:214403.
25. Rezende TM, Rodriguez-Suarez RL, Soares MM, Vilela-Le LH, Domínguez DL, Azeved A. Enhanced spin pumping damping in yttrium iron garnet/Pt bilayers. Appl Phys. Lett, 2013, 102:012402.
26. Emori S, Alaan US, Gray MT, Sluka V, Chen Y, Kent AD, Suzuki Y. Spin transport and dynamics in all-oxide perovskite La2/3Sr1/3MnO3/SrRuO3 bilayers probed by ferromagnetic resonance. Phys. Rev. B., 2016, 94:224423.
27. Boone CT, Nembach HT, Shaw JM, Silva TJ. Spin transport parameters in metallic multilayers determined by ferromagnetic resonance measurements of spin-pumping. J. Appl. Phys, 2013, 113:153906.
28. Boone CT, Shaw JM, Nembach HT, Silva TJ. Spin-scattering rates in metallic thin films measured by ferromagnetic resonance damping enhanced by spin-pumping. J. Appl Phys, 2015, 117:223910.
29. Demidov VV, Ovsyannikov GA, Petrzhik AM, Borisenko IV, Shadrin AV, Gunnarsson R. Magnetic anisotropy in strained manganite films and bicrystal junctions. J. Appl Phys, 2013, 113:163909.
30. Борисенко ИВ, Демидов ВВ, Климов АА, Овсянников ГА, Константинян КИ, Никитов СА, Преображенский ВЛ, Tiercelin N, Pernod P. Магнитное взаимодействие в гетероструктуре манганит/интерметаллид. Письма в ЖТФ, 2016, 42:113.
31. Беляев БА, Изотов АВ, Кипарисов СЯ. Особенность высокочастотной восприимчивости тонких магнитных пленок с одноосной анизотропией. Письма в ЖЭТФ, 2001, 74:248.
32. Василевская ТМ, Семенцов ДИ. Ферромагнитный резонанс в одноосной магнитной пленке при подмагничивании вдоль оси трудного намагничивания. ЖЭТФ, 2010, 137:861.
33. Klimov A, Ignatov Yu, Tiercelin N, Preobrazhensky V, Pernod P, Nikitov S. Ferromagnetic resonance and magnetoelasticde modulation in thin active films with anuniaxial anisotropy. J. Appl Phys, 2010, 107:093916.
34. Альтшуллер СА, Козырев БМ. Электронный парамагнитный резонанс соединений элементов промежуточных групп. Изд. 2-е, § 1.4. Москва, Наука, 1972.
СПИНТРОНИКА
Климов Алексей Анатольевич [email protected]
к.ф.-м.н., доцент Преображенский Владимир Леонидович
МИРЭА-Российский технологический университет д.ф.-м.н., профессор
78/4, просп. Вернадского, Москва 119454, Россия ИОФ им. А.М. Прохорова РАН
[email protected] 38, ул. Вавилова, Москва 119991, Россия
Демидов Виктор Владимирович [email protected]
д.ф.-м.н. Тирселин Николас
ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН доктор наук, профессор
11/7, ул. Моховая, Москва 125090, Россия Институт электроники, микроэлектроники и
[email protected] нанотехнологий Лилльского университета
Шайхулов Тимур Айратович Лилль F-59652, Франция
инженер [email protected]
ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН Перно Филипп
11/7, ул. Моховая, Москва 125090, Россия доктор наук, профессор
[email protected] Институт электроники, микроэлектроники и
Овсянников Геннадий Александрович нанотехнологий Лилльск°го университета
д.ф^м.н. Лилль F-59652, Франция
ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН philippe.pern°[email protected]
11/7, ул. Моховая, Москва 125090, Россия Никитов Сергей Аполл°н°вич
[email protected] д.ф.-м.н., проф., чл.-трр. РАН
Константинян Карен Иванович ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН
к.ф.-м.н. 11/7, ул. Моховая, Москва 125090, Россия
ЙРЭ им. В.А. Котельникова РАН [email protected].
11/7, ул. Моховая, Москва 125090, Россия
SPIN INTERACTIONS AT THE INTERFACES FERROMAGNETIC OXIDE/ FERROMAGNETIC INTERMETALLIC SUPERLATTICE
Alexey A. Klimov
MIREA- Russian Technological University, http://mirea.ru Moscow 119454, Russian Federation
Viktor V. Demidov, Timur A. Shaykhulov, Gennady A. Ovsyannikov, Karen Y. Constantinian, Sergey A. Nikitov
Kotelnikov Institute of Radioengineering and Electronics of RAS, http://cplire.ru/ Moscow 125009, Russian Federation Vladimir L. Preobrazhensky
Prokhorov General Physics Institute of RAS, http://igp.ras.ru/ Moscow 119991, Russian Federation Nicolas Tiercelin, Philippe Pernod
Institut d'Electronique, de Microélectronique et de Nanotechnologie, Université de Lille, https://www.iemn.fr/ Centrale Lille, ISEN, Univ Valencienes UMR 8520-IEMN, LIA LICS/LEMAC, F- 59652, Villeneuve d'Ascq Cedex, France [email protected], [email protected], [email protected], [email protected], [email protected], [email protected], [email protected], [email protected], [email protected]
Abstract.The magnetic properties of the heterostructures consisting of platinum Pt, epitaxially grown manganite optimally doped by strontium La07Sr03MnO3 (LSMO), rare earth intermetallic superlattices consisting of exchange-coupled layers TbCo2/FeCo (TCFC), and the epitaxial film of yttrium iron garnet Y3Fe5O12 (YIG) were investigated. The TCFC material provides giant magnetostriction, large magnitude of the magnetomechanical coupling coefficient, and controlled induced magnetic anisotropy. In addition TCFC, as well as Pt, has strong spin-orbit interaction. Experimental studies have shown that the magnetic interaction of the heterostructure (TeCo2/FeCo)n/LSMO has an antiferromagnetic character. An increase of linewidth of the ferromagnetic resonance in the Pt/LSMO structure was observed and explained by the spin current flow induced in Pt film by the LSMO film at ferromagnetic resonance. In the TCFC/YIG heterostructure, an electric voltage induced in the TCFC film was observed and explained by the inverse spin-Hall effect under conditions of ferromagnetic resonance.
Keywords: heterostructure, manganite, intermetallic superlattice, yttrium iron garnet, ferromagnetic resonance,
spin current, inverse spin-Hall effect
PACS: 75.47.Lx, 75.25.-j, 75.70.Cn, 71.20.Lp
Bibliography - 34 references Received 12 November 2018; accepted 10 December 2018 RENSIT, 2018, 10(3):363-372_DOI: 10.17725/rensit.2018.10.363
