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丫 6 5 2 5 0 4 复旦大学硕士学位论文 论文题目:n i 诱导的f e / c u ( 1 0 0 ) 自 旋重定向 信.6 学院光科学与工程系 2 0 0 3 届研究生 赵元指导老师 光学专业 金庆原 教授 摘要 表面磁光克尔效应 ( s mo k e )现已成为一种非常重要的、研究超薄磁性膜 磁性的手 段。我们利用原位的 s mo k e以及反射式高能电子衍射 ( r h e e d)观 察、 研究j f e 在c u ( 1 0 0 ) 衬底上的生长过程、 结构变化和磁学性质， 并且详细研 究了 低温下 ( 1 1 0 k ) f c t f e rl c u ( 0 0 1 ) 发生自 旋重定向 ( s r t )的 机制。 室温下在c u ( 0 0 1 ) 表面生长的f e 具有丰富的结构和磁相。 主要可以 分为三个 区域， ( 1 ) 最初的1 - 4 m l( 原子层) 是f c t 结构， 铁磁性， 易磁化方向 垂直于膜 面;( i i)在5 -1 1 ml , f e 为f c c 结构，体内为反铁磁性 ( 奈尔点约2 0 0 k) ，表 in 会 有一个1 到z 个原子 层厚度的磁性活层， 磁化万向垂直于 膜面:( i i i ) 在1 1 m 1以后，转变为 b c c 结构.并且易磁化轴翻转到平面内，发生了自 旋重定向现 象。但是在低温下生长的f e 有些不同，5 - 1 1 个原子层厚时没有经历 f c c 相，直 接由f c t 转变到j b c c 相。 一 般情况下的 s r t是由于体和表面各向异性之间的竞争引起的，例如在 9 0 k的低温 卜 f e 在超过了 一 个临界厚度 ( 大约4 m l )以后，f c t f e 的易磁化方 h从 vi i : 1 i: 1 膜i ( i 1 翻转i ll 平行 1 - b面。 但是在室温 ， c i 于在 4 ml附近 f c t - r f c c 结构相变的影响， f e 直到 1 0 ml才发生自 旋翻转。 为了获得f e 的真实临界厚度， 我们采用 了 在f e 上覆盖n ; 原子诱导s r t发生的f 7 法。 在低温下 ( 1 1 0 k ) , f c t f e 逐渐增加n i 的厚度， f e 的矫顽力h e 会不断减小， 当n i 的厚度超过一定临界 值时，f 。 的易磁化万向就会发生翻转，到膜面内， 我们在一系列不同厚度的 f e 卜 进行 了 类似的实验，得到了 n ; 覆盖层临界厚度随 f e层厚度变化的关系。n ， 橙孟层的临界厚度随 f e 层的厚度成线性的变化关系，拟合后的直线与横坐标相 交于4 .; m l . ，这意味着，f c t f e( 没有覆盖层)在这个厚度时，1 1 0 k温度下， 在没有结构相变时发生 了自 旋重定向， 薄膜易磁化方向从垂直于膜面转变到平行 护 膜曲。 1 -复日大学研究生院学位论文摘要专用纸 万日大学硕 上 学了 l cy 摘要 ab s t r a c t s mo k e ( s u r f a c e m a g n e t o - o p t i c a l k e r r e ff e c t ) h a s b e c o m e a n i m p o rt a n t t o o l i n s t u d y i n g t h e m a g n e t i c p r o p e rt i e s o f u lt r a t h i n m a g n e t ic f i l m s . b y m e a n s o f t h e i n - s i t u s mo k e m e a s u r e m e n t a n d r h e e d ( r e fl e c t i n g h ig h - e n e r g y e le c t r o n d i ff r a c t io n ) , w e m o n it o r e d t h e g r o w t h , s t r u c t u r a l t r a n s f o r m a t io n a n d m a g n e t is m o f f e o n c u ( 0 0 1 ) , a n d e s p e c i a l l y s t u d i e d t h e m e c h a n i s m o f s r t ( s p in r e o r i e n t a t io n t r a n s i t i o n ) i n f e / c u ( 0 0 1 ) a t lo w t e m p e r a t u r e ( i 1 0 k ) . a t r o o m t e m p e r a t u r e , u l t r a t h i n f e f i l m s h a v e a b u n d a n t s t r u c t u r e s a n d m a g n e t i c p h a s e s i n d i f f e r e n t t h ic k n e s s r a n g e s . i t c a n b e m a i n l y d i v i d e d i n t o t h r e e p a r t s : ( i ) 1 - 4 m l ( m o n o la y e r ) , f a c e - c e n t e r e d t e t r a g o n a l ( f c t ) s t r u c t u r e a n d t h e d ir e c t i o n o f t h e e a s y a x i s o f m a g n e t i z a t i o n is p e r p e n d i c u l a r t o t h e f i l m s u r f a c e ; ( ii ) i n t h e r e g i m e b e t w e e n 5 - 1 1 m l , f a c e - c e n t e r e d c u b i c ( f e e ) s t r u c t u r e w it h a p e r p e n d i c u l a r m a g n e t i z e d s u r f a c e l i v e l a y e r , ( i i i ) a b o v e l i ml , b o d y - c e n t e r e d c u b i c ( b e e ) s t r u c t u r e a n d t h e e a s y a x i s o f m a g n e t i z a t i o n r o t a t e s t o in - p l a n e . b u t a t l o w t e m p e r a t u r e , t h e r e i s n o f e e s t r u c t u r e b e t w e e n 5 - - 1 1 ml , f c t t r a n s f o r m s i n t o b e e d i r e c t l y . i t is g e n e r a l l y b e l i e v e d t h a t t h e b a l a n c e b e t w e e n t h e b u l k a n d s u r f a c e a n i s o t r o p i e s t r i g g e r s t h e c o m m o n s r t p r o c e s s . f o r a e x a m p l e , t h e e a s y a x i s o f m a g n e t i z a t i o n a t l o w t e m p e r a t u r e ( a r o u n d 1 0 0 k ) g r o w n f e f i l m r o t a t e s f r o m p e r p e n d i c u l a r t o i n - p l a n e a ft e r e x c e e d i n g a c r i t i c a l t h ic k n e s s ( a b o u t 4 m l ) . h o w e v e r , a t r o o m t e m p e r a t u r e it d o e s n o t r o t a t e u n t i l 1 0 ml b e c a u s e o f t h e c o n t r i b u t i o n o f a f c t t o f e e p h a s e s t r u c t u r a l t r a n s f o r m a t i o n . i n o r d e r t o g e t t h e t r u e c r i t ic a l t h i c k n e s s o f f e f i l m u n d e r n o s t r u c t u r a l t r a n s f o r m a t i o n , w e u s e n i a s a c a p p i n g l a y e r d e p o s i t i n g o n t o p o f f e f i l m t o g e n e r a t e t h e s r t . w h e n t h e t h ic k n e s s o f t h e n i c a p p i n g l a y e r e x c e e d s a c r i t i c a l v a l u e , t h e e a s y a x i s o f m a g n e t i z a t io n r o t a t e s f r o m o u t - o f - p l a n e t o i n - p la n e . f o l lo w i n g t h e s a m e p r o c e d u r e , w e a r e a b le t o o b t a i n a s e t o f c r it ic a l n i t h i c k n e s s e s f o r t h e f c t f e f i l ms wi t h v a r i o u s t h i c k n e s s e s b e l o w 4 ml . t h e ni c r i t i c a l t h i c k n e s s v s t h e f e t h i c k n e s s f o l l o w e d a l i n e a r r e la t i o n a n d t h e f i t t i n g s t r a ig h t l i n e i n t e r c e p t s t h e x a x i s a t 4 .3 ml . t h a t m e a n s t h e e a s y a x i s o f m a g n e t i z a t i o n o f t h e p u r e f c t - f e f i l m s o n c u ( 0 0 i ) w i t h o u t n i c a p p i n g w o u l d r e o r i e n t f r o m p e r p e n d i c u l a r t o i n - p l a n e a t a b o u t 4 . 3 ml a t 1 1 0 k i # t h e r e i s n o s t r u c t u r a l t r a n s f o r m a t i o n . k e y w o r d s : s p i n r e o r i e n t a t io n , s mo k e , u l t r a t h i n f il m s , m a g n e t i c a n i s o t r o p y 1 -复旦大学研究生院学位论文摘要专用纸 复旦大学硕士学位论文 第一章 序言 第一章 序言 、超薄膜磁学的历史背景 研究和应用磁现象的磁学是一门古老而又年轻的科学， 磁的发现很早， 早 在几千年以 前人们就发现了 磁。磁性材料的应用可以说是历史悠久， 应用广泛， 从最早的磁石、 指南针到近代的发电机， 马达，以及现代的磁存储器件， 磁感应 器件，无一不在人们的生活中扮演着重要的角色。 我们现在正处于信息革命时代， 飞速发展的各种电子信息存储要求更快的存 取速度、 更小的体积、 更高的记录密度和更好的性能价格比。 这使得人们加速研 究与此相关的各项技术。 在超薄膜纳米结构的研究领域中出现了许多不同于体材 料的新现象， 吸引了许多科学家研究这些低维系统的物理机理， 并把这些纳米结 构应用于新的功能器件。 这些薄膜材料具有新的特性， 主要是由 于材料的维度的 降低， 使得材料的表面和界面成为了决定材料的结构和性质的关键因素。 在这个 领域中g m r( 巨 磁电 阻效应) 是较为重大的发现。 1 9 8 6 年g r u n b e r g 1 用布里 渊散射在f e / c r 磁性多层膜中发现了反铁磁藕合现象，即在磁性1 非磁/ 磁性多层 膜中， 当非磁层为合适厚度时， 在无外磁场的情况下， 两个磁性层的磁矩反平行 排列时能量最小， 这为b a i b i c h 在1 9 8 8 年发现巨磁电阻效应奠定了基础。 b a i b i c h 2 j 等人发现， 在 g a a s ( 0 0 1 ) 表面上分子束外延生长的( 0 0 1 ) f e / ( 0 0 1 ) c r 超晶格在 4 .2 k的温度下，电 流在薄膜平面内磁电阻m r( %) 的变化率约为1 0 0 %，这比 一般的各向异性电阻效应大了一个数量级。 g m r的发现为近年来的磁电子学的 发展奠定了坚实的物理基础，在 1 9 9 4年就出现了第一个 g mr应用的商业化产 品，接着磁性随机存储器、磁传感器等其它产品也纷纷出现。 在这个背景下， 研究如何利用电子的自旋来控制其输运过程的磁学与微电子 学的交叉学科一磁电子学作为一个新兴的、 具有巨大潜能的学科， 正在受到越来 越多的关注。在铁磁金属中， 由于交换劈裂， 费米面处自 旋向上与自 旋向下的电子 态密度不等， 因而自 旋向上电子载流子数与自 旋向下电子载流子数是不等的， 故在 电场的推动下， 铁磁金属中的传导电子流必定是自 旋极化的。此外， 也正是由于铁 复旦大学硕士学位论文 第一章 序 言 磁金属在费 米面处自 旋向上与自 旋向下的电 子态密度不等， 它们对不同自 旋取向 的电子的散射也不一样。 来自 铁磁金属的自 旋极化的电子流在其进入非磁性金属 后， 由于非 磁金属中大多数的电子散 射并不引 起自 旋的翻转， 因而在相当 长的自 旋 弛豫时间内或者说在相当大的自 旋扩散长度范围内 ( 室温下， 为微米数量级)， 其自 旋方向将保持不变。 磁电子学就是以研究这种介观尺度范围内自 旋极化电子的输 运特性( 包括自 旋极化、自 旋相关的 散射与自 旋弛豫) 以 及基于它的这些独特性质 而设计、开发的在新的机理下工作的电子器件为主要内容的一门新的交叉学科。 更进一步， 磁电子学中研究最多的就是金属磁性超薄膜， 它构成了磁电子学 中最主要的部分， 主要的研究成果都是构筑在其之上的。 超薄磁性薄膜的制备主 要有两种途径: 一是通过溅射法， 生长出的多晶磁性薄膜， 它可以 进行大批量的 生产， 有着很高的商业前景。 二是在实验室的超高真空下用分子束外延法生长单 晶薄膜。本文主要研究的对象就是在超高真空下在金属基底上生长的磁性金属 膜。 超薄膜磁学是最近十几年来刚刚兴起的， 其实很早以前就有研究人员预言到 随着厚度的减小， 表面和界面的效应会占主导地位， 磁性薄膜的很多性质如磁畴 结构， 磁各向异性都会发生改变。 但是由于当时实验条件的限 制， 无法获得高真 空还有有效的测量手段， 使得晶 格结构、 界面的粗糙度和均匀性都得不到有效的 控制，所以无法对超薄膜进行深入的 研究。 到了八十年代， 随着超高真空技术的发展， 原来用于半导体材料生长的分子 束外延 ( mb e )技术被用于金属单晶膜的生长，人们已经能够在单晶基底上外 延出磁性金属单晶膜. 由于3 d 过渡族磁性金属和非磁性的贵金属晶格常数相近， 并且贵金属易于被做成具有平整表面的单晶基底， 且这种基底在超高真空中可以 反复使用， 所以 在金属如c u 基底上外延3 d 过渡族磁性金属是研究的热点。 这 种基底还有一个好处就是其费米面附近正反自 旋的电子数目 相等， 因而对外延在 其上的薄膜的磁性影响比较小， 有利于理论分析。 磁性金属超薄膜可以外延生长 在半导体或金属单晶基底上， 由于基底所引起的应力作用， 可以生长出在体材料 情况下只能在高温或高压下存在的结构相。如f e 的块状材料只有在9 1 0 x 以上 才会出现的f c c 相，在c u ( 0 0 1 ) 基底上生长时， 在特定的厚度范围内可以稳定 地存在。 这些诱导产生的亚稳结构相通常都会有一些独特的磁学性质， 并且为检 验理论计算的结果提供了依据。 在超高真空下生长的单晶薄膜有着很高的要求， 复旦大学硕士学位论文第一章 序言 首先是系统的真空度以及基底与薄膜的晶格匹配问题，其次还有应力、表面能、 扩散系数等等。 由晶格结构引起的变化会对过渡金属的磁性产生很大的影响， 所 以超薄膜磁学研究的一个主要方向就是研究磁性随结构的变化。 同样， 在测量手 段方面也有了很大的发展， 如电子衍射、 自 旋极化光电发射谱、 极化中子反射谱、 磁光效应。 二、本论文的工作 ( 1 ) ，超高真空分子束外延 ( mb e )设备调试，掌握在c u 单晶基底上生长磁性 薄膜的规律，以及表面探侧手段如低能电子衍射和俄歇电子能谱 l e e d / a e s ( l o w e n e r g y e l e c t r o n d i ff r a c t io n / a u g e r e le c tr o n s p e c tr o s c o p y ) 、 反 射式高 能电 子 衍射r h e e d ( r e fl e c t i n g h i g h - e n e r g y e l e c t r o n d i ff r a c t io n ) 、 表面 磁光克尔效 应 s m o k e ( s u r f a c e m a g n e t o - o p t i c k e r r e ff e c t )的操作。 ( 2 ) , f e 在c u ( 0 0 1 )上外延生长，详细研究了磁性以 及结构随厚度的变化。 ( 3 ) ，在低温下 ( 1 1 0 k )小于 法得到f e 发生翻转的临界厚度 4 层的f c t 铁的自旋重定向过程，用覆盖 n i 的方 re f e r e n c e s 1 p g r tl n b e r g , r . s c h r e i b e r , y p a n g , m. b . b r o d s k y , h . s o w e r s , p h y s . r e v . l e ft . 5 7 , 2 4 4 2 9 ( 1 9 8 6 ) 2 m .n .b a i b i c h , j .m . b r o t o , a .f e r t , f .n g u y e n v a n d a u , f . p e t r o f f , p .e t i e n n e , g c r e u z e t , a . f r i e d e r i c h , j . ( h a z e s , p h y s .r e v .l e tt . 6 1 , 2 4 7 2 ( 1 9 8 8 ) 复旦大学硕士学位论文第二章 实验仪器及原理 2 . 超高真空系统 ( u i i v ) 整个超高 真空 系统的 本 底真空 在最好时 优于1 .2 x 1 0 0 m b a r 。 初始抽 真空 时， 由机械泵和分子泵进行预抽， 这样可以 达到离子泵所需要的工作气压。 由于 真空腔内所残留的水蒸气会对真空度造成很大的影响， 所以 在用离子泵抽气以前 需要在1 7 0 摄氏 度下烘烤2 0 个小时左右以去除水蒸气和其他各种残余气体。在 达到了所规定的真空度和温度以后，关闭连接分子泵和腔体之间的电动气动阀， 开启离子泵和钦升华泵。 离子泵在工作时没有需要机械运转的部件， 它内部电极 之间的高压将气体分子电离并埋入阳极内， 离子泵对氮气等气体抽速较高， 但是 由于惰性气体较难以电离，所以需要钦升华泵来配合工作去除腔体内的惰性气 体。 钦升华泵在工作时通过对钦丝加热， 在腔壁上形成一层新鲜的金属膜， 从而 使离子泵难以除去的惰性气体吸附在上面。 3 .快进样室 因为每次开腔都会进入空气， 必须重新进行烘烤， 使实验周期变长， 所以我 们可以 通过使用快进样室的办法来更换样品， 减少开腔次数。 首先将主腔内的基 底升高到传送手柄的位置， 传送到快进样室， 关闭快进样室与主腔体之间的阀门。 打开快进样室， 更换样品， 在将快进样室抽到所要求真空度后， 再打开阀门， 将 新的样品安装到样品架上。 4 . 制备与生长 我们实验中的样品固定在可以五维转动的样品架上， 样品可以便捷地在腔内 的不同 位置及角度上测量。 由于装配了液氮冷却装置和加热用电热丝， 样品底座 的温度可以在一1 6 0 0 c至 7 0 0 0 c的范围内调节。本论文的工作主要是在 c u单晶 上完成的， 用金属基底的一个好处就是可以反复使用， 既减少了开腔次数又方便 了不同系列样品的对比， 因为基底的粗糙程度以及清洁程度对薄膜的质量影响非 常大。 在生长过样品以后， 可以 用在主生长室上层的离子溅射设备来去除表面薄 膜， 首先用 1 千伏的ai+ 轰击样品表面， 在用俄歇谱仪测量证实不再残留有其它 元素后， 再将样品加热到6 0 0 度左右退火， 如此反复， 直到用 l e e d观察到清晰 复旦大学硕士学位论文第二章 实验仪器及原理 的1 xi 结构，就说明样品表面恢复到原来的平整结构了。 样品的生长是采用热电子加热并外延沉积在基底上的方法， 主腔体上可以装 配四个蒸发源， 所以原则上可以同时生长四种材料。目 前情况下， 我们采用两个 蒸发源进行二元材料体系的研究。 我们通常所使用的靶材都是金属丝， 如果要生 长有机、半导体材料或者较软的金属 ( 如金) ，也可以将蒸发源内附加一个小柑 锅。为了可以制备一系列厚度的样品， 我们在样品座前面加了一个挡板， 通过移 动样品 衬底， 控制样品表面不同 位置的生长时间来达到在不同位置生长出不同厚 度的薄膜，我们通常把这种薄膜称为w e d g e 楔形膜。 5 . 低能电子衍射 5 . 1 低能电子衍射 ( l e e d)原理 原子晶体中有规则排列这一性质， 使我们可以 将晶体看成一个光栅。 光与光 栅起作用就会产生衍射现象。 倘若对衍射斑点的位置、 形状、 强度以及他们所依 赖的参数进行分析， 我们便可推断晶体的周期结构， 不仅可以研究晶体的完整与 否， 还能研究晶体的缺陷。 可见光和紫外光很容易在表面产生反射， 但是晶体的 晶格常数一般都在埃数量级， 他们的波长都太长， 不能产生衍射斑点。 而波长为 零点几埃到几个埃的x光虽然符合衍射条件， 但是由 于它能穿透几千埃的厚度， 所得到的是体内的信息。 中子波也同 样可以穿透很深的深度。 而低能电子束衍射 所反映的却是表面几个原子层的信息， 故低能电子束是表面结构探测中非常理想 的探针。 如图2 ，一束波矢为k =2 ; t / a电子束入射到晶体表面的o点，弹性散射的 电子波波矢为 k 。当散射波矢 k 和入射波矢 k之差正好是倒格子空间点的一个 倒格矢时才满足衍射极大条件。图中横线代表样品表面，以k的另一端a点为 圆 心 ， ik o 为 半 径 画 一 球 ， 这 时 连 接a 和 球 面 上 任 意 点 的 矢 量k 便 代 表 了 可 能 发 生的弹性散射电子波矢， 这个球成为e w a l d 球。 如果我们在倒格矢空间按规定的 方法作出e w a l d 球面， 那么落在球面上的那些倒格点将出现衍射最大值。 即当满 足 o k=k - k=g 复旦大学硕士学位论文第三章 s mo k e的原理及装置 第三章 s mo k e的原理及装置 一 s mo k e原理与背景 s m o k e 是表面磁光克尔效应( s u r f a c e m a g n e t o - o p t i c a l k e r r e ff e c t ) 的简称” 现已成为一种非常重要的研究表面磁性的手段， 它在磁有序、 磁各向异性、以及 超薄膜相变行为等研究方面发挥了巨大的作用。 由于它是利用光入射到样品表面 并反射到探测器中， 故它可以作为原位、 无损伤的探测手段。 本文中主要采用的 探测手段也就是s mo k e . 磁光效应的发现最早可以 追溯到1 8 4 5 年， m i c h a e l f a r a d a y 1 发现当一束 线偏振光通过一个加了磁场的透镜后， 其偏振状态发生改变， 这就是后来被称为 的 磁光f a r a d a y 效 应。 在3 2 年以 后，即1 8 7 7 年， j o h n k e r r 2 发现了 线偏振光 被抛光的磁极反射后也会有类似的现象，这就是磁光克尔效应。1 9 8 5年，磁光 克尔效应首次被用来研究磁性金属超薄膜的磁性。m o o g等人 3 研究了 在 a u ( 1 0 0 ) 上的 外延f e 超薄膜的磁性，得到了原子层敏感的磁光磁滞回线 图 i 线偏振光经磁性样品反射后 偏振面和椭偏率都发生了变化 磁光克尔效应反映的是铁磁性样品的磁化状态对从其表面反射的光的偏振 状态的影响。当一束线偏振光经磁性介质反射后， 不但偏振面会发生变化， 而且 椭偏率也会发生变化。 如图1 所示， 一束线偏振光入射到被磁化的样品表面， 出 射光偏振面相对与入射光偏振面转过了 一个的小角度b , ， 此即克尔转角:同时 复旦大学硕士学位论文 第三章 s m o k e的原理及装置 反射光成为一很扁的椭圆偏振光， 其椭偏率称为克尔椭偏率 。 。克尔旋转角和 克 尔 椭偏 率都 是 磁化 强 度m的 函 数， 我 们 可以 通 过 探测b k 和二 * 来 推 测出 磁 化强 度m的变化。 按照磁场相对与入射面配置方向的不同，磁光克尔效应可以 分为三种:极向 克尔效应、 纵向克尔效应和横向克尔效应。 图2 显示了这三种磁光克尔效应的情 况。 图2磁光克尔效应的三种磁场与入射面的配置 1 .极向克尔效应:如图2 ( a )所示，磁场方向垂直于样品表面。 2 .纵向克尔效应:如图2 ( b )所示，磁化方向在平面内，并且平行与入射面， 在通常情况下纵向 克尔旋转角和克尔椭偏率都要比 极向克尔信号小一个数量 级。所以在我们在实验中可以发现水平方向上的信号要比垂直方向上的 小很多，但是很多薄膜样品的易磁化轴平行于膜面，因此测量纵向克尔信号 又是十分重要的。 3 .横向克尔效应:如图2 ( c ) ，磁化方向在样品膜面内并且垂直于入射面。 和别的磁性测量手段相比，s mo k e具有以下四个优点: 1 .具有很高的灵敏度， 通用的s mo k e 测量装置的探测灵敏度可以达到亚原子 层，所以s mo k e在超薄膜的研究中具有重要的地位。 2 是一种无损伤测量手段， 其所用的探针是光束， 并且光强不强不会对样品表 面造成任何破坏。 3 测量到的信息来源于介质上的光斑照射点，反映的是局域范围内的磁性，而 且可以通过聚焦改变光斑的大小而测量到极小范围内的信号，这一点是其他 磁性测量手段如振动样品磁强计和铁磁共振无法比拟的。这一点优势在楔型 复旦大学硕士学位论文 第三章 s mo k e的原理及装置 膜 4 的 测量中 尤为明 显。因为 在 超高 真空中 制 备样品 过 程较为缓慢， 人们 通过控制一块样品上不同位置上的时间制备出楔型膜，这样就可以制备一块 样品而获得不同厚度簿膜的一系列信息，大大增加了实验效率。 4 . 设备的搭建相对简单，设备体积较小。 二、s mk o e装置及理论计算 8 .9 . 体激光器 棱镜 1.2.3.4.5.6. 7 . a 1 0 . 透镜 图3 s mo k e光路原理图 图3 是s m o k e的光路图， 当一束激光通过偏振棱镜2 后变成线偏振光， 再 经磁性样品表面反射， 经过偏振棱镜5 后进入探测器， 偏振棱镜2 和偏振棱镜5 设置成消光位置再偏转一个很小的角度s , 8 约为1 0 - 2 0 ， 样品放置在磁场中， 当外加磁场改变样品的磁化强度时，反射光的偏振状态发生改变，通过棱镜 5 的光强也发生变化， 在一阶近似下， 光强和磁化强度呈线性关系， 探测这个光强 的变化就可以推测出 样品的磁化状态. 之所以要设置成偏离消光位置一个很小的偏角s 是为了区分正负克尔转角， 如果两个偏振棱镜设置成消光位置如图a ， 无论反射光偏振面是顺时针旋转还是 逆时针旋转， 反映在光强上的变化都是增大， 这样就无法区分偏振面的正负旋转 方向， 也就无法判断样品的磁化方向。 当两个偏振方向之间有一个小的角度6时， 水 通过偏振棱镜5 的光线有一个本底光强1 0 , 发射光偏振面旋转方向和s 同向时光 强增大，反向时光强减小， 这样样品的磁化方向可以通过光强的变化来区分。a 转角如果太小则无法区分正负转角， 如果太大则本底光强1 0 太大造成读取克尔信 号困难，我们的实验中一般取 1 0 左右 复旦大学硕士学位论文 第三章 s mo k e的原理及装置 棱镜2 透振方向 棱镜2 透振方向 正克尔转角 正克尔转角 透振方向 棱镜1 透振方向 负克尔转角 负克尔转角 ( 1 )( 2 ) 图4起偏与检偏棱镜相对取向对光强的影响 磁光效应的宏观理论指在磁性介质中，由于时间反演对称性的破缺，左右 旋圆偏振光具有不同的折射率。 当一束线偏振光在磁性介质中 传播时， 可以 被看 作是一对左、 右旋圆偏振光的叠加，由于这两种圆偏振光的折射率不同， 在介质 中 传播会有不同的相移， 从而引起线偏振光的偏振面的旋转， 同时， 介质对这两 种模式的吸收率也不同， 从而改变出射光的椭偏率。 对于透明介质， 由于吸收光 弱， 以 光的 偏振面旋转为主， 而金属对光的吸收较强， 则以 光的椭偏率变化为主。 通常， 这两种效应在磁性介质中同时存在。 因此， 可以通过测量偏振光反射或者 透射后的偏振情况来研究磁性材料。h u l m e 5 在 1 9 3 2 年给出了量子解释，他指 出， 是自 旋一轨道相互作用使得介质中电子的自 旋与其运动联系起来， 并且导致 了 磁 性 介 质 中 大 的 法 拉 第 效 应 的 出 现。 自 旋 一 轨 道 a 合， 一 伪. p ) - s ， 是 由 于 电子自 旋和磁场相互作用的结果，这个作用使得电子的 磁矩和运动相互联系起 来， 并且将铁磁性介质的磁性和光学性质联系起来。 从某种程度上来看，自 旋一 轨 道 相 互 作 用 可以 认 为 使 一 个 有 效 的 矢 势 一 ( s x v v ) 作 用 在电 子 上 。 对 于 非 铁 磁 性介质， 虽然自 旋一轨道藕合也存在， 但是这种影响不大， 因为自旋向上和自 旋 向下的电子数目 相等而使总体上表现为零; 而对于铁磁性介质来说， 由于两种电 子数目 的不同而呈现出较大的效应。 在图3 的 光 路中， 假 设 入 射 光 为p 偏 振( 电 矢 量e , 平 行 于入 射 面) ， 当 光 线 从磁化了的样品表面反射是由于磁光克尔效应， 反射光中含有一个很小的垂直于 e , 的电 场分 量e $ ， 在一 阶 近 似下 有e / e =风t i e k ， 通 过 棱 镜5 的 光 强 为 复旦大学硕士学位论文 第三章 s mo k e的原理及装置 二 e p sin ,5 + e c o s 8 i 二 e , ,5 + e , i ( 1 ) 将e , / e , b k + i s * 代入上式得到; i - je p 1z 1s + (9 k + 二 * 】 一 ， 0 (1 + 2 9 k “ ) ( 2 ) 其 中 i 。 一 e , 1z s 2 为 无 外 加 磁 场 的 克 尔 信 号 ， 在 饱 和 状 态 下 的 克 尔 旋 转 角 氏 为 : s i ( + m ) 一 i ( - m ) s a i 八a=一 =一 4 i o 4 i o ( 3 ) 1 (+ m ) , i (- m , ) 分 别 是 正 负 饱 和 磁 化 状 态 下 的 光 强 。 从 上 式可 以 看出 ， 光 强 的 变化只与 克 尔旋转角b t 有关， 而与二 ， 无关。说明 这种光路 探测的信号 仅仅是克 尔旋转角。 如果需要探测椭偏率， 则要在图4出射光的光路中插入一个四分之一 波片， 仍 然假设入 射光为p 偏振， 四 分之一 波片的 主 轴平行 与入射面， 此时 在一 阶 近 似 下 有 : e , i e , = 一 : ， + b k ， 通 过 棱 镜2 的 光 强 为 一 e p s in s + e , c o s 8 i， 二 ， . (i - 2 6 k / 8 ) ( 4 ) 在饱和磁化情况下 e k 为 ae, i ( - m, ) 一 i ( + 城 ) i o ( 5 ) 此时光强的变化对克尔椭偏率敏感而对克尔旋转角不敏感。 复旦大学硕士学位论文第三章 s mo k e的原理及装置 re f e r e n c e s 1 m. f a r a d a y , t r a n s . r o y . s o c ( l o n d o n ) 5 ( 1 8 4 6 ) 5 9 2 . 2 j . k e r r , p h i l o s . ma g . 3 ( 1 8 7 7 ) 3 3 9 . 3 e . r . mo o g , s . d . b a d e r , s u p e r l a tt i c e s m i c r o s t r u c t . i ( 1 9 8 5 ) 5 4 3 4 j . j .d e v r i e d , p .j .h .b l o e m e n , m.t .j o h n s o n , j .ma g n .ma g n .ma t e r . 1 2 9 ( 1 9 9 4 ) l 1 2 9 5 h .r . h u l m e , p r o c . r o y . s o c . a 1 3 5 , 2 3 7 ( 1 9 3 2 ) 复旦大学硕士学位论文第四章 f e 在c u ( 0 0 i ) 表面外延结构和磁性 第四章 f e 在c u ( 0 0 1 ) 表面外延结构和磁性 背景介绍 铁位于元素周期表中反铁磁的mn 和铁磁的c a 之间， 它有着丰富的磁结构， 在铁磁金属中是人们最为广泛的研究对象。由 铁的近邻交换作用曲线 1 l 可以 看 出， 铁既可以 是铁磁 ( f e r r o m a g n e t i c ) ， 也可以 是反铁磁( a n t i f e r r o m a g n e t i c ) 的。 铁 的磁性对结构非常敏感， 虽然b e c 结构的铁是铁磁性金属的原型， 但是理论计算 表明f c 。 的 铁还可以 是 反铁磁、 非磁 和铁磁的自 旋结构 2 i 。 铁 有四 种同 素异 性体， 分别为。 ，ii ，y ， 和8 态。 它们对应的转变温度分别是7 7 0 0 c , 9 2 8 0 c 和1 5 3 0 t. a 态f e 是磁性的b c c( 体心立方)结构，可是当转变为v 态后，虽然其b c c晶 格结构没变， 但磁性消失了。 体材料的f c c 结构y - f e 只有在大于9 0 0 多度的高 温下存在， 但是它却可以 在室温下稳定地附 着在f c c 结构的c u 基底上。 在c u ( 0 0 1 ) 衬底上外延生长的f e 可以具有亚稳的f c c 相，一般认为这是由 于f e 和c u 之间轻微的晶格失配造成的，其中f e 的晶格常数为3 . 5 7 埃，c u 的 晶格常数为3 . 6 1 埃。 在不同的厚度下， 这种失配对f e 膜造成的影响不同， 因而 随着厚度等条件的变化， c u 衬底上外延生长的f e 因而可以有很多种结构 8 - 1 5 0 目 前，公认室温下在c u ( 0 0 1 ) 衬底上f e的生长大致分为3 个区域:( i ) 1 4 原 子层为f c t 相;( i i ) 5 1 1 原子层为f e c 相;( i i i ) 1 1 原子层以后为b c c 相。 另外，衬底的粗糙度，生长时温度【 7 以及气体的吸附【 3 等都会对f e 的生 长产生影响。 图 1 对比了在无吸附时和吸附了c 0后f e 生长的两组m e e d ( 中能电 子衍射) 振荡曲线。位于图1 上部的是室温下f e 在没有气体吸附时生长的m e e d 振荡曲线， 位于下半部分的是在吸附了c 0以后f e 生长的振荡曲线。 我们可以看 出，在吸附了c 0以后，r h e e d的振幅较原来变小，甚至第三、四个峰减小到几 乎无法分辨。原本只持续到 1 1 原子层的f c c 相一直维持到1 3 原子层左右。 我们从m e e d 的振荡曲 线可以看出. 1 -4 原子层振荡较不规则， 这说明了前 4 层 f e 生长的多样性， 既有可能是逐层生长也有可能是岛状生长。 f c t 结构的铁 并不稳定，从l e e d 衍射图样上可以得知其表面再构情况，在2 层左右有一个 1 8 复旦大学硕士学位论文第四章 f e 在c u ( 0 0 1 ) 表面外延结构和磁性 4 x 1 的 再构 4 ;在4 层左右， 有一个5 x 1 的再构 5 a w u tt i n g 6 等人还利用 tn。卜和1”ual一 “v , w ith c d 朽 协摊 5 c ove r a g e 图 1室温下f e 在c u 衬底上生长的r e e d 振荡曲 线，上下 两条曲线分别是未吸附和吸附印时的情况，摘自 文献【 3 s t m ( 扫描隧道显微镜) 观察了f e 生长时的形貌。在4个原子层以下，f e的结构 是f c t ( 面心长方) 结构， f c t 结构可以看作是c 轴方向上被拉长了的f c c ( 面心立 方) 结构，因此前4 层的间距要比f c c 的f e 大。f e 在5 -1 1 原子层时为f c c 结 构，在 l e e d衍射图样上可以看到 2 x1的再构。在这厚度范围内室温下生长的 f e 膜， 其底下的f e 是反铁磁的， 即除表面两层 ( 表面活层) 依然是垂直磁化外， 其底下的f e 原子层并不显现出 磁性。 t h o m a s s e n 3 等人测量了室温下f e 膜随厚 度变化的极向和纵向的克尔椭偏率，如图2 ; 图中实心圆代表在垂直膜面方向上的克尔椭偏率; 空心圆代表平行于膜面方 向上的椭偏率。 从图中可以 看出， 在最初的1 - 4原子层， 垂直于膜面方向 上的 克尔信号有一个随厚度的线性增大的过程， 这说明f e t 的整个厚度的f e 都是铁磁 性的， 增加的f c t f e 都对克尔信号产生了贡献。 在大约 5 层附近有一个突然的下 降，磁光克尔信号强度大约下降到最大信号的 3 0 %-4 0 %，这表明发生了明显 的磁相变，这个厚度与 me e d的振荡曲线中f e t - f c c的相变点正好对应起来。 在随后的6 -1 1 原子层区域内， 克尔信号一直维持在原来的大小， 这说明只有表 复旦大学硕士学位论文 第四章 f e 在c u ( 0 0 1 ) 表面外延结构和磁性 面的f e 对克尔信号起了贡献， 在表层以下的f e 都是反铁磁的， 对磁信号没有贡 献。在超过 1 1 原子层以后，垂直方向上的克尔信号下降到零，而与此同时水平 方向上的克尔信号逐渐增大起来， 这表明发生了一个从垂直于膜面翻转到平行于 膜面的自 旋重定向 ( s p i n r e o ri e n t a t i o n t r a n s it i o n ) 。 我们将在第五章详细讨论s r t 的产生机制。 i u 飞 ， 1.ja 5 1 0 1 5 c o v e r 四. i m u 叫|叫!训月“。 苔三拓一-w一奋牙石 图 2克尔椭偏率随厚度的变化 l i 7 等人在不同 的 温 度下 重复了以 上实 验， 并 且给出 了 一个f e 的 结构相图 ， 如 图 3 : 3 5 0 1 1 ( a ) 3 0 0 92 5 0 f . :(f tc u a ft)1, 止 1 一(fcc) 2 1 7 0 1 1 助 凡 心 吮 亡 ) 几彻 .，毛 气归 1 匆 4 $ 1 2 f e 们a c k n e 9 s 0 m 助 图3 在c u