Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа

Изучалась эволюция магнитных свойств сверхрешеток Fe/Cr при уменьшении номинальной толщины слоев железа вплоть до атомных величин, когда эти слои уже не являются сплошными. Исследования проведены на многослойных образцах с толщиной Fe в диапазоне 2–6 Å при толщинах прослоек хрома 10 и 20 Å. Образцы...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2010
Автори:	Дровосеков, А.Б., Крейнес, Н.М., Холин, Д.И.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2010
Назва видання:	Физика низких температур
Теми:	К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/117449
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа / А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин // Физика низких температур. — 2010. — Т. 36, № 8-9. — С. 1013–1021. — Бібліогр.: 33 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-117449
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1174492017-05-24T03:04:32Z Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа Дровосеков, А.Б. Крейнес, Н.М. Холин, Д.И. К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара Изучалась эволюция магнитных свойств сверхрешеток Fe/Cr при уменьшении номинальной толщины слоев железа вплоть до атомных величин, когда эти слои уже не являются сплошными. Исследования проведены на многослойных образцах с толщиной Fe в диапазоне 2–6 Å при толщинах прослоек хрома 10 и 20 Å. Образцы приготовлены методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Проведены измерения статической намагниченности, комплексной магнитной восприимчивости и спектров ФМР. Обнаружено, что в зависимости от толщины слоев Fe и температуры в системе реализуются различные магнитные фазы: суперпарамагнитная, магнитоупорядоченная, а также неэргодичное состояние, характеризуемое зависимостью намагниченности образца от его магнитной предыстории. Показано, что наблюдаемая неэргодичная фаза проявляет свойства спинового стекла. Построена качественная фазовая диаграмма магнитных состояний исследуемой системы. Вивчалася еволюція магнітних властивостей надграток Fe/Cr при зменшенні номінальної товщини шарів заліза аж до атомних величин, коли ці шари вже не є суцільними. Дослідження проводилися на багатошарових зразках з товщиною Fe у діапазоні 2–6 Å при товщинах прошарків хрому 10 та 20 Å. Зразки приготовлено методом молекулярно-променевої епітаксії. Проведено виміри статичної намагніченості, комплексної магнітної сприйнятливості та спектрів ФМР. Виявлено, що залежно від товщини шарів Fe та температури у системі реалізуються різні магнітні фази: суперпарамагнітна, магнітоупорядкована, а також неергодичний стан, який характеризується залежністю намагніченості зразка від його магнітної передісторії. Показано, що неергодична фаза, яка спостерігається, проявляє властивості спінового скла. Побудовано якісну фазову діаграму магнітних станів системи, яка досліджується. The evolution of magnetic properties was studied in Fe/Cr superlattices with nominal iron layer thickness diminishing down to atomic values, where these layers were no longer continuous. The investigations were performed using multilayer structures with Fe thickness of 2–6 Å for chromium spacers 10 Å and 20 Å thick. The samples were prepared by the molecular beam epitaxy technique. The measurements of static magnetization, complex magnetic susceptibility and FMR spectra were carried out. It is found that there may occur different magnetic phases in the system depending on nominal Fe layer thickness and temperature: superparamagnetic phase, the magnetically ordered one, and non-ergodic state with sample magnetic history-dependent magnetization. The observed non-ergodic phase is shown to exhibit spin glass properties. A qualitative phase diagram of the system magnetic states is constructed. 2010 Article Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа / А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин // Физика низких температур. — 2010. — Т. 36, № 8-9. — С. 1013–1021. — Бібліогр.: 33 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 75.50. Lk, 75.50. Tt, 75.70. Cu http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/117449 ru Физика низких температур Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара
spellingShingle	К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара Дровосеков, А.Б. Крейнес, Н.М. Холин, Д.И. Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа Физика низких температур
description	Изучалась эволюция магнитных свойств сверхрешеток Fe/Cr при уменьшении номинальной толщины слоев железа вплоть до атомных величин, когда эти слои уже не являются сплошными. Исследования проведены на многослойных образцах с толщиной Fe в диапазоне 2–6 Å при толщинах прослоек хрома 10 и 20 Å. Образцы приготовлены методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Проведены измерения статической намагниченности, комплексной магнитной восприимчивости и спектров ФМР. Обнаружено, что в зависимости от толщины слоев Fe и температуры в системе реализуются различные магнитные фазы: суперпарамагнитная, магнитоупорядоченная, а также неэргодичное состояние, характеризуемое зависимостью намагниченности образца от его магнитной предыстории. Показано, что наблюдаемая неэргодичная фаза проявляет свойства спинового стекла. Построена качественная фазовая диаграмма магнитных состояний исследуемой системы.
format	Article
author	Дровосеков, А.Б. Крейнес, Н.М. Холин, Д.И.
author_facet	Дровосеков, А.Б. Крейнес, Н.М. Холин, Д.И.
author_sort	Дровосеков, А.Б.
title	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа
title_short	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа
title_full	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа
title_fullStr	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа
title_full_unstemmed	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа
title_sort	магнитные состояния многослойных структур fe/cr со сверхтонкими слоями железа
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2010
topic_facet	К 80-летию со дня рождения В.Г. Барьяхтара
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/117449
citation_txt	Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа / А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин // Физика низких температур. — 2010. — Т. 36, № 8-9. — С. 1013–1021. — Бібліогр.: 33 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT drovosekovab magnitnyesostoâniâmnogoslojnyhstrukturfecrsosverhtonkimisloâmiželeza AT krejnesnm magnitnyesostoâniâmnogoslojnyhstrukturfecrsosverhtonkimisloâmiželeza AT holindi magnitnyesostoâniâmnogoslojnyhstrukturfecrsosverhtonkimisloâmiželeza
first_indexed	2025-07-08T12:14:37Z
last_indexed	2025-07-08T12:14:37Z
_version_	1837080909159858176
fulltext	© А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин, 2010 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9, c. 1013–1021 Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин Институт физических проблем им. П.Л. Капицы РАН, ул. Косыгина, 2, г. Москва, 119334, Россия E-mail: kreines@kapitza.ras.ru Cтатья поступила в редакцию 12 февраля 2010 г. Изучалась эволюция магнитных свойств сверхрешеток Fe/Cr при уменьшении номинальной толщины слоев железа вплоть до атомных величин, когда эти слои уже не являются сплошными. Исследования проведены на многослойных образцах с толщиной Fe в диапазоне 2–6 Å при толщинах прослоек хрома 10 и 20 Å. Образцы приготовлены методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Проведены измерения ста- тической намагниченности, комплексной магнитной восприимчивости и спектров ФМР. Обнаружено, что в зависимости от толщины слоев Fe и температуры в системе реализуются различные магнитные фа- зы: суперпарамагнитная, магнитоупорядоченная, а также неэргодичное состояние, характеризуемое за- висимостью намагниченности образца от его магнитной предыстории. Показано, что наблюдаемая неэр- годичная фаза проявляет свойства спинового стекла. Построена качественная фазовая диаграмма маг- нитных состояний исследуемой системы. Вивчалася еволюція магнітних властивостей надграток Fe/Cr при зменшенні номінальної товщини шарів заліза аж до атомних величин, коли ці шари вже не є суцільними. Дослідження проводилися на ба- гатошарових зразках з товщиною Fe у діапазоні 2–6 Å при товщинах прошарків хрому 10 та 20 Å. Зразки приготовлено методом молекулярно-променевої епітаксії. Проведено виміри статичної намагніченості, комплексної магнітної сприйнятливості та спектрів ФМР. Виявлено, що залежно від товщини шарів Fe та температури у системі реалізуються різні магнітні фази: суперпарамагнітна, магнітоупорядкована, а та- кож неергодичний стан, який характеризується залежністю намагніченості зразка від його магнітної передісторії. Показано, що неергодична фаза, яка спостерігається, проявляє властивості спінового скла. Побудовано якісну фазову діаграму магнітних станів системи, яка досліджується. PACS: 75.50. Lk Спиновые стекла и другие неупорядоченные магнетики; 75.50. Tt Системы малых частиц; нанокристаллические материалы; 75.70. Cu Магнитные свойства границ (многослойные структуры, сверхрешетки, гетероструктуры). Ключевые слова: многослойные структуры, суперпарамагнетизм, спиновое стекло. 1. Введение В последние годы внимание исследователей своими необычными физическими свойствами привлекают сис- темы, состоящие из совокупности мелких магнитных частиц. Даже в отсутствие межчастичных взаимо- действий ансамбль наноразмерных однодоменных маг- нитных частиц проявляет свойства, промежуточные ме- жду парамагнетиком и макроскопическим ферро- магнетиком. Более того, наличие случайных межчас- тичных взаимодействий в системе может приводить к реализации фазы спинового (кластерного) стекла — кол- лективных неупорядоченных магнитных состояний. Несмотря на довольно обширные экспериментальные и теоретические исследования спин-стекольного состоя- ния (см., например, обзоры [1–3]), изучение свойств этой необычной магнитной фазы, особенно в кластерных сис- темах, по-прежнему привлекает внимание. Одним из возможных способов реализации указан- ных магнитных систем является создание многослой- ных магнитных структур — сверхрешеток, состоящих из ферромагнитных слоев очень малой номинальной толщины, разделенных относительно толстыми немаг- нитными прослойками. При этом достаточно тонкие ферромагнитные слои уже не являются сплошными, а разбиваются на отдельные кластеры. А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин 1014 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 В настоящее время достаточно много работ посвя- щено изучению подобного рода объектов. В качестве прослоек между ферромагнитными слоями исполь- зуются как неферромагнитные металлы [4–6], так и изоляторы [7–10]. Обычно в этих работах не прово- дится детальное исследование возможных магнитных состояний системы. Большинство авторов ограничи- вается либо небольшим интервалом температур, либо фиксированными значениями толщин ферромагнит- ных слоев и т.п. Сравнительно полным является цикл работ, посвя- щенных изучению свойств многослойной структуры металл–изолятор [Co80Fe20/Al2O3] [7–10] с разрыв- ными ферромагнитными слоями. Магнитное состояние такой системы определяется в основном диполь-ди- польным взаимодействием между частицами внутри ферромагнитных слоев, а межслойное взаимодействие пренебрежимо мало. В зависимости от номинальной толщины магнитного слоя и температуры в указанных работах обнаружено существование различных маг- нитных фаз — ферромагнитной (ФМ), суперпара- магнитной (СП) и спинового стекла (СС). В ряде структур с металлической прослойкой, где важна роль обменного взаимодействия РККИ (Рудерман– Киттель–Касуия–Иосида) между сверхтонкими ферро- магнитными слоями (например, Co/Cu [4], Co/Ag [5], Fe/Al [6]), наблюдалось суперпарамагнитное поведение. Настоящая работа посвящена подробному исследо- ванию эволюции магнитных свойств многослойной системы Fe/Cr с уменьшением толщины слоев железа. В пределе эти слои уже не сплошные, а разбиваются на отдельные островки — ферроманитные кластеры. Свойства слоистой системы Fe/Cr активно изуча- лись на протяжении последних десятилетий (см. об- зоры [11,12]). Именно в этой системе были обнару- жены крайне интересные, как с фундаментальной, так и с прикладной точки зрения, явления: гигантское маг- нитосопротивление, возможность существования, по- мимо ферромагнитного, антиферромагнитного (АФМ) упорядочения соседних ферромагнитных слоев, длин- новолновые и коротковолновые осцилляции межслой- ного обмена как функции толщины прослойки, некол- линеарное межслойное упорядочение ферромагнитных слоев. В основном все экспериментальные исследования системы Fe/Cr, в том числе и авторов данной статьи [13–18], проведены на образцах, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, с достаточно толсты- ми однородно намагниченными слоями железа. Супер- парамагнитные и спин-стекольные эффекты в таких образцах пренебрежимо малы — их проявление воз- можно лишь в случае весьма несовершенных, шерохо- ватых межслойных границ с сильным взаимным про- никновением атомов Fe и Cr. Из работ, посвященных исследованиям структур с такими несовершенными межслойными границами, следует отметить [19–21]. В этом цикле работ авторы изучали структуры Fe/Cr с достаточно толстыми слоями железа Fet ≈ 20 Å, приго- товленные методом ионно-лучевого распыления. В ис- следуемых образцах было обнаружено присутствие спин-стекольной фазы, обусловленной ФМ кластерами железа, формируемыми вблизи границ Fe–Cr. В настоящей работе исследуются структуры Fe/Cr со сверхтонкими слоями Fe ( Fe <t 6 Å). Уменьшение толщины слоев железа вплоть до сверхтонких, в пре- деле — разрывных, приводит к более яркому прояв- лению эффектов суперпарамагнетизма и спинового стекла. Представляется также интересным выяснение влияния знака и величины межслойного обменного взаимодействия на свойства формируемой магнитной структуры. 2. Образцы и экспериментальные методы Для решения поставленных задач методом моле- кулярно-лучевой эпитаксии* были выращены две серии образцов — сверхрешеток Fe Cr[Fe( ) / Cr( )]nt t / Cr(80 Å)/MgO(1 0 0) — с толщинами прослойки хрома 20 и 10 Å. Выбранные значения толщин хро- мовой прослойки обеспечивают в слоистых структу- рах Fe/Cr ферро- (20 Å) либо антиферромагнитное (10 Å) межслойное взаимодействие РККИ [11]. В дальнейшем в применении к таким образцам будут соответственно использоваться термины «структуры ферромагнитного (F) или антиферромагнитного (A) типа». Каждая серия состояла из трех многослойных образцов со сверхтонкими слоями железа различной толщины (в пределах 2–6 Å). В табл.1 приведены структурные формулы и условные обозначения при- готовленных образцов. Таблица 1. Структурные формулы изучаемых образцов ФМ серия АФМ серия F1: [Fe(2,5 Å)/Cr(20 Å)]30 A1: [Fe(2,1 Å)/Cr(10 Å)]60 F2: [Fe(3,5 Å)/Cr(20 Å)]30 A2: [Fe(3,1 Å)/Cr(10 Å)]50 F3: [Fe(5,5 Å)/Cr(20 Å)]30 A3: [Fe(5,2 Å)/Cr(10 Å)]30 Толщины слоев Fe и Cr в процессе роста опре- делялись по времени их напыления, а после приго- товления образцов уточнялись с помощью метода микрорентгеноспектрального анализа, который по- зволял определить абсолютные значения количества напыленного железа и хрома. При этом в случае сверхтонких слоев Fe полученные значения Fet оп- ределяют лишь «номинальную» толщину, поскольку * Образцы приготовлены в ИФМ УрО РАН. Авторы признательны Л.Н. Ромашеву и М.А. Миляеву за приготовление образцов. Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 1015 реальный «слой» не является сплошным, а разбит на отдельные кластеры. Рентгеновская рефлектометрия показывает наличие слоистой структуры у всех выращенных образцов [25]. Оценка шероховатости межслойных границ по форме пиков на угловой зависимости коэффициента рентге- новского отражения дает величину ∼ 3 Å. Это показы- вает, что слои железа приготовленных образцов нельзя считать сплошными. Исследования полученных структур проводились ме- тодами магнитометрии и ферромагнитного резонанса. Статические магнитные свойства и низкочастотная маг- нитная восприимчивость образцов изучались на SQUID- магнитометре (Quantum Design MPMS-XL), работаю- щем в диапазоне температур 2–350 К и магнитных полях до 50 кЭ. Магнитное поле прикладывалось в плоскости пленки вдоль оси трудного намагничивания [110]. Спектры ферромагнитного резонанса исследованы с помощью высокочастотного спектрометра, работаю- щего в диапазоне частот 7–37 ГГц и в интервале тем- ператур 2–400 К. Внешнее постоянное магнитное поле величиной до 12 кЭ могло прикладываться в произ- вольном направлении в плоскости пленки. 3. Суперпарамагнитное состояние Измерения кривых намагничивания ( )M H всех ис- следуемых образцов вплоть до полей 50 кЭ при темпера- турах 4, 30, 77, 150 и 300 К показали, что уменьшение номинальной толщины слоев железа от Fe 5t ≈ Å до Fe 2t ≈ Å приводит к сильному изменению магнитных свойств изучаемых структур [22–24]. Поведение систем с Fet ≈ 5 Å хорошо описывается в рамках представлений об обычных обменно-связанных сверхрешетках. В этом случае общий вид полученных зависимостей ( )M H для них в целом соответствует кривым намагничивания обычных сверхрешеток со сплошными слоями железа с ферромагнитным меж- слойным обменом для прослойки хрома толщиной 20 Å (F3) и антиферромагнитным обменом для Cr 10t = C (A3) (см. рис. 1) [14]. Исследование структур с более тонкими слоями же- леза привело к обнаружению в изучаемой системе су- перпарамагнитного состояния и позволило определить пороговое значение толщины железных слоев, при ко- тором система переходит от режима обычной обменно- связанной сверхрешетки к суперпарамагнитному пове- дению. Как видно на рис. 1, по мере уменьшения номи- нальной толщины слоев железа температурная зави- симость кривых намагничивания становится более яр- ко выраженной. В области высоких температур вели- чина остаточного момента образцов ФМ типа падает и появляется сильная зависимость ( )M H , характерная для суперпарамагнетика. С уменьшением номинальной толщины слоя Fe постепенно стирается качественное различие между структурами ФМ и АФМ типов и ста- новится очевидным их суперпарамагнитный характер. Как ФМ, так и АФМ образцы с Fet ≈ 2 Å (F1 и A1) при T 100 К демонстрируют суперпарамагнитное пове- дение с типичными зависимостями ( )M H ланжеве- новского вида. Подгонка кривых намагничивания функцией Ланжевена позволяет оценить магнитный момент кластера. Для образца F1 его величина состав- ляет 300 Bμ μ∼ , где Bμ — магнетон Бора, для образца A1 200 Bμ μ∼ . При T 100 K кривые намагничивания образцов F1 и A1 демонстрируют отклонение от зави- симости Ланжевена, а у образца ФМ типа F1 появляет- ся остаточный момент. Таким образом, СП фаза исследуемых образцов реализуется лишь при достаточно высоких темпе- ратурах. Причем, по-видимому, температура перехо- Измерения проводились на магнитометрах в ИФМ УрО РАН и ИОФ РАН. Благодарим А.В. Королева, А.А. Мухина и В.Ю. Иванова за содействие в проведении экспериментов. Рис. 1. Кривые намагничивания изучаемых структур при температурах 4, 30, 77, 150 и 300 К. На вставке для образца F2 — температурная зависимость остаточного момента. F1 F2 F3 1,5 1,0 0,5 0 1,5 1,0 0,5 0 1,5 1,0 0,5 0 10 20 30 40 50 H, êÝ 1,5 1,0 0,5 0 1,5 1,0 0,5 0 1,5 1,0 0,5 0 10 20 30 40 50 H, êÝ 0,5 0 200 M (T ) 0 300 Ê 150 Ê 77 Ê 30 Ê 4 Ê Í àì àã í è ÷ åí í î ñò ü , ê Ã ñ A1 A2 A3 А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин 1016 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 да к суперпарамагнитному режиму повышается с увеличением номинальной толщины слоев железа. Так, для образца ФМ типа F2 ( Fet = 3,5 Å) остаточ- ный момент исчезает при T∼ 200 К (см. вставку на рис. 1, F2), а для образца F3 остаточный момент сла- бо меняется, оставаясь конечным во всем исследо- ванном интервале температур. Трансформация магнитных свойств к суперпара- магнитному режиму с изменением толщины слоев же- леза прослеживается как при исследовании стати- ческих кривых намагничивания, так и при изучении спектров ферромагнитного резонанса (соответствую- щие экспериментальные данные опубликованы в ра- ботах [22,23,25]). При температурах порядка ком- натной спектры ФМР образцов c Fet ≈ 5 Å (F3 и A3) хорошо описываются в рамках представлений об обыч- ных обменно-связанных сверхрешетках (см. [14]), а образцы с Fet ≈ 2 Å (F1 и A1) имеют линейную зави- симость частоты ФМР от поля, что характерно для су- перпарамагнитного поведения. Изучение образца АФМ типа A2 с помощью ФМР показывает наличие в нем упорядоченной фазы вплоть до T≈ 400 К. При более высоких температурах происходит переход к суперпарамагнитному поведению, проявляющийся в исчезновении анизотропии положения резонансной линии [22,23]. 4. Спин-стекольное поведение системы при низких температурах Детальное исследование поведения изучаемой си- стемы свехрешеток при низких температурах привело к обнаружению в ней ряда новых свойств, свидетельст- вующих о реализации спин-стекольного состояния. Статические магнитные свойства Исследования показали, что в области сравни- тельно низких температур и малых полей магнитные свойства образцов необратимы, и состояние системы зависит от ее магнитной предыстории. Так, темпера- турные зависимости намагниченности, полученные для образцов, охлажденных в магнитном поле, ( )FCM T , и в его отсутствие, ( )ZFCM T , в области низких температур демонстрируют различное пове- дение (см. рис. 2). При увеличении температуры из- меренная в некотором малом поле H величина ( )FCM T монотонно убывает, а ( )ZFCM T при неко- торой температуре проходит через максимум [24,25]. Максимум кривой ( )ZFCM T определяет харак- терную температуру ( )mT H , ниже которой свойства системы существенно необратимы. При фиксирован- ном H зависимость этой температуры от номиналь- ной толщины слоя железа различна для образцов ФМ и АФМ серий. Для образцов ФМ типа значение mT растет с увеличением номинальной толщины железа, а для образцов АФМ типа, наоборот, падает (рис. 2). Обнаруженная необратимость свойств системы при низких температурах в принципе может объясняться различными причинами. В случае кластерного уст- ройства слоев железа эффект может быть связан с бло- кировкой отдельных ферромагнитных частиц из-за их внутренней анизотропии. При наличии межчастичных взаимодействий могут также возникать коллективные состояния типа спинового стекла. Наконец, для доста- точно толстых слоев железа необратимость может быть обусловлена обычной доменной структурой ФМ пленок. Чтобы определить, какой механизм реа- лиизуется в конкретном случае, был проведен ряд до- полнительных экспериментов. Изучение петель гистерезиса, снятых для исследуе- мых образцов при температурах более низких, чем точки возникновения необратимости на кривых ( )M T , привело к обнаружению их необычной формы. Ха- рактерная особенность их состоит в том, что начальная кривая намагничивания, измеренная после охлаждения образца в отсутствие поля, лежит ниже петли гис- терезиса, полученной после приложения к образцу сильного магнитного поля (рис. 3). Подобная аномалия в той или иной степени наблюдается при низких тем- пературах для всех исследуемых образцов, за исклю- чением F3. При увеличении температуры эта аномалия исчезает. Величина поля, при котором кривая началь- ного намагничивания выходит на петлю гистерезиса, могла достигать ∼ 5 кЭ. Это на порядок больше вели- чины кристаллографической анизотропии объемного железа, а также анизотропии, наблюдающейся для «обычных» сверхрешеток Fe/Cr с «толстыми» фер- ромагнитными слоями. Поэтому трудно объяснить данное свойство петель гистерезиса эффектами ани- зотропного характера, такими как ФМ домены или блокировка суперпарамагнитных частиц. Мы предполагаем, что наблюдаемое поведение ука- Í à ì à ãí è ÷ å í í î ñ ò ü , ê Ã ñ 1,0 0,5 0 100 200 300 Ò, Ê Ò, Ê à F3 F2 F1 0,2 0,1 0 100 200 300 á A3 A2 A1 Рис. 2. Температурные зависимости намагниченности MFC и MZFC исследуемых структур ФМ (а) и АФМ (б) типов, изме- ренные в поле 500 Э после процедуры охлаждения образца в отсутствие поля ( ) и в поле ( ). Стрелками указаны поло- жения максимумов на кривых MZFC(T). Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 1017 зывает на реализацию в системе при низких темпе- ратурах коллективного состояния типа спинового стек- ла. Такое состояние характеризуется множествен- ностью локальных минимумов энергии с различными значениями полной намагниченности. Для перевода системы из состояния с малым магнитным моментом в состояние с большим магнитным моментом необхо- димы существенно большие поля, чем для вращения этого магнитного момента как целого. Описанное необычное поведение кривой начального намагничивания наблюдалось ранее в системах взаимо- действующих магнитных наночастиц (например, Ni [26], FeNi [27], Fe2O3 [28]). Также сообщалось о наблюдении подобной аномалии в неупорядоченном сплаве AuFe [29] и в более сложных системах, характеризующихся спин- стекольным поведением [30]. Комплексная магнитная восприимчивость Магнитная восприимчивость изучалась в нулевом постоянном и малом переменном поле на частотах 1–10 3 Гц. На рис. 4 приведены температурные зави- симости действительной и мнимой частей восприим- чивости для пяти исследуемых образцов, получен- ные при охлаждении от 350 К в отсутствие стати- ческого поля в переменном поле с амплитудой 2,5 Э и частотой 10 Гц. Для образцов F1, F2, A2 и A3 температурные зави- симости действительной части комплексной вос- приимчивости ( )T′χ имеют максимумы. Структуры ФМ типа F1 и F2, кроме того, демонстрируют наличие максимумов мнимой компоненты ( ),T′′χ сдвинутых по сравнению с пиками действительной составляющей в сторону меньших температур. Наблюдаемые пики восприимчивости типичны для систем, у которых время магнитной релаксации τ су- щественно возрастает ниже определенной темпера- туры ,fT превышая характерное время внешнего воз- действия. Температура максимума действительной части восприимчивости fT и частота переменного поля f связаны соотношением 1( )= .fT f−τ Изучая за- висимость ( ),ff T можно делать выводы о механизмах магнитной релаксации в системе. Оказалось, что для исследуемых образцов темпе- ратура максимума действительной части восприим- чивости fT достаточно слабо зависит от частоты пере- менного поля .f Для структур ФМ типа сдвиг fT со- ставляет менее 10 К при изменении частоты f на 3 порядка (рис. 5). Для АФМ образцов пики ( )T′χ шире и менее интенсивны, чем для структур ФМ типа, и час- тотной зависимости fT в пределах погрешности изме- рений наблюдать не удается. Такая слабая зависимость fT от частоты не может быть объяснена в предположении релаксации системы невзаимодействующих магнитных частиц, описывае- мой классическим активационным законом Аррениуса 1 0( ) exp( / )f Bf T E k T−τ −Δ∼ , где EΔ — энергия акти- вации, 0τ — постоянная времени. В этом случае срав- нение с экспериментальными данными приводит к не- реально малым значениям константы 50 0 10−τ с. С другой стороны, наблюдаемое поведение объяс- нимо, если считать, что время релаксации системы рас- ходится при конечной температуре фазового перехода в состояние спинового стекла. При этом для образцов ФМ типа зависимость ( )ff T может быть качественно описа- на степенным критическим законом [31]: ( ) ~ff T Рис. 3. Петли гистерезиса ( ) и кривые начального намагни- чивания ( ) для образцов F1, A2, F3 и A3 при различных температурах. F1 F3 H, êÝ A2 –2 0 2 4 –2 0 4 H, êÝ Í àì àã í è ÷ åí í î ñò ü , ï ð î è çâ . åä . A3 2 Ê 15 Ê 30 Ê 15 Ê 2 Ê 2 Ê 15 Ê 15 Ê 2 Ê 2 F1 F2 F3 A3 A2 F1 F2 F3 A3 A2 0 100 200 3000 100 200 300 Ò, ÊÒ, Ê Рис. 4. Температурные зависимости действительной и мни- мой частей восприимчивости для образцов ФМ и АФМ ти- пов на частоте 10 Гц. Амплитуда переменного поля 2,5 Э. А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин 1018 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 1 0~ ( / 1)z f gT T− ντ − с «разумными» значениями постоян- ной времени 10 0 10−τ ∼ с и критического показателя zν∼ 10 [8,31] (сплошная линия на рис. 5). Величина gT имеет смысл температуры перехода в состояние спи- нового стекла. В табл. 2 приведены значения gT для каждого образца. Для структур АФМ типа (A2 и A3) в качестве оценки gT берется температура fT , которая не зависит от частоты в пределах погрешности экс- перимента. Таблица 2. Величина gT изучаемых образцов ФМ серия ,gT К АФМ серия ,gT К F1 ≈ 80 A1 ≈ 150 F2 ≈ 280 A2 ≈ 100 F3 – A3 ≈ 70 Температура перехода gT , определенная указан- ным выше образом, находится в качественном со- гласии с ( )mT H — температурой максимума кривой ( )ZFCM T в малых полях H (ср. рис. 2, а более под- робно см. [24]; температура gT для образца A1 в табл. 2 определена по величине ( )mT H при 0H→ ). В случае структур ФМ типа gT растет с увеличением номинальной толщины слоев железа Fe ,t а для АФМ структур, наоборот, падает. Ферромагнитный резонанс Необратимость магнитных свойств системы в об- ласти низких температур проявляется также при изу- чении спектров ферромагнитного резонанса. Рисунок 6,а иллюстрирует зависимость вида кривой микроволнового поглощения на частоте = 7,6f ГГц от магнитной предыстории для образца F2. Эксперимент проводился в следующем порядке: в отсутствие поля образец охлаждался от комнатной температуры до =T = 4 К. Затем вводилось магнитное поле малой величи- ны 1.iH H= При уменьшении приложенного поля до Рис. 5. Частота переменного поля f как функция тем- пературы максимума fT действительной части восприим- чивости для образца F1. Точки — эксперимент, линия — теоретическая зависимость, описывающая критическое пове- дение вблизи точки фазового перехода (см. текст). Ò, Ê f, Ã ö 10 3 10 2 10 1 86 88 90 92 Рис. 6. Наблюдение необратимых магнитных процессов с помощью ФМР (образец F2, f = 7,6 ГГц): кривые по- глощения, записанные после охлаждения образца в нулевом поле до 4 К и последующего приложения различных величин поля (а); кривые поглощения, записанные после охлаждения образца в поле и без поля (б). Ï î ãë î ù åí è å, ï ð î è çâ . ä . e Ï î ãë î ù åí è å, ï ð î è çâ . ä . e H, êÝ Îõëàæäåíèå áåç ïîëÿ Îõëàæäåíèå â ïîëå 0 0,5 1,0 1,5 100 Ê 80 Ê 60 Ê 40 Ê 20 Ê 0 0,5 1,0 1,5 à á Ò = 4 Ê 2,5 êÝ 4 êÝ 6 êÝ 10 êÝ H, êÝ Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 1019 нуля проводилась запись кривой СВЧ поглощения. Эта процедура повторялась с последовательно увеличи- вающимися значениями поля iH : 1>i iH H+ . Видно, что при небольших значениях iH резонансное погло- щение практически отсутствует (рис. 6,а, = 2,5iH кЭ). По мере увеличения iH сначала появляется малоин- тенсивная широкая линия, которая затем становится все уже и интенсивней. Насыщение линии не удается наблюдать вплоть до максимально доступного поля iH ≈ 10 кЭ. Наблюдаемое поведение может быть объяснено в предположении реализации в исследуемых структурах состояния типа спинового стекла. В этом случае при охлаждении в нулевом поле система попадает в одно из метастабильных состояний, у которого отсутствует макроскопическая намагниченность и имеется широ- кий спектр собственных частот. Приложением магнит- ных полей ∼ 10 кЭ система переводится, последо- вательно преодолевая ряд потенциальных барьеров, в состояние с наличием макроскопического момента. В таком состоянии появляется выделенная собственная частота, соответствующая колебанию системы как це- лого — акустическая мода. Используя метод ФМР, можно определить темпе- ратуру, ниже которой в образце возникает подобное спин-стекольное состояние. С этой целью сравнивают- ся спектры СВЧ поглощения, измеренные при разных температурах для образца, приготовленного охлаж- дением в поле и в его отсутствие. На рис. 6,б представлены результаты таких изме- рений для образца F2. Показаны серии кривых погло- щения, записанные при разных температурах, для двух случаев. В первом случае изначально образец охлаж- дался от комнатной температуры до =T 4 К в отсутст- вие поля, а во втором случае охлаждение образца про- изводилось в магнитном поле H∼10 кЭ. После этого поле полностью выводилось. В обоих случаях измере- ния осуществлялись в следующем порядке. Устанав- ливалась определенная температура образца (выше 4 К), вводилось поле =H 1,5 кЭ и производилась за- пись кривой поглощения при уменьшении поля до ну- ля. Далее процедура регистрации кривой поглощения повторялась при последовательном увеличении тем- пературы образца. Как видно на рисунке, в области низких температур кривые, полученные для разных случаев, существенно отличаются. Образец, приготов- ленный охлаждением в поле, демонстрирует резонанс- ное поглощение ( ). Для образца, охлажденного в от- сутствие поля, никаких особенностей поглощения не наблюдается ( ). При увеличении температуры разни- ца между двумя кривыми постепенно стирается, и при T 80 K они начинают совпадать. Полученная темпе- ратура соответствует точке возникновения необрати- мости статической намагниченности в поле 1,5 кЭ [25]. Таким образом, совокупность результатов, получен- ных из большого набора экспериментов, описанных в этом разделе, свидетельствует о реализации в системе в области низких температур состояния кластерного спинового стекла. 5. Фазовая диаграмма магнитных состояний Проведенные исследования показали, что в зависи- мости от толщины слоев железа и температуры в изу- чаемой системе реализуются различные магнитные фазы: суперпарамагнитная, магнитоупорядоченная и спиновое стекло. На основании полученных результатов можно сде- лать определенные выводы о качественном характере магнитных фазовых диаграмм структур ФМ и АФМ типов в координатах температура – толщина слоя же- леза (рис. 7) [24]. Символы ( ) на рисунке соот- ветствуют экспериментальным значениям темпера- туры перехода в фазу спинового стекла gT для иссле- дованных образцов. ( ) — температура парамаг- нитного перехода (для образца A2). Линии на графиках проведены для наглядности. Они на качественном уровне разграничивают области фазовой диаграммы, в которых реализуются различные магнитные состояния. Как видно на рис. 7, в исследованном диапазоне толщин слоев Fe фазовые диаграммы для образцов ФМ и АФМ типов имеют разный вид. Так, линия перехода в спин-стекольное состояние ( )gT t для образцов ФМ типа имеет «возрастающий» характер (при увеличении номинальной толщины слоев Fe), а для образцов АФМ типа — «убывающий». Выше температуры gT образцы F1 и F2 проявляют суперпарамагнитные свойства, что наиболее ярко вы- ражается в исчезновении остаточного момента (см. рис. 1 и [25]). Образец F3 ( Fe =t 5,5 Å) не демонст- рирует каких-либо существенных особенностей супер- парамагнитного либо спин-стекольного поведения, за исключением слабой зависимости ( )M H и малого 400 300 200 100 0 2 4 6 2 4 60 ÑÏ ÑÏ ÑÑ ÑÑ ÀÔÌ ÔÌ îáðàçöû ÀÔÌ îáðàçöû Ò , Ê tFe, � tFe, � Рис. 7. Качественные диаграммы наблюдаемых магнитных состояний в исследуемых структурах Fe/Cr ФМ и АФМ се- рий в координатах температура—номинальная толщина же- леза. А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин 1020 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 расщепления кривых FC ZFC( ) ( ).M T M T− По-видимо- му, основной объем этого образца находится в маг- нитоупорядоченном состоянии. Образцы АФМ типа, в отличие от ФМ, де- монстрируют наличие упорядоченной фазы (по дан- ным ФМР [22]) выше gT уже при толщинах Fet ≈ 3 Å. При этом, по данным ФМР, образец A2 при темпера- туре ≈ 400 К переходит в (супер)парамагнитное со- стояние (( ) на рис. 7), а образец A3 ведет себя как магнитоупорядоченная сверхрешетка вплоть до высо- ких температур [25]. Возникновение различных фаз в изучаемых струк- турах связано, по-видимому, с конкуренцией среднего ФМ взаимодействия внутри слоев Fe, среднего меж- слойного обмена РККИ и случайных межчастичных взаимодействий, имеющих магнитодипольную либо РККИ природу. Еще одним механизмом, определяю- щим возникновение состояния типа СС в исследуемых образцах, возможно, является взаимодействие ФМ час- тиц железа с магнитной структурой хрома. Как извест- но, в тонких слоях Cr, граничащих с относительно тол- стыми слоями Fe, формируется особое магнитное со- стояние волны спиновой плотности [11]. В обычных структурах типа Fe/Cr наличие этого состояния приво- дит к появлению значительного биквадратичного вклада в энергию взаимодействия слоев Fe и к некол- линеарному магнитному упорядочению этих слоев [16,32,33]. В случае сверхтонких слоев Fe наличие та- кой структуры Cr, если она осуществляется, могло бы привести к формированию неупорядоченного магнит- ного состояния типа СС. Наблюдаемое различие фазовых диаграмм для двух серий образцов наиболее вероятно связано с различием в величине межслойного взаимодействия через про- слойку хрома. Для образцов ФМ типа с Fet 3 Å меж- слойный обмен относительно мал и свойства системы определяются в основном взаимодействиями слу- чайного характера внутри магнитного слоя. В этом случае при высоких температурах система является суперпарамагнетиком, а при охлаждении переходит не в упорядоченное ФМ состояние, а в состояние спино- вого стекла. По мере увеличения номинальной толщи- ны напыленного железа величина взаимодействий внутри магнитного слоя растет, что приводит к увели- чению температуры спин-стекольного перехода. По- видимому, лишь при Fet ≈ 5 Å ФМ взаимодействие в слое начинает преобладать, и пленка переходит в ФМ состояние. Из-за меньшей толщины прослойки хрома АФМ образцы обладают существенно большим межслойным обменом в сравнении со структурами ФМ типа. По этой причине каждый из магнитных слоев испытывает существенное воздействие среднего поля со стороны соседних слоев. Поэтому образцы АФМ серии, в отли- чие от структур ФМ типа, уже при Cr 3t = Å демонст- рируют переход из суперпарамагнитной в фазу с АФМ упорядочением соседних слоев Fe. При более низких температурах наблюдается «возвратная» фаза спино- вого стекла. С увеличением Fet эффективное среднее поле внутри слоев растет, а относительный вклад слу- чайных взаимодействий ослабевает. Соответственно, температура перехода из суперпарамагнитной в упоря- доченную фазу растет, а температура перехода в фазу спинового стекла понижается. Как уже отмечалось, состояние спинового стекла изучалось в цикле работ [19–21] для многослойных пле- нок [Fe(20 Å)/Cr( Crt )], выращенных методом ионного распыления. Причины возникновения спин-стекольного состояния в таких образцах оказываются, однако, суще- ственно иными, чем в эпитаксиальных монокристалли- ческих сверхрешетках. Метод ионного распыления по- зволяет получать лишь поликристаллические структуры с достаточно шероховатыми границами раздела слоев. Заметная часть атомов Fe в таких образцах находится в ферромагнитных кластерах, располагающихся в при- граничных областях между слоями железа и хрома. На- блюдавшиеся в работах [19–21] спин-стекольные явле- ния, как указывают авторы, в первую очередь были свя- заны с такими разрозненными кластерами железа, структура и концентрация которых определяется техно- логией напыления образцов и с трудом может быть про- контролирована. Нами исследованы образцы, полученные методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Эти образцы обла- дают гораздо более высоким качеством межслойных границ. В этом случае вклад ферромагнитных класте- ров в общие магнитные свойства системы становится заметен лишь при номинальной толщине слоев Fe по- рядка нескольких атомов, когда на кластеры раз- бивается весь слой Fe. Работа поддержана грантами РФФИ 07-02-01252, 09-02-12341 и НШ-6122.2008.2. Авторы рады приурочить данную работу к юбилею академика Виктора Григорьевича Барьяхтара, внесше- го выдающийся вклад в физику магнитных явлений. 1. И.Я. Коренблит, Е.Ф. Шендер, УФН 157, 267 (1989). 2. K. Binder and A.P. Young, Rev. Mod. Phys. 58, 801 (1986). 3. X. Batlle and A. Labarta, J. Phys. D35, R15 (2002). 4. P. Vavassori, F. Spizzo, E. Angeli, D. Bisero, and F. Ron- coni, J. Magn. Magn. Mater. 262, 120 (2003). 5. E.A.M. van Alphen and W.J.M. de Jonge, Phys. Rev. B51, 8182 (1995). 6. M. Carbucicchio, C. Grazzi, M. Rateo, G. Ruggiero, M. Solzi, and G. Turilli, J. Magn. Magn. Mater. 215–216, 563 (2000). 7. W. Kleemann, O. Petracic, Ch. Binek, G.N. Kakazei, Yu.G. Pogorelov, J.B. Sousa, S. Cardoso, and P.P. Freitas, Phys. Rev. B63, 134423 (2001). Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа Физика низких температур, 2010, т. 36, № 8/9 1021 8. O. Petracic, X. Chen, S. Bedanta, W. Kleemann, S. Sahoo, S. Cardoso, and P.P. Freitas, J. Magn. Magn. Mater. 300, 192 (2006). 9. G.N. Kakazei, Yu.G. Pogorelov, A.M.L. Lopes, J.B. Sousa, S. Cardoso, P.P. Freitas, M.M. Pereira de Azevedo, and E. Snoeck, J. App. Phys. 90, 4044 (2001). 10. G.N. Kakazei, Yu.G. Pogorelov, J.A.M. Santos, J.B. Sousa, P.P. Freitas, S. Cardoso, N.A. Lesnik, and P.E. Wigen, J. Magn. Magn. Mater. 266, 57 (2003). 11. D.T. Pierce, J. Unguris, R.J. Celotta, and M.D. Stiles, J. Magn. Magn. Mater. 200, 290 (1999). 12. M.D. Stiles, J. Magn. Magn. Mater. 200, 322 (1999). 13. А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин, В.Ф. Мещеряков, М.А. Миляев, Л.Н. Ромашев, В.В. Устинов, Письма в ЖЭТФ 67, 690 (1998). 14. А.Б. Дровосеков, О.В. Жотикова, Н.М. Крейнес, В.Ф. Мещеряков, М.А. Миляев, Л.Н. Ромашев, В.В. Устинов, Д.И. Холин, ЖЭТФ 116, 1817 (1999). 15. A.B. Drovosekov, D.I. Kholin, N.M. Kreines, O.V. Zhotikova, and S.O. Demokritov, J. Magn. Magn. Mater. 226–230, 1779 (2001). 16. С.О. Демокритов, А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Х. Нембах, М. Рикарт, Д.И. Холин, ЖЭТФ 122, 1233 (2002). 17. Н.М. Крейнес, Д.И. Холин, С.О. Демокритов, М. Рикарт, Письма в ЖЭТФ 78, 1121 (2003). 18. S.O. Demokritov, A.B. Drovosekov, D.I. Kholin, N.M. Kreines, H. Nembach, and M. Rickart, J. Magn. Magn. Mater. 272–276, E963 (2004). 19. N. Theodoropoulou, A.F. Hebard, M. Gabay, A.K. Majumdar, C. Pace, J. Lannon, and D. Temple, J. Magn. Magn. Mater. 263, 32 (2003). 20. R.S. Patel, A.K. Majumdar, A.K. Nigam et al., arXiv:cond- mat/0504275 v1 (2005). 21. R.S. Patel, A.K. Majumdar, and A.K. Nigam, J. Magn. Magn. Mater. 309, 256 (2007). 22. A.B. Drovosekov, N.M. Kreines, M.A. Milyaev, L.N. Ro- mashev, and V.V. Ustinov, J. Magn. Magn. Mater. 290–291, 157 (2005). 23. A.B. Drovosekov, N.M. Kreines, M.A. Milyaev, L.N. Romashev, and V.V. Ustinov, Phys. Status Solidi 3, 109 (2006). 24. А.Б. Дровосеков, Н.М. Крейнес, Д.И. Холин, А.В. Королев, М.А. Миляев, Л.Н. Ромашев, В.В. Устинов, Письма в ЖЭТФ 88, 126 (2008). 25. А.Б. Дровосеков, дисс. канд. физ.-мат. наук. Москва, (2008). 26. P. Zhang, F. Zuo, F.K. Urban III, A. Khabari, P. Griffiths, and A. Hosseini-Tehrani, J. Magn. Magn. Mater. 225, 337 (2001). 27. R.D. Zysler, C.A. Ramos, E. De Biasi, H. Romero, A. Ortega, and D. Fiorani, J. Magn. Magn. Mater. 221, 37 (2000). 28. R.D. Zysler, D. Fiorani, and A.M. Testa, J. Magn. Magn. Mater. 224, 5 (2001). 29. S. Senoussi, J. Phys. 45, 315 (1984). 30. C.A. Cardoso, F.M. Araujo-Moreira, V.P.S. Awana, E. Takayama-Muromachi, O.F. de Lima, H. Yamauchi, and M. Karppinen, Phys. Rev. B67, 020407 (2003). 31. A.T. Ogielski, Phys. Rev. B32, 7384 (1985). 32. Д.И. Холин, Н.М. Крейнес, Известия РАН. Серия физ. 71, 1585 (2007). 33. В.Н. Меньшов, В.В. Тугушев, ЖЭТФ 125, 136 (2004). Magnetic states of Fe/Cr multilayer structures with ultrathin iron layers A.B. Drovosekov, N.M. Kreines, and D.I. Kholin The evolution of magnetic properties was studied in Fe/Cr superlattices with nominal iron layer thickness diminishing down to atomic values, where these layers were no longer continuous. The investigations were per- formed using multilayer structures with Fe thickness of 2–6 Å for chromium spacers 10 Å and 20 Å thick. The samples were prepared by the molecular beam epitaxy technique. The measurements of static magnetization, complex magnetic susceptibility and FMR spectra were carried out. It is found that there may occur different magnetic phases in the system depending on nominal Fe layer thickness and temperature: superparamagnetic phase, the magnetically ordered one, and non-ergodic state with sample magnetic history-dependent magneti- zation. The observed non-ergodic phase is shown to ex- hibit spin glass properties. A qualitative phase diagram of the system magnetic states is constructed. PACS: 75.50.Lk Spin glasses and other random magnets; 75.50.Tt Fine-particle systems; nanocrystal- line materials; 75.70.Cu Magnetic properties of interfaces (multilayers, superlattices, heterostructures). Keywords: multilayer structures, superparamagnetism, spin glass.

Магнитные состояния многослойных структур Fe/Cr со сверхтонкими слоями железа

Репозитарії

Схожі ресурси