（材料物理与化学专业论文）半金属多晶Felt3gtOlt4gt复合结构的磁性质和输运特性.pdf

天津大学硕士学位沦文 中文摘要 提高自旋注入效率的途径之一是选用半金属磁性材料，它作为自旋注入源具 有完全的自旋极化的导带。对于欧姆接触，这种完美的自旋注入源可以避开电导 不匹配的问题，而在隧穿的情况下，对比传统过渡金属注入，它的高自旋极化率 会导致在半导体内更大的自旋电子密度积累。f e 3 0 4 由于具有电阻率随着温度的降 低而增加，而且在v e r w e y 处会出现两个数量级的跳变以及半金属特性等优点，成 为近年来人们较为关注的自旋注入源之一。 本论文用对向靶直流反应溅射法在电极层上制备了多晶f e 3 0 4 薄膜 ( p f e 3 0 4 a g ) 和f e 3 0 4 q e 晶s i c u 电极复合薄膜( p f e 3 0 4 a s i c u ) ，对它们的 微观结构、磁学和输运性质等进行了系统的研究。 p - f e 3 0 4 a g 复合薄膜中f e 3 0 4 薄膜与a g 电极层为多晶态。室温下，加入了 a g 层后，在5 0k o e 的外磁场下磁化强度从2 5 0e m u c m 3 增加到3 8 7e m u c m 3 。通 过研究多晶f e 3 0 4 薄膜的纵向电输运性质，发现存在v e r w e y 转变，这主要是由于 多晶f e 3 0 。薄膜为柱状生长，在纵向输运中电子主要通过电阻率较低的柱内颗粒 进行输运，从而反映了f e 3 0 4 材料的本征特性。在7 0k o e 的外磁场下，薄膜的纵 向磁电阻较面内磁电阻值小，且磁电阻明显可以分成高场和低场两部分，低场下 的纵向磁电阻来自电子在柱内颗粒间的遂穿过程，而高场磁电阻来自柱内颗粒的 表面和界面磁矩在高场下的弱饱和趋势。 p f e 3 0 4 a - s i c u 复合薄膜中f e 3 0 4 薄膜呈柱状生长，非晶s i 则以非晶形态在 多晶f e 3 0 4 薄膜与c u 电极之间形成均匀半导体薄层。通过研究多晶f e 3 0 卅e 晶s j 复合薄膜的纵向电输运性质，发现在低温下电子的输运机制主要是通过界面肖特 基势垒的电子发射扩散，而在高温下电子的输运以隧穿机制为主。肖特基势垒高 度西占为0 2 7e v 。在外场为7 0k o e 的磁场下，薄膜的纵向磁电阻不饱和，在1 1 8k 达到最大值一5 8 ，随温度的升高磁电阻降低。基于z i e s e 的能带模型，计算得到 多晶f e 3 0 4 薄膜在1 l ok 时的自旋极化率约为4 4 6 。 关键词：多晶f e 3 0 4 薄膜、复合结构、磁学性质、输运性质、v e r w e y 转变、自旋 极化率 天沣大学硕士学位论文 a b s t r a c t o n ea p p r o a c ht oi m p r o v et h ee f f e c to fs p i ni n j e c t i o ni st ou s eh a l f - m e t a l l i c f e r r o m a g n e t s ，w h i c hh a v eac o m p l e t e l ys p i np o l a r i z e db a n ds t r u c t u r ea sas p i ni n j e c t o r c o m p a r e d t ot r a d i t i o n a l f e r r o m a g n e t i c m e t a l i n j e c t o r s ，h a l f - m e t a l s a v o i dt h e c o n d u c t i v i t ym i s m a t c hf o ro h m i cc o n t a c t s ，a n di nt h ec a s eo ft u n n e l i n gt h eh i g h p o l a r i z a t i o ns h o u l dg i v eam u c hl a r g e rs p i na c c u m u l a t i o n i ns e m i c o n d u c t o r s t h e p r o p e r t i e so ff e 3 0 4 ，s u c ha st h ei n c r e a s eo fr e s i s t i v i t yw i t hd e c r e a s i n gt e m p e r a t u r e ，t h e v e r w e yt r a n s i t i o na tw h i c ht h er e s i s t i v i t yc h a n g e sb yt w oo r d e r sa n dt h eh a l f - m e t a l l i c i t y m a k ef e 3 0 4a na t t r a c t i v em a t e r i a lf o rs p i n - i n j e c t o r s t h es a m p l e st h a ti n c l u d i n gp o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l m s ，p o l y c r y s t a i l i n ef e 3 0 d a g a n dp o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 j a - s i c uh e t e r o s t r u c t u r e sw e r ep r e p a r e d b yf a c i n g - t a r g e t r e a c t i v es p u t t e r i n g t h em i c r o s t r u c t u r e ，a n dt r a n s p o r ta n dm a g n e t i cp r o p e r t i e so ft h e s a m p l e sw e r es t u d i e ds y s t e m a t i c a l l y b yi n s e r t i n ga na gl a y e r , t h er o o mt e m p e r a t u r em a g n e t i z a t i o no fp o l y c r y s t a l l i n e f e 3 0 a a gf i l m su n d e r5 0k o ef i e l d i n c r e a s e sf r o m2 5 0t o3 8 7e m “c m i nt h e c u r r e n t - p e r p e n d i c u l a r - t o - p l a n e ( c p p ) c a s e ，t h ev e r w e yt r a n s i t i o n w a so b s e r v e d ， i n d i c a t i n gt h a tt h et r a n s p o r to fe l e c t r o n sa l o n gt h ec o l u m ns t r u c t u r ew i t has m a l l e r r e s i s t i v i t yr e f l e c t st h ei n t r i n s i cp r o p e r t yo ft h ef e 3 0 4f i l m s t h ec p pm a g n e t o r e s i s t a n c e i sl o w e rt h a nt h a ti nc u r r e n t - i n - p l a n e ( c i p ) c a s e ，a n dc a nb es e p a r a t e di n t oh i g hf i e l d a n dl o wf i e l dp a r t s i nt h el o wf i e l dr a n g e ，t h em a g n e t o r e s i s t a n c ec o m e sf r o mt h e t u n n e l i n gb e t w e e nt w oa d j a c e n tg r a i n si nt h ec o l u m n w h i l et h ew e a ks a t u r a t i o nt r e n d o ft h es u r f a c e ( i n t e r f a c e ) s p i n si nt h ec o l u m ns t r u c t u r er e s u l t si nt h eh i g h - f i e l d m a g n e t o r e s i s t a n c e i nt h ep o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4 a - s i c uh e t e r o s t r u c t u r e ，t h ep o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4 l a y e rw a sg r o w ni nc o l u m ns t r u c t u r ea n dt h es il a y e ri sa m o r p h o u s t h ee l e c t r i c a l t r a n s p o r tm e c h a n i s ma c r o s st h ed i s o r d e r e di n t e r f a c eb e t w e e np o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4a n d a m o r p h o u ss il a y e r s i s t u n n e l i n ga b o v et h ev e r w e yt r a n s i t i o nt e m p e r a t u r eo f12 0k n o n l i n e a ri - vc h a r a c t e r i s t i co ft h es c h o t t k yd i o d er e v e a l st h e r m i o n i ce m i s s i o n d i f f u s i o n m e c h a n i s mb e l o wt h ev e r w e yt e m p e r a t u r e a n d s c h o t t k yb a r r i e rh e i g h ti so 2 7e v , 天沛大学硕士学位论文 c a l c u l a t e db yas t a n d a r dt h e o r yo ft h e r m i o n i ce m i s s i o n d i f f u s i o n b a s e do ，nas i m p l i f i e d b a n ds t r u c t u r e ，t h es p i np o l a r i z a t i o no ft h ep o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4l a y e rw a sd e t e r m i n e d t ob e 4 4 6 k e yw o r d s ：p o l y c r y s t a l l i n ef e 3 0 4f i l m s ，h e t e r o s t r u c t u r e ，m a g n e t i cp r o p e r t i e s ，t r a n s p o r t p r o p e r t i e s ，v e r w e yt r a n s i t i o n ，s p i n - p o l a r i z a t i o n 独创性声明 本人声明所呈交的学位论文是本人在导师指导下进行的研究工作和取得的 研究成果，除了文中特别加以标注和致谢之处外，论文中不包含其他人已经发表 或撰写过的研究成果，也不包含为获得丞盗盘鲎或其他教育机构的学位或证 书而使用过的材料。与我一同工作的同志对本研究所做的任何贡献均已在论文中 作了明确的说明并表示了谢意。 学位论文作者签名：起互以 签字隰噼参月 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解丞洼盘堂有关保留、使用学位论文的规定。 特授权墨注盘堂可以将学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检 索，并采用影印、缩印或扫描等复制手段保存、汇编以供查阅和借阅。同意学校 向国家有关部门或机构送交论文的复印件和磁盘。 ( 保密的学位论文在解密后适用本授权说明) 学位论文作者签名：赵互班 签字日期：2 , o 。7 年1 5 f 月f 日 导师签名： 签字日期d 以j 7 年多月，日 第一章前言 1 1 自旋电子学 第一章前言弟一早日l j苗 自旋电子学，也可以称为磁电子学，是一门磁学和微电子学相交叉的新兴学 科，它研究具有某一自旋状态( 自旋向上或自旋向下) 的电子的输运特性，是当前 凝聚态物理的研究热点之一。众所周知，电子除了带有电荷的特性外，还具有自 旋的内禀特性。对于普通金属和半导体，自旋向上和自旋向下的电子在数量上是 一样的，所以传统的金属电子论往往忽略电子的自旋这一自由度。但是对于铁磁 性金属，情况则完全不同。在铁磁性金属中，电子的能带分成两个子能带，自旋 向上子带和自旋向下子带。这两个子带形状几乎相同，只是在能量上有一个位移， 如图1 1 所示，这是由于铁磁金属中的交换作用所造成的。正是由于两个子带在 能量上的差别，使得两个子带的占据情况并不相同。在费米面处，自旋向上与自 旋向下的电子态密度也是不同的。这样，在铁磁性金属中，参与输运的两种取向 的电子在数量上不相等，所以传导电流是自旋极化的。同时由于两个子带在费米 面处的电子态密度不同，不同自旋取向的电子在铁磁金属中受到的散射几率也是 不同的。因此在系统中，如果存在铁磁金属，两种自旋取向的电子的输运特性有 着显著差别。自旋电子学就是以不同自旋取向电子为研究对象，以不同自旋取向 电子的输运性质为主要研究内容，藉此开发设计新型电子器件的- - i 新兴学科。 自旋电子学可能用于制造能同时储存大量信息的元件。研制自旋电子学元件 e li 辽 j 、7 n ( e ) b i 、 t ) n ( e 图1 - 1 正常金属和铁磁金属的能态密度示意图 簿章蓊言 中最关键鼢一步是囱旋注入并探测铁磁体半导体界露盼鼠旋极化率。铁磁性金 属( 铁、锚、镍等) 在传统豁工艺中被瘸寨把宙旋极化载体注入半导体输运媒介中 去，但是它们注入逸旋极化载体的效率太低，在大多数应用中不足以发挥作用。 虽然现在已经在这方面敬得了缀多的成绩，但是怎样有效的把囱旋注入到非磁性 半导体中仍然是趣旋电子学领域需要跨越的障碍。 l 。l 。羔半金属 2 0 世纪8 0 年代，荷兰n i m e g e n 大学的g r o o t 等人【2 】对三元合金n i m n s b 和 p t m n s b 等化合物进行计算时发现了一种新型昀熊带结构，并称这类化合物为半金 属( h a l f - m e t a l l i c ) 磁性材料。半金属材料是一种薪型的功熊材料，其新颖之处在予 具有鼹个不同的惫旋子能带。静自旋取向的电子( 设定为自旋向上的电孑) 的能带 、， ； 一j 、| | i l “? 。m 。一，”一一；一j 一” 簿| ”| + j ? 。：一飞 o $ o l 。誊遵 “ 。 1 it ?、 一； 叠嘉茹孱譬 圈l _ 2 不舞嵇类半金属的熊态密度结构1 3 j 一一 v 室霹 筇一章前言 结构呈现金属性，即在费米面上有传导电子存在，具有金属的行为；而另一自旋 取向的电子( 设定为自旋向下的电子) 呈现绝缘体性质或半导体性质，即费米能级恰 好落在价带与导带的能隙中，所以半金属材料是以电子的两种自旋行为( 即金属性 和非金属性) 为特征的新型功能材料。这里所说的半金属( h a l f - m e t a l ) 不同于传统意 义上的半金属( s e m i m e t a l ) ，例如铋，石墨等。g r o o t 等人命名的这种半金属通常在 宏观上表现为具有金属性的磁性化合物，微观上在晶体结构、键的性质以及较大 的交换劈裂等因素的共同影响下，其能隙恰好在一个自旋方向的子能带中打开， 从而实现金属性与绝缘性的共存，这里我们称其为半金属磁性材料。 如图1 - 2 所示，半金属材料大致可分为以下几类：l a 类( c r 0 2 ) 半金属( i nc r 0 2 ， c o s 2 ) ；i a 类( a 2 b b 0 6 结构) 半金属( 如s r 2 f e m 0 0 6 ) ；i i b 类( 尖品石型) 半金属( 如f e 3 0 4 ， c u v 2 s 4 ) ；i i i a 类( 钙钛矿型) 半金属( 如l a 07 c a o3 m n 0 3 ，l a o7 b a o3 m n 0 3 ) 和其它类型 的半金属。表1 列出了不同类型磁性半金属的一些物理性质。i a 、i b 以及i i b 类半 金属在t = 0k 时具有自旋磁矩，大小为玻尔磁子的整数倍。在一般情况下，费米 面附近既有自旋向上的载流子，也有自旋向下的载流子，如果白旋向上的载流子 是巡游的，而自旋向下的载流子是局域的，则被称为输运半金属，属于i i i a 类半金 属。l a 0 7 c a o3 m n 0 3 是典型的i i i a 类半金属，在l a 0 7 c a o3 m n 0 3 中，白旋方向向上 的e g ( m n ) 空穴是巡游的，而自旋方向向下的t 2 。( m n ) 电子是局域的。i i l a 类半金属 和前几类的区别在于它的半金属性指的是电流是接近完全自旋极化的，而1 、i i 类 指的是自旋子带结构，在费米能级附近的自旋向上或向下的电子的态密度为零。 通常我们将自旋极化率定义成：p = 【叩一曲。m 。，+ 曲。) ，其中，品和 n d o 啪分别为费米能级附近的自旋向上和向下电子的态密度。对于一个自旋方向， 表1 磁性半金属的一些物理性质1 3 l 一3 一 第一章瓣言 半金属材料的熊带结构具有金属特性，在赞米面附近具有一定的能态密度；而对 另种囱旋方向，其能带结构具有绝缘体特性，在赞米薅附近态密度为零或电子 是局域化鹃。因此，半金属材料应具有1 0 0 的爨旋极化率，这已被“囱旋极化隧 道效应 玲l ，“非磁体一铁磁体超导体纳米接熬( n a n o c o n t a c t ) ”诲】和“离分辨率光发 射谱”1 7 j 等实验所溉实。如何将铁磁半金淄材料应用于磁电子学器件是磁电子学的 重要研究方向。第原理计算表明 2 一 ，f e 3 0 4 、c r 0 2 、l a s r m n o 、n i m n s b 等材料 的能带结构介于金属和绝缘体之间，为半金属材料。从表l 中，我们看到在各类 型半金属材料中，f e 3 0 4 商最高的鼹里温度，化学结构简单等优点，所以f e 3 0 4 成 为最受人们关注的半金属材料之一。 1 1 2 f e 3 0 4 半金属材料 f e 的氧化物很多，包括f e o 、a - f e 2 0 3 、7 - f e 2 0 3 张f e 3 0 4 。f e o 是种黑色藏 体，为反铁磁缝材料，荬奈耳温度( n 6 e lt e m p e r a t u r e ) 约1 9 8k ；f e 2 0 3 为红色绝缘圆 体，其中a - f e 2 0 3 为反铁磁性材料，奈耳温度约9 5 3k ，7 - f e 2 0 3 为铁磁性材料，其 t e t r 涮a h e 沁d 州r a ? s i t el m e t a li o n ；n 0 暾8 h e e l 瀚ls i t e 臻o x y g e ni o n 魏 童8 ， r 荔；黪攀；赣；i | 箩、； 谬式誊警篓咚j | 纛 一 誉誉 。 8璐 * ( d 黼l 与尖龋石类佬合物的晶格结梭 一4 筛一章前言 居里温度( c u r i et e m p e r a t u r e ) 约8 7 0k ：具有半金属性的f e 3 0 4 是一种弧铁磁性材料， 其奈耳温度约8 5 0k 。 四氧化三铁具有立方反尖晶石结构，晶格常数为a = 8 3 9 6a 。结构中1 3 的f e 离子位于四个氧离子形成的四面体中心称为a 位，如图l - 3 ( a ) 所示：剩下的2 3 的f e 离子位于六个氧离子形成的八面体的中心，称为b 位，如图l - 3 ( b ) 所示。f e 3 0 4 晶胞由3 2 个0 2 - 密堆积构成，这些离子形成6 4 个a 位，3 2 个b 位。只有一半的 b 位由f e 2 + 和f e ”离子占据，a 位的1 8 由f e ”离子占据，其它为空位，其晶胞结 构如图1 - 3 ( c ) 和l - 3 ( d ) 所示。a 与b 位上的离子都是铁磁性排列，a 位与b 位间 的磁矩是反铁磁排列，形成亚铁磁性。f e 3 0 4 以八面体中心的f e 2 + 和f e 3 + 之间的跳 跃( h o p p i n g ) 作为其导电的机制，通常块体f e 3 0 4 的电阻率矿l o f 2 c m ，导电性较差， 而1 5a m 厚的f e 3 0 4 薄膜比块体材料的电阻率要大两个数量级【引。f e 3 0 4 在t v = 1 2 0 k 附近发生一级相变，称为v e r w e y 转变1 9 】，其特征是降温过程中电阻率在乃处快 速升高两个数量级。 由于f e 3 0 4 具有半金属特性、高居里温度( 8 5 8k ) 、低成膜温度以及可以制各 成超薄薄膜等特点，可以作为潜在的自旋电子学器件中的自旋电子注入源，因此 成为近年来凝聚态物理、材料科学和自旋电子学领域的研究热点。最近，许多研 究工作集中于不同结构形式的f e 3 0 4 材料的电子输运特性，其中包括外延薄膜、颗 粒薄膜、隧道结和纳米线等系统。 外延薄膜的结构与单晶块体结构类似，是人们研究三维块体与二位薄膜之间 由于维度的降低而引起的各种性质变化的首选。 块体f e 3 0 4 在1 2 0k 的v e r w e y 转变温度电阻率会有两个数量级的跳变，在 f e 3 0 4 外延膜中v e r w e y 转变区比块体中的宽，而且由于薄膜与基底之间存在应力， 会使得乃值略有降低。v e r w e y 转变温度乃随膜厚的增加而增大并且逐渐接近于 块体数值【1 0 j 。g u p t a 等人【1 0 j 发现，在乃以下，外延膜的磁电阻( m a g n e t o r e s i s t a n c e ，m r ) 值随着温度的升高而单调增加，在乃处达到极大值，当温度高于乃后，m r 值急 剧减小，小于1 。在f e 3 0 4 外延膜中，有文献报道电阻率随着膜厚的减小而增加， 在2 5n m 以下已经观察不到v e r w e y 转变，作者认为，磁畴的大小随着膜厚的增大 而增大，而在膜很薄时，磁畴变的很小，抑制了长程有序，从而也抑制了v e r w e y 转变现象的出现1 2 。由于外延薄膜的成膜质量和结构与基底的选择有关，所以合 一5 一 第一章前言 适的基底对外延薄膜的制备有很大帮助。f e 3 0 4 外延基底主要有m g o l l 0 2 0 1 、 s r t i 0 3 2 0 , 2 t l 、a a 1 2 0 3 1 1 9 ，2 1 1 等。以m g o 为例，f e 3 0 4 品格常数a = 0 8 3 9 8 7n m ，而m g o 的晶格常数a = 0 4 2 1 3a m ，接近于f e 3 0 4 晶格常数的一半，二者的氧原子均为面心 立方结构，且晶格失配度仅为- - 0 3 1 2 2 1 ，对于外延高质量的f e 3 0 4 单晶薄膜有一定 优势。因此对于在m g o 基底上外延f e 3 0 4 薄膜的相关研究颇多。m a r g u l i e s 等人【2 习 发现，在m g o 基底上外延f e 3 0 4 薄膜中出现反相晶界( a p b s ) ，这导致f e 3 0 4 的磁 化强度很难达到饱和，而且使饱和磁化强度降低。反相晶界是外延f e 3 0 4 薄膜在成 核和生长过程中形成的本征结果，是一种本征缺陷。反相晶界使子晶格内部的超 交换作用增强，而子晶格间超交换作用减弱，且诱使饱和场急剧增大【1o 1 4 乃2 5 1 。 s t r i j k e r s l 2 6 1 在对f e 3 0 4 m g o 多层结构的研究中，用s t m 确实观察到外延f e 3 0 4 薄 膜中存在反相晶界。由于外延薄膜与基底取向一致，所以外延薄膜也用来研究薄 膜的各向异性。o g a l e 等人1 2 l j 在相同条件下，分别在s r t i 0 3 1 0 0 和6 【一a 1 2 0 3 0 0 0 1 ( 卧1 【1 ll 】方向) 基底上外延生长了f e 3 0 4 薄膜。在这两种薄膜中，电阻随着温度变化出 现v e r w e y 转变现象。在火乃时，m r 随着温度的降低而急剧增加。在【l 0 0 1 方向， 1 8 0k t 3 0 0k 时，m r 随着温度的降低几乎不变化。t v r ，则电流密度歹指数前的项取决于v r ，此时热离子发射理论最接近 实际情况。而若v d v r ，则扩散过程起主导作用。 在许多情况中，越过势能极大值的电子受到电子一声子散射而发生被散射的几 率相当大。而且，考虑量子力学隧穿和反射的总电流与忽略这些效应的电流之比 强烈依赖于电场和电子能量。 因此，考虑到以上因素，j - y 特性表达式为 川s m 筹) 一l ， m j s = a t 2 e x p ( 一煎k t ) 1 ， ( 1 一1 4 ) 矿：蛑0 - 1 5 ) 1 七 p r | 、) d 式中，彳”为有效里查孙常数，办为越过势能极大值的电子发射几率，尼为考虑量 子力学隧穿和反射的总电流与忽略这些效应的电流之比。那么总电流 印2 唧( 一鲁h 警) 一 ， 仆旧 胛2 吐 p ( 一鲁) e x p ( 筹) 一 ， m 对式( 1 1 7 ) 两边取自然对数，得 - n ( ，俨) - n + ) 一毪笋 ( t 郴) 式中，曰( 哆旷功为激活能。 在有限的温度范围内，a ”值和嘞实际上与温度无关。因此，当正向偏压矿 给定时，我们就可以从l n o 丁2 ) 1 t 曲线的斜率得到势垒高度嘞，从l 瑚时的 纵坐标截距得到电学上起作用的面积a 。与有效里查孙常数爿”的乘积【8 0 】，如图1 7 所示。 一1 6 第一章前言 图l _ 7 不同电压下的激活能曲线7 5 1 1 2 3 z i e s e 的双电流模型 f e 3 0 4 是一种强关联体系，电子能谱中，其在v e r w e y 转变温度以下存在带隙。 根据热离子发射理论，电流密度应该用式( 4 ) 表示。 在能带结构简图i - 8 中，我们给出了交换能a e x 以及塞曼能胡。我们假设导 带位移与交换劈裂能a e x 相等，则当外加磁场平行于自旋极化方向时，导带底的 能量等于幺t = 一( + ) 蹦2 一( + 咖占b ，其中e c 是导带底的平均能量，邶是波 尔磁子。因此，势垒高度就与自旋和外加磁场有关。在双电流模型中，自旋相关 的电流密度等于 圹们p ( 煎鹄掣业) 卜( 珈 ，” 那么总的电流密度就等于 础一。) = a t 2e x p ( 一鲁) c o s h 瓮 e x p ( 等) 一， 珈， 由于l a a b =co_c一 第三章 多品f e 3 0 4 a g 复合结构的磁性和输运特性 b i n d i n ge n e r g y ( e v ) 图3 - 3 f e 3 0 4 典型样品的f e e v x p s 谱( h v = - 1 2 5 3 6e v ) x r d 谱区别不大。为了进一步确定样品的成份，我们对样品进行了x 射线光电子 能谱( x p s ) 分析。x p s 分析对于确定铁氧化物中的相来说是有效的手段一引。在铁的 氧化物的x p s 中，y - f e 2 0 3 的f e 2 。谱在7 1 9e v 出现一个对应于f e 的卫星峰。而 对于f e 3 0 4 的f e 2 。谱在7 0 9e v 出现一个4 肩膀”，并且谱线展宽，在7 1 9e v 并不 出现卫星峰。图3 - 3 给出了s i 层膜厚为7 n m 复合结构的f e 2 p 的x p s 谱，从图中 可以看出：( 1 ) f e 2 + 的特征峰位于7 l l 和7 2 4e v ，使f e 2 p 2 和f e 2 p 2 峰的展宽； ( 2 ) y - - f e 2 0 3 标准谱中位于7 1 9e v 处的f e ”特征卫星峰未出现。这两个特点说明我 们制备的样品为纯多晶f e 3 0 4 薄膜，样品中没有y - f e 2 0 3 相。 3 2 p - f e 3 0 4 a g 复合结构的磁性 由于我们是在a g 电极层上制备的多晶f e 3 0 4 薄膜，所以底层电极对f e 3 0 4 磁性有一定的影响。图分别为p - f e 3 0 4 a g 复合结构的室温磁滞回线，图中也 给出了对应的单层f e 3 0 4 薄膜的结果。从图中可以看出，插入了a g 层后，样品的 饱和磁化强度虽然仍达不到块体f e 3 0 4 的4 7 1e m u c m 3 1 1 9 1 ，但从单层的多晶f e 3 0 4 2 9 一 田=c3ci1叮一=c_c一 第三章 多品f e 3 0 。a g 复合结构的磁性和输运特性 e o 、 3 e 主 h ( k o e ) 图3 - 4p - f e 3 0 4 a g 复合结构和f e 3 0 4 单层膜的室温磁滞回线 薄膜的2 5 0e m u c m 3 增加到了3 8 7e m u c m 3 。磁化强度的降低和高场下的不饱和行 为来自晶粒界面和表面缺陷以及颗粒之间的反铁磁耦合等。m i 等人1 9 4 j 认为由于存 在强反铁磁耦合，低磁场只能改变晶粒内部缺陷比较少处的自旋方向，而靠近晶 粒界面和表面处的自旋由于缺陷的钉扎效应很难转动，只有强磁场才能使靠近晶 界处的自旋磁矩很缓慢地转向外加磁场的方向，这就导致了磁性的减弱和高场下 的不饱和行为；另外，薄膜表面、界面上存在的无序的f e o 物质使得在外场作用 下，磁矩很难与外场保持一致取向，这也会造成饱和磁化强度的降低【2 2 1 。复合结 构中磁化强度的增强的来自两个方面：( 1 ) 复合结构中结构缺陷密度的减少。这些 缺陷主要是磁无序结构以及反相边界( a p b s ) 。( 2 ) 复合结构中的非晶层厚度的降 低。图3 一的另一个特征是加入a g 层之后f e 3 0 4 在磁化过程中相对更容易饱和磁 化。在此前对于f e 3 0 4 a l 和f e 3 0 4 m o 复合结构的研究中也有相同的特，征【8 5 j ，这主 要是由于底层金属很好的改善了多晶f 9 3 0 4 层的结晶程度，使得非晶层厚度以及缺 陷减少，从而在外场下磁矩更容易一致取向。 不同厚度的多晶f e 3 0 4 薄膜在室温下的磁化强度随薄膜厚度的变化关系如图 3 - 5 所示，所加最大外场为5 0k o e 。膜厚为1 0 0n m 时，磁化强度只有2 5 2e m u c m 3 ； 随着薄膜厚度的增加，磁化强度增大，当膜厚达到3 0 0n m 以后，磁化强度基本保 持不变。对于f e 3 0 4 薄膜来说，从图3 - 2 中的x r d 图可以看出，当膜比较薄时， 一3 0 第j 章多- ；i i if e 3 0 。a g 复合结构的磁性和输运特性 n e o 、 3 e 乏 ，、 o 、_ 一一 。 工 t h i c k n e s s ( n m ) 图3 - 5p - f e 3 0 4 a g 复合结构的磁化强度与磁性层厚度的关系 t ( k ) 图3 - 6p - f e 3 0 4 ( 4 0 0n m ) a g 复合结构的矫顽力和温度的关系 一3 l 一 第二章 多i i f e 3 0 4 a g 复合结构的磁性和输运特性 ，一、 n e o 、 3 e n ) 、- 乏 t ( k ) 图3 7p - f e 3 0 4 ( 4 0 0n m ) a g 复合结构的饱和磁化强度随温度的变化关系 峰强较弱，颗粒结晶情况相对较差，随着膜厚的增加，颗粒的结晶状况越来越好， 磁化强度随膜厚的增加而增大。同时，界面和表面的非晶层在薄膜中所占的比例 逐渐减小，这也使磁化强度随膜厚的增加而增大。 图3 - 6 和3 - 7 分别是f e 3 0 4 ( 4 0 0n m ) a g 复合结构中矫顽力和饱和磁化强度与 温度之间的变化关系。从图中可以看出，随着温度的升高样品的矫顽力与饱和磁 化强度均呈下降趋势。在温度为1 0k 时，矫顽力为1 2 0 0o e ，室温下只有1 6 0o e 左右，饱和磁化强度也从1 0k 时的4 1 7e m u c m 3 减小至室温时的3 8 7e m u c m 3 。对 于上述特征我们可作如下解释：低温状态下，磁矩热激发能量较低，热扰动小， 在外场作用下，磁矩沿外场方向排列较整齐。随着温度的升高，磁矩热激发能量 逐渐克服外场作用，使磁矩产生热扰动，不能沿外场方向排列，而是会与外场方 向有一定的夹角，从而使样品饱和磁化强度随着温度的升高而降低。另一方面， 由于随着温度的升高钉扎效应减弱，导致矫顽力随着温度升高而减小。 图3 - 8 为f e 3 0 4 a g 双层薄膜的零场冷却( z f c ) 和加场冷却( f c ) 曲线。从图中 可以看出在3 0 0k 时，z f c 和f c 两支仍然没有重合，而交叉点实际上反映的是 降温是从3 0 0k 开始的。f c 过程中的磁化强度随温度的降低先是缓慢增加，表 现为平台特征，反映了薄膜中存在着很强的磁相互作用，在2 0 0k 左右磁化强度 一3 2 第i 章 多晶f e 3 0 4 a g 复合结构的磁性和输运特性 n e o 、 3 e 乏 t ( k ) 图3 - 8p - f e 3 0 d a g 复合结构的加场冷却( f c ) 和零场冷却( z f c ) 曲线 随温度降低而减小，主要是因为在加场冷却条件下，磁矩被“冻结”在高温时沿 外场的方向上，这种“冻结”使样品在低温状态下难以将磁矩来回翻转，矫顽力 随温度降低而增大，在温度低于2 0 0k 后，外加磁场不足以使薄膜磁矩与外场方 向平行，导致磁化强度降低。 3 2 多晶f e 3 0 4 薄膜的纵向电输运特性 如图3 - 9 所示，多晶f e 3 0 4 薄膜的断面s e m 和h r t e m 的图像分析表吲圳， 我们用对向靶制备的多晶f e 3 0 4 薄膜呈柱状生长，每个柱由多个晶向的晶粒通过 相邻晶界构成，类似于f e 3 0 4 纳米线，而其面内结构则是由不同晶粒通过大量非 晶态的颗粒边界和少量原子级边界所构成的。因此我们认为多晶f e 3 0 4 薄膜的纵 向与横向的输运特性应该是不同的，前者较后者更能体现f e 3 0 4 的本征特性。为 此我们测量了样品的电阻率随温度的变化关系和，一矿特性曲线。 图3 - 1 0 给出了多晶f e 3 0 4 薄膜的横向( c u r r e n t i n p l a n e ，c i p ) 和纵向 ( c u r r e n t p e r p e n d i c u l a r - t o p l a n e ，c p p ) 电阻随温度的变化关系。图3 - 1 0 ( a ) 是典型的多 晶f e 3 0 4 薄膜