CC BY
12СТРУКТУРА И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СВЕРХРЕШЕТОК Ее/Ра.
Антипов С.Д., Бибикова В.В., Горюнов Г.Е., Колумбаев А.Л., Ликушина Е.В., Смирницкая Г.В., Стеценко П.Н. (stetsen@plms.phys.msu.su)
Физический факультет Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова,
119899, Москва, Воробьевы горы, Россия.
1. Введение.
Неослабевающий интерес к изучению магнитных сверхрешеток (МСР), который наблюдается все последние годы, в значительной мере обусловлен существованием в них осцилляций основных магнитных параметров при изменениях толщин немагнитных слоев [1,2,3]. Физическая природа этих осцилляций пока еще не может считаться однозначно установленной. Большинство авторов [4,5,6] полагают, что они обусловлены вариациями косвенного обменного взаимодействия между магнитно-упорядоченными слоями и для интерпретации используют модель РККИ, хотя в этом случае возникают значительные трудности в согласовании величин экспериментально наблюдающихся периодов осцилляций с их теоретическими значениями. В ряде случаев авторы интерпретируют экспериментальные результаты в рамках фриделевских осцилляций обменных взаимодействий в обменно расщепленных подзонах между магнитными слоями [7,8]. В качестве причин осцилляций рассматриваются также интерференционные эффекты, обусловленные частичным отражением электронных волн от границ разделов в периодических структурах МСР, что приводит к образованию спин-зависимых "квантовых ям" [9,10].
В свете вышесказанного особый интерес представляют исследования МСР, в которых в качестве немагнитных прослоек использовались такие металлы как Pt и Pd. В этих МСР, как правило, не наблюдаются осцилляции намагниченности насыщения и других магнитных параметров [11,12]. Это связывается преимущественно с интенсивным обменным возмущением и очень высокой плотностью электронных состояний на фермиевском уровне у этих металлов и вытекающей отсюда высокой поляризуемости их электронной спиновой плотности. Однако в работе [13] при изучении клиновидных сэндвичей Fe(001)/Pd(001)/Fe(001) были обнаружены признаки относительно слабого антиферромагнитного упорядочения при толщине слоя Pd в 12 монослоев, хотя в последующих исследованиях МСР Fe(001)/Pd, полученных по сходной технологии эти
результаты не были подтверждены [12]. Вполне естественно, что при исследовании указанных МСР с Pd и Pt не было обнаружено также никаких признаков гигантского магнитосопротивления (ГМС) - величина АК/К не превышала 1 % [11].
В работе группы китайских ученых в 1994 и 1995 годах [14,15] было проведено комплексное исследование МСР Fe/Pd с переменной толщиной слоев Pd, полученных напылением в электронных пучках. Проводились измерения магнитных свойств и
-С 57
магнитосопротивления, спектров ядерного гамма-резонанса на ядрах Бе методом регистрации конверсионных электронов, тщательно изучалась структура МСР методами рентгеновской дифракции в области больших и малых углов. Наиболее существенным результатом явилось обнаружение осцилляций намагниченности насыщения, достигавших 25 %. Авторы полагают, что причиной является РККИ-осцилляции высокой спиновой поляризации в слоях Pd. На основании преимущественно анализа формы петель гистерезиса и малых значений магнитосопротивления (< 1 %) авторы делают вывод об отсутствии антиферромагнитного косвенного обмене в этих МСР. В этих работах, также как и в ряде других [16,17] было установлено, что значения намагниченности насыщения, отнесенные к единице объема или массы, содержащегося в МСР Бе значительно превосходят значения намагниченности чистого Бе. В то же время измерения спектров ЯГР на ядрах Бе57 позволили определить лишь незначительное увеличение атомных магнитных моментов ионов Бе и основной причиной роста намагниченности МСР Fe/Pd следует считать поляризацию спиновой плотности в слоях Pd. Теоретические расчеты степени поляризации Pd проведенные в работах [18] и [19] дают значения индуцированных магнитных моментов на атом Pd 0.3 ■ 0.4 тв.
Целью настоящего исследования явилось измерение магнитных параметров МСР Fe/Pd в зависимости от магнитного поля и температуры при широких вариациях толщин слоев Бе и
57
Pd, а также изучение сверхтонких магнитных полей на ядрах Бе и функций их распределения по неэквивалентным атомным положениям.
2. Эксперимент.
Синтез МСР Fe/Pd проводился с помощью оригинальной методики катодного распыления в разряде с осциллирующими электронами [20]. Особая конфигурация электрического и продольного магнитного полей обеспечивает возможность существования
8 9
разряда при весьма низком давлении ~ 10 ■ 10 Торр. При синтезе МСР Fe/Pd в качестве рабочего газа использовался криптон. Распыление велось на встречных потоках от двух противоположно расположенных катодов, что обеспечивало высокую однородность пленок
по поверхности (не хуже 0.5 %). Высокие энергии электронно-ионных потоков позволяют проводить распыление любых тугоплавких металлов, а также полупроводников. За счет низкого давления рабочего инертного газа, содержание его в пленках составляло ~ 0.15 ат.%. Для определения скорости напыления каждого металла предварительно были получены соответствующие однокомпонентные пленки, толщина которых определялась интерферометрическим способом. По этим данным, а также по соответствующим значениям тока разряда и времени напыления отдельных слоев рассчитывались скорости напыления и толщины МСР. Средняя погрешность в определении толщин не превышала 5%. Были синтезированы две серии МСР - с постоянной толщиной слоев Fe и переменной толщиной слоев Pd - Fe(6 A)/Pd(6-47 А) и с переменной толщиной слоев Fe при постоянной толщине слоев Pd - Fe(6-30 A)/Pd(30 А). Число слоев в МСР изменялось от 70 до 600.
Исследования структуры МСР проводились методом рентгеновской дифракции на дифрактометре ДРОН-3М на излучении С^К с использованием графитового монохроматора на рассеянном излучении. Для повышения точности определяемых параметров регистрация интенсивности осуществлялась сканированием по точкам с шагом 0.1О (угол 20).
Измерение петель гистерезиса и температурных зависимостей намагниченности проводились на вибрационном магнитометре, созданном на базе автоматического программно-управляемого магнитометрического информационно измерительного комплекса. Источником магнитного поля служил электромагнит ФЭЛ-1, питаемый мощным управляемым источником питания. Управление производилось программируемым источником питания, который посредством канала общего пользования был непосредственно соединен с ЭВМ. Максимальная напряженность постоянного магнитного поля в зазоре электромагнита составляла 15 кЭ. Измерение и управление величиной напряженности осуществлялись с помощью датчика Холла, который находился в зазоре электромагнита. Аппаратное взаимодействие цифровых приборов с управляющим компьютером основывалось на использовании параллельной интерфейсной магистрали стандарта 1ЕЕЕ-482.2. Была создана библиотека низкоуровневых процедур, обеспечивающих взаимодействие управляющей прикладной программы с магистралью. Процедуры написаны на языке Ассемблер и Си, что обеспечивает их высокое быстродействие. Чувствительность вибрационного магнитометра по намагниченности составляла 2х10-6 Гссм3 ^.ти.). Измерения температурной зависимости намагниченности проводились в вакууме, в диапазоне температур 300 - 1100 К. Магнитные свойства некоторых МСР измерялись с
помощью СКВИД - магнитометра в магнитных полях до 30 кЭ и в диапазоне температур 5-300 К.
Для измерения спектров ядерного гамма-резонанса (ЯГР) использовался спектрометр, разработанный и созданный в Проблемной лаборатории магнетизма физического факультета МГУ, работающий в режиме постоянных ускорений. Нелинейность изменения скорости штока вибратора не превышала 0.3 %. В качестве мессбауэровского источника использовался
57
Со в ЯЬ. Спектры ЯГР измерялись в режиме пропускания.
Математическая обработка экспериментальных спектров ЯГР осуществлялась с помощью разработанного пакета оригинальных программ [21], в которых основной функционал представлялся в аналитическом виде как сумма определенного числа Лоренцианов. Эти программы позволяли проводить адекватный расчет основных параметров сверхтонких взаимодействий, а также восстанавливать функцию плотности вероятности распределения сверхтонких магнитных полей - Р(Н).
3. Результаты экспериментов и их обсуждение. При исследовании структуры МСР методами рентгеновской дифракции было установлено, что для первой серии Бе - Бе(6 А)^(6-47 А) при толщинах слоев Pd от 6 до 11 А пленки имели лишь один дифракционный максимум, соответствующий рефлексу (111) фазы Fe-Pd, типа Си - Аи I. При увеличении толщины слоев Pd этот дифракционный
1 (111) Бе^
г 1
19 22 25 28 31
0, град а)
55 45 о^ 35 < 25 15 5
Рис.1 Фрагмент дифрактограммы МСР [Бе(5.8 Е)/Pd(22.2 Е)]х200 (а), зависимость периодов модуляции Ь(Е) для МСР Fe/Pd от толщины слоя Pd (б).
максимум смещался в сторону меньших углов, что может быть обусловлено увеличением межплоскостного расстояния в данной фазе. При этом на дифрактограмме появляются дополнительные максимумы, которые могут быть охарактеризованы как сателлиты связанные с появлением модулированной структуры в исследуемых многослойных системах.
При дальнейшем увеличении толщины слоев Pd сателлиты присутствуют на всех дифрактограммах образцов первой серии. На Рис.1.а представлен фрагмент дифрактограммы МСР Бе(5.3 А)^(22.5 А).
При толщине слоев Pd 18 А и выше на дифрактограммах появляется рефлекс, соответствующий отражению от (111) Pd. Таким образом, МСР Fe/Pd с постоянной толщиной Бе представляют собой двухфазную систему Fe-Pd и Pd. На Рис.1б. представлены значения технологических периодов модуляции, определенных как сумма толщин напыляемых слоев Бе и Pd - ЛТехн и периодов модуляции, определенных по экспериментальным данным Лэкс в зависимости от толщины слоев Pd. Как видно из рисунка согласование этих параметров вполне хорошее.
В случае второй серии МСР с постоянной толщиной слоев Pd - Бе(6-30 А)/Pd(30 А) при толщине слоя Бе 9 А наряду с фазой Fe-Pd наблюдается появление ГЦК- фазы Бе. Рефлекс (111) фазы Бе сопровождают два практически одинаковых по интенсивности и расположенных на одинаковом расстоянии от основного максимума сателлита, что может быть обусловлено образованием зародышей модулированной структуры ГЦК-фазы Бе. На Рис.2а. приведен фрагмент дифрактограммы МСР Бе(14 А)/Pd(30 А) на котором помимо отмеченных выше рефлексов присутствует также размытый максимум (002) фазы Pd.
Рис.2 Фрагмент дифрактограммы МСР [Бе(14 Е)/Pd(30 Е)]х200 (а), фрагмент дифрактограммы МСР [Бе(23 Е)^(30 Е)]х70 (б)
При толщине слоев Бе 23 А характер дифракционной картины меняется (Рис.2б.). Наблюдаются два дифракционных максимума, сравнимых по интенсивности и не имеющих сателлитов. Такая дифрактограмма может быть обусловлена образованием структуры, состоящей из областей двух типов: областей обогащенных Pd и обедненных Бе и обогащенных Бе. Период модуляции увеличивается с ростом толщины слоев, поэтому
сателлиты приблизились к основному рефлексу и перестали разрешаться. Аналогичные дифрактограммы были получены и для МСР с большими толщинами Fe. Все МСР имели сильную текстуру по направлению [111] Fe-Pd. Размеры областей когерентного рассеяния в этом направлении ~ 200 А, т.е. образцы имеют нанокристаллическую структуру.
При изучении магнитных свойств МСР Fe/Pd основное внимание уделялось
измерениям кривых намагничивания и
-3500
1500
поперек Н нап. вдоль Н нап.
статических петель гистерезиса в полях до 15 кЭ с помощью вибрационного магнетометра. Некоторые МСР измерялись с помощью СКВИД -магнитометра в полях до 30 кЭ. Эти измерения позволили определить намагниченность
Н, Э
а)
W
U
3500
-60
2500 +
1500 + I
500-4-fc£
.■-10 __--~1500*
-2500
-3500
J
40
поперек Н нап. вдоль Н нап.
H, Э
б)
W
и
-4000 3000 + 2000 1000
-150
-+
-¡50000 +f 1-2000 ■-3000 + 4000 H, Э
150
поперек Н нап. вдоль Н нап.
б)
Рис.3 Петля гистерезиса МСР [Бе(5.7 Е)/Рё(9.2 Е)]х200 а) полная петля, б) увеличенный центральный участок.
Рис.4 Петля гистерезиса МСР [Бе(5.8 Е)/Рё(39.9 Е)]х200 (а) полная петля, б) увеличенный центральный участок.
насыщения ^ спонтанную и остаточную 1г намагниченности, коэрцитивную силу Нс и эффективную константу анизотропии Кей\ Для калибровки магнитометра по намагниченности использовались образцы из фольги чистого N1 тех же размеров, что и исследуемые МСР, либо напыленные при тех же условиях, что и МСР аналогичные пленки чистого Бе толщиной 1 мкм. Измерения проводились при ориентации внешнего магнитного поля в плоскости пленки, в двух взаимно перпендикулярных направлениях - параллельно и перпендикулярно направлению магнитного поля при напылении.
На Рис. 3а приведены наиболее характерные петли гистерезиса МСР из серии Бе(6 А)^(6-47 А). На Рис. 3б и 4 представлены в увеличенном масштабе центральные участки петель МСР двух составов. Для МСР Бе(5.7 А)/Pd(9.2 А) петля характеризуются значительной анизотропией в плоскости пленки - направление легкого намагничивания оказывается перпендикулярным к направлению магнитного поля при напылении пленок. В этом направлении насыщение намагниченности достигается в полях ~ 30 э, при величине коэрцитивной силы НС = 8 Э. Отмечается высокая степень прямоугольности петли для данной МСР ~ У^ = 0,86. Петля гистерезиса для МСР Бе(5.8 А)/Pd(39.9 А) приведена на Рис. 4. В этом случае характерной особенностью является перетянутая форма петли. Такого типа перетянутые петли наблюдались для МСР Бе/Л1 [20], БеСоМ/Си [21], с наведенной магнитной анизотропией в плоскости пленок. Автор работы [13] ответственным за такое поведение петель гистерезиса считает наличие антиферромагнитного косвенного обменного взаимодействия между магнитными слоями и процессами типа спин-флоп, имеющих место в ходе намагничивания этих МСР.
Рис.5 Зависимость спонтанной намагниченности ^ (а) и коэрцитивной силы Нс (б) МСР
Бе(6 Е)/Pd(6-47 Е) от толщины слоев Pd.
По кривым намагничивания и петлям гистерезиса исследуемых МСР были определены величины спонтанной намагниченности Ь и коэрцитивной силы Нс. На Рис. 5а и 5б приведены зависимости 18о и НС от толщины слоев Pd - Наиболее существенной особенностью этих кривых является немонотонная зависимость осцилляционного характера 18 от толщины немагнитного слоя а также очень высокие по сравнению с чистым Бе, значения 18о для некоторых МСР. На зависимости Ьо0м) наблюдаются два минимума: при ^ = 9.2 А и ^ = 18.6 А, и максимум в области ^ = 11.2 А и ^ = 12 А, при котором 18
достигает значения ^о = 4690 Гс. При толщинах слоев Pd больших 22.2 А значение Ьо выходит на насыщение ~ 3800 Гс.
Такой характер зависимости намагниченности параметров от толщины слоев Pd может являться следствием вариаций косвенного обменного взаимодействия между магнитно-упорядоченными слоями Бе, которые могут быть описаны , в частности, в рамках модели РККИ. Высокие значения спонтанной намагниченности могут быть обусловлены спиновой поляризацией делокализованных электронов в слоях Pd, которые обладают высокими значениями эффективной массы, увеличением вкладов орбитальных моментов от ионов Бе, находящихся в состояниях с пониженной размерностью, а также более высокими значениями локальных моментов, которыми обладают ионы Бе в ГЦК-решетке.
Величина коэрцитивной силы Не для МСР этой серии при толщинах слоев Pd ^ = 5.9 А и ^ = 9.2 А равно 7 Э, проходит через острый максимум (40 Э при ^ = 11.2 А), снова падает до 8 Э при ^ = 12 А и после tPd =30 А монотонно возрастает до 30 Э.
В данной серии МСР было вычислено отношение эффективной константы анизотропии Ке^ к намагниченности насыщения с
помощью метода, предложенного в [24]. Величина К^/^ равна разнице площадей треугольников для двух петель гистерезиса, измеренных при ориентации внешнего магнитного поля вдоль легкого и трудного направлений
Рис.6 Зависимость эффективной константы соответственн°. Треугольники были анизотропии Ке^Ь МСР Бе(6 Е)^(6-47 Е) от образованы прямой вдоль Ь, толщины слоев Pd.
касательной в точке НС и перпендикуляром в точке Нс. На Рис.6 представлена зависимость величины К^/^ от толщины слоев Pd - которая также имеет осциллирующий характер. Для толщин ^ = 5.9 и 14.2 А величины К^ принимают отрицательные значения.
Для серии МСР с постоянной толщиной слоев Pd Бе(6-30 А)/Pd(30 А) характер петель гистерезиса был аналогичен петлям гистерезиса предыдущей серии. Наблюдалась большая анизотропия в плоскости пленок, для некоторых МСР петли имели прямоугольную форму, в некоторых случаях наблюдалась ступенчатая и перетянутая формы петель. Для ряда МСР измерения петель гистерезиса проводились с помощью СКВИД - магнитометра.
Рис.7 Петля гистерезиса МСР |Те(12.4 Е)^(30 Е)]х70, измеренная на СКВИД-магнитометре при перпендикулярной ориентации внешнего поля к плоскости пленки: а) полная петля, б) увеличенный цетральный участок.
На Рис.7 а и б представлена петля гистерезиса МСР Бе(12.4 A)/Pd(30 А) при ориентации внешнего поля перпендикулярно плоскости пленки и при температурах 5 и 300 К. В этом случае намагниченность не достигает насыщения и в максимальном внешнем поле 30 кЭ.
На Рис.8а,б, в представлены зависимости спонтанной намагниченности ¡до, коэрцитивной силы Не и эффективной константы анизотропии К^/^о в зависимости от толщины слоев Бе - 1Бе. Основной особенностью этих зависимостей является их немонотонный осциллирующий характер. Также как и в серии с переменной толщиной слоев Pd, в данной серии некоторые МСР обладают спонтанной намагниченностью, значительно превышающей значения намагниченности для чистого Бе.
В этом случае, предположение о том, что природа осцилляций магнитных параметров связана с вариациями интегралов косвенного обмена типа РККИ является маловероятным. Более обоснованным является предположение о важной роли интерференционных эффектов, возникающих при отражении электронных волн от границ раздела в МСР и приводящих к формированию квантовых ям. Причины возникновения высоких значений спонтанной намагниченности в данной серии МСР могут быть аналогичными указанным выше для серии МСР с постоянной толщиной слоев Бе.
5 10 15 20 25 30
а)
Проводились также измерения
температурной зависимости 90
намагниченности с помощью 70
вибрационного магнитометра в диапазоне О Т/ V/ 50
температур 300 ■ 1100 К и с помощью 30
СКВИД магнитометра в диапазоне 10
5 ■ 300 К. На Рис. 9а представлена -10
зависимость 1=1(Т) для МСР Бе(14 А)/Pd(30 А) в поле 500 Э в процессе нагрева и последующего охлаждения. При нагревании температура Кюри составляла 840 К, при охлаждении - 560 К. Эти результаты согласуются с данными
А
25 30
в)
Рис.8 Зависимости спонтанной намагниченности -(а), коэрцитивной силы Не - (б) и эффективной константы анизотропии К^/^ - (в) для МСР Бе(6-30 Е)/Pd(30 Е) от толщины слоев Бе.
структурных исследований, согласно которым доминирующей магнитной фазой является интерфейс Fe-Pd. Уменьшение температуры Кюри после нагрева может быть обусловлено диффузионными процессами, в результате которых повысилось содержание Pd в интерфейсе Fe-Pd. Форма кривой свидетельствует об магнитной однофазности МСР как до, так и после нагрева в магнитном поле 500 Э до температуры 1100 К.
На Рис.9б представлена температурная зависимость намагниченности МСР Бе(16.9 А)^(11.3 А) в диапазоне температур 3.2 ■ 300 К и внешних стационарных магнитных полях 500 и 15000 Э., измеренная с помощью СКВИД - магнитометра. Основной особенностью этих кривых является резкое возрастание намагниченности при уменьшении температуры от 50 до 5 К. Природа этой аномалии до настоящего времени остается невыясненной, хотя зависимость такого типа наблюдались ранее [25].
Рис. 9 Температурная зависимость намагниченности для МСР [Бе(14 Е)/Pd(30 Е)]х85 в поле 500 Э - (а), для МСР [Бе(16.9 Е)^(11.3 Е)]х70 в поле 15кЭ - (б).
Локальное магнитное состояние ионов Бе в МСР Fe/Pd изучалось с помощью
57
измерений ЯГР на ядрах Бе этих ионов. Экспериментальный спектр ЯГР для МСР Бе(16.9 A)/Pd(11.3 А), измеренный при комнатной температуре представлен на Рис.10 а. Спектры этих МСР представляют собой сложную суперпозицию секстетов, что свидетельствует о существовании в этих МСР ионов Бе с различными атомными окружениями и различными значениями локальных магнитных моментов. Для расшифровки этих экспериментальных спектров и восстановления функции плотности вероятности распределения сверхтонких полей на ядрах Бе57 использовался разработанный авторами математический метод, в котором основной функционал представлялся в аналитическом
Рис. 10 ЯГР-спектр для МСР [Бе(16.9 Е)/Pd(11.3 Е)]х100 -а), функция распределения сверхтонких полей Р(Н) для МСР [Бе(16.9 Е)^(11.3 Е)]х100 -б).
виде как сумма определенного числа лоренцианов. При этом использовалась программа минимизации функционала «БиМШ», адаптированная к данной задаче. На функции распределения плотности вероятности сверхтонких полей P(H) для МСР Бе(16.9 А)^(11.3 А) представленной на Рис.10 б выделяются два максимума. Один из максимумов расположен в области минимальных значений сверхтонких полей Нр = 38 кЭ, а второй соответствует полю Hhf = 323 кЭ. Аналогичный вид функций распределения наблюдался и для других МСР Fe/Pd. Для МСР количественное определение значений локальных атомных магнитных моментов Щр, как правило, представляет значительные трудности в связи с возможными большими орбитальными вкладами в Нр, которые трудно оценить, однако качественно можно предположить, что максимумы в области минимальных полей соответствуют ионам Бе, находящимися в низкоспиновом состоянии в ГЦК решетке [26]. В соответствии с этим максимум в максимальном поле соответствует высокоспиновому состоянию ионов Бе в ГЦК решетке.
4. Заключение.
Методом катодного распыления в разряде с осциллирующими электронами были синтезированы две серии МСР Fe/Pd: с толщинами слоев Бе ~ 6 А при толщинах слоев Pd 6 ■ 47 А и с толщиной слоев Pd 30 А и толщинах слоев Бе 6 ■ 30 А. Рентгеноструктурные исследования позволили установить, что слои Бе и Pd, а также их интерфейсы обладают ГЦК-решеткой с соответствующими параметрами. Значения периодов сверхструктуры МСР, измеренные по дифрактограммам хорошо согласуются с их технологическими значениями. Магнитные измерения проводились с помощью компьютеризированного вибрационного магнитометра в полях до 15 кЭ и при температурах 300 ■ 1100 К, а также СКВИД-матнитометра в полях до 30 кЭ и при температурах 5 ■ 300 К. В некоторых случаях петли гистерезиса имеют «перетянутую» форму, что свидетельствует об антиферромагнитном характере косвенной обменной связи между слоями Бе для этих МСР. Зависимость значений магнитных параметров МСР как от толщины слоев Pd, так и толщины слоев Бе носит осциллирующий характер, однако, если в первом случае природа этих осцилляций может быть интерпретирована с помощью вариаций интегралов косвенного обмена между слоями Бе в рамках приближения РККИ, то во втором случае осцилляции магнитных параметров могут быть обусловлены интерференционными эффектами, возникающими при отражении электронных волн от границ раздела в МСР и приводящими к формированию квантовых ям.
Для некоторых МСР значения спонтанной намагниченности, нормированные на содержание Fe, значительно превосходят соответствующее значение для чистого массивного Fe. Это может быть обусловлено спиновой поляризацией делокализованных электронов в слоях Pd, которые обладают высокими значениями эффективной массы, увеличением вкладов орбитальных моментов от ионов Fe, находящихся в состояниях с пониженной размерностью, а также более высокими значениями локальных атомных моментов, которыми обладают ионы Fe, находящиеся в высокоспиновых состояниях в ГЦК-решетке. Это предположение подтверждается также результатами измерений спектров ЯГР на ядрах Fe57 в МСР Fe/Pd.
Функции распределения вероятности сверхтонких магнитных полей - Р(Нст) содержат два максимума - в районе ~ 40 кЭ и ~ 320 кЭ, которые обусловлены ионами Fe, находящимися в низкоспиновых и высокоспиновых состояниях ГЦК-решетки слоев Fe и интерфейсах соответственно.
Кривые температурной зависимости намагниченности в диапазоне температур 50 ■ 1100 К свидетельствуют о магнитной однофазности МСР Fe/Pd как до, так и после соответствующих нагревов. Однако при Т < 50 К в полях 15 кЭ наблюдается аномальный рост намагниченности, для выяснения природы которого необходимы дальнейшие исследования.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 99-62-16717).
Литература.
1. P.Grunberg, K.Schreiber, J.Pang et al. Phys.Rev.Lett. 57, 2442 (1986).
2. C.F.Majkrzak, J.W.Cable, J.Kwo et al. Phys.Rev.Lett. 56, 2700 (1986).
3. M.B.Salamon, S.Sinha,J.J.Rhyne, et al. Phys.Rev.Lett. 56, 259 (1986).
4. S.S.P.Parkin, N.More and K.P.Roche. Phys.Rev.Lett.64, 2304 (1990).
5. P.Bruno and C Chappert. Phys.Rev.Lett.67, 1602 (1991).
6. J.Yafet, J.Appl.Phys. 61, 4058 (1987).
7. R.P.Erickson, K.B.Hathaway, and J.R.Cullen. Phys.Rev.B, 47, 2626 (1993).
8. J.Barnas, J.Magn.Magn.Mater. 111, L215 (1992).
9. J.E.Ortega and F.J.Himpsel. Phys.Rev.Lett.69, 844 (1992).
10.C.Carbone, E.Vescovo, O.Rader et al., Phys.Rev.Lett. 71, 2805 (1993).
11.P.J.H.Bloemen, W.J.M.de Jonge, H.C.Doukarslot, J.Magn.Magn.Mater. 121, 279 (1993).
12.J.R.Childress, R.Kargoat, O.Durand et al. J.Magn.Magn.Mater. 130, 13 (1994).
13.Z.Celinski and B.Heinrich. J.Magn.Magn.Mater. 99, L25 (1991).
14.M.Li, X.D.Ma, C.B.Peng et al. Phys.Rev.B, 50, 10323 (1994).
15.M.Li, X.D.Ma, C.B.Peng et al. J.Appl.Phys., 77, 3965 (1995).
16.J.S.Gu, W.P.Chai, Z.H.Mai et al., Phys.Rev.B, 50, 6119 (1994). 17.O.Rader, E.Vescovo, J.Redinger et al. Phys.Rev.Letter, 72, 2247 (1994).
18.J.Voler, A.Fontaina, V.Cros et al. Phys.Rev.B, 55, 3663 (1997).
19.A.Boufelfer, R.M.Emrick, Ch.M.Falco. Phys.Rev.B, 43, 134152 (1991).
20.С.В.Антипов, Г.Е.Горюнов, П.Н.Стеценко и др. Вестн.Моск. ун-та, сер.3, физика и астрономия, в.6, 60 (1996).
21.П.Н.Стеценко, С.Д.Антипов, Г.Е.Горюнов и др. Письма в ЖЭТФ, 65, 353 (1997). 22.S.D.Demokritov, C.Mathieu, M.Bauer et al. J.Appl.Phys., 8!, 4466 (1997). 23.G.A.Bertero, R.Sinclair and R.L.White. J.Magn.Magn.Mater. 126, 275 (1993). 24JJorritisma and J.A.Mydosh. J.Appl.Phys., 84, 901 (1998).
25.S.Yamamoto, Phys.Rev.B, 59, 1024 (1999). 26.T.Shinjo, W.Keune, J.Magn.Magn.Mater. 200, 598 (1999).
