NiFeFeMn体系交换偏置效应的研究

1、.西南科技大学硕士研究生学位论文第1页摘要随着磁电子学的发展，磁性传感器，磁记录磁头和非挥发性存储 器因其广泛的应用前景受到极大的关注和研究，而其中铁磁反铁磁 多层膜的交换偏置起了重要作用。本文通过交换耦合的方式，把两种 类型的磁各向异性作用于铁磁反铁磁交换偏置体系的反铁磁钉扎层 上，系统地研究附加的这些各向异性对反铁磁钉扎层性能的影响。一是交换偏置的单向各向异性作用于另一较薄反铁磁层：对于 Ta(5nm)NiFe(15nm)FeMn(t)NiFe(10nm)FeMn(15nm)Ta(5nm)体系， 通过调整中间FeMn层厚度t值发现：当t值为20nm时即可出现大 小为28 kAm的交换偏置场

2、，而Ta(5 nm)NiFe(1 5nm)F eMn(d)Tar 5nm)双层膜体系的临界厚度d。约为30nm。 二是硬磁薄膜的单轴各向异性作用于较薄反铁磁层：在FePtFeMnNiF e钉扎体系中，成功制备了具有L 1 o有序相的硬磁FePt，其 矫顽力达到了7 2 8 kAm。系统研究了L 1 o相FePt不同磁化状态下的 FePt(50nm)FeMn(45nm)NiFe(1 5nm)Ta(5nm)多层膜，实验发现充磁 FePt体系的交换偏置场为84kAm，而未充磁FePt体系的交换偏置 场仅为20kAm。硬磁F ePt磁化后再进行磁场退火其交换偏置场较未 磁化直接磁场退火明显增大。实验表

3、明，正如交换偏置可以增强铁磁颗粒的稳定性一样，也可 以利用铁磁反铁磁间的交换耦合来增强反铁磁颗粒的各向异性和稳 定性。关键词：交换偏置 各向异性 L 1 0相FePt 稳定性：西南科技大学硕士研究生学位论文第1I页A b S t r a ctWith the development of spintronics，magnetic sensors，magnetic recording heads and nonvolatile memories to be of great concern and research because of their wide range of applicati

4、on prospect While the ferromagneticantifer romagneric multilayers of exchange bias has played an important roleThis article investigated on two types of magnetic anisotropy effect on antiferro magnetic pinning layer of ferro玎1agneticantiferromagnetic exchange bias system by the way of exchage coupli

5、ngSystematically studies the influence of these ani sotropy to the antiferromagnetic pinning layersFirstthe exchange bias unidirectional anisotropy effect on another thinner ferromagnetic layersIn the case of the Ta(5nm)NiFe(1 5nm)FeMn(t)NiFe(1 Onm)FeMn(1 5nm)Ta(Snm)system，by adjusting the t value o

6、f the thin FeMn layer thickness we found that，when the t value is 20nm the exchange bias field i S about 28 k AmThe critical thickness dc of Ta(5 nm)NiFe(1 5 am)FeMn(d)Ta(5 am)system iS about 30 amSecond，the hard magnetic film uniaxial anisotropy acting on the thinner antiferromagneticIn the FePtFeM

7、nNiFe pining system，it has succeeded in728fabrication of L 1 o phase hard magnetic FePtIts coercive force has reachedkAmSystematically studies the FePt(50nm)FeMn(45nm)NiFe(1 5nm) Ta(5nm)of L 1 o FePt in different magnetization state，experiment s have found that the exchange bias field i S 84 kAm of

8、magnetition FePt system However。without magnetition FePt is only 20 kAmThe exchange bias magnetic field has clearly increased when the hard magnetic FePt beenannealed after magnetitionThe exDeriments show that as the exchange bias could enhance the stability of the ferromagnetic particles， also it c

9、ould be used between the ferromagne ticantiferromagnetiC exchange coupling to enhance the anl sotropy andstability of the antiferromagnetic particlesKeywo r d：Exchange bias；Anisotropy；L 1 0 FePt；Stability一西南科技大学硕士研究生学位论文第1页1 绪论11 自旋电子学电子具有电荷和自旋两种属性。电动机和发电机的发明成就了一 个世纪的文明。半导体晶体管的发明打开了通信和数据处理技术发展 的大门，为

10、现代信息社会奠定了基础。所有的这些都是人类对电子的 电荷属性深入研究的贡献。相比于电荷，人们对电子的自旋属性的研 究脚步要慢很多。尽管我们已经熟知原子结构中电子的自旋特性，在 一个能级轨道上只能有自旋向上和自旋向下的两个电子占据。电子在 固体材料中运动能否有自旋极化的电子电流?怎样产生自旋极化的 电流?怎样检测自旋极化电流?自旋电子学(spintronics)是在凝聚态物理学中新发展起来的一 个学科分支，因其在信息存储应用前景广阔，受到学术和工业界的高 度重视。自旋电子学、早期称之为磁电子学 ，包括巨磁电阻效应和 隧道磁电阻效应，主要研究在固体中自旋自由度的有效控制和操纵以 及金属和半导体中自

11、旋极化的输运和自旋电子检测。1 97 5年j ulliere等【2】发现用铁磁金属替代超导金属，构成铁磁绝 缘层铁磁的磁隧道结，在低温42K时，磁隧道电阻为1 4。1 995年 miyazaki等【3】发现FeA120 3F e隧道结在室温下隧道磁电阻TMR高达 1 8。由此可见自旋电流的注入、输运、操纵和检测都是在纳米尺度 下进行的。1 996年，Ohno等4】在GaAs半导体中掺杂了35的Mn， 得到稀磁半导体，居里温度超过60K。Awschalom等【5 J证明在n型GaAs 中能够传输白旋信息和操纵自旋。12 巨磁电阻效应121 多层膜的巨磁电阻1 9 8 6年，Grunberg等【6

12、】发现在FeCrF e三明治结构中，合适Cr层厚度使得两Fe层间存在反铁磁交换耦合。1 9 8 8年，法国的AFert 等人71在 2 0KOe的外场下用分子束外延(MB E)方法生长的 Fef3Onm)(CrO9nm)多层膜中，电阻变化在低温下(T=42 K)可以达到 5 O，远远超过了纯Fe层中的各向异性磁电阻(约02)，如图11。西南科技大学硕士研究生学位论文第2页 这种巨大的磁电阻现象被称为巨磁电阻效应(GMR)。-40 舶-10010柏多多多H(I【G)图11反铁磁耦合的FeCr多层膜温度为42K时磁电阻与磁场关系 Fig11 The FeCr multilayer of antif

13、erromagnetic coupling magnetic resistance and magnetic field relationship at 42K巨磁电阻效应(GMR)发现不久，其理论和实验研究工作就成为一 个国际性研究课题。很快IBM公司的P arkin等人就发现用较简单的 溅射方法制各的多晶FeCrFe三层膜和(FeCr)多层膜也可以获得巨 磁电阻效应【8，91，其中(FeCr)多层膜在室温和低温42 K的GMR值分 别达到了2 5和l l 0。随后，世界各国的科研工作者发现在由各种 铁磁层(如F e、Ni、Co及其合金)和非磁层(3 d、4d以及5 d非磁金属) 交替生长而

14、构成的磁性多层膜中都存在类似的巨磁电阻效应u。J。GMR效应源于相邻铁磁层的磁矩相对取向变化。实验发现，多 层膜铁磁层间的交换耦合并非总是反铁磁的，而是要随非磁层的厚度 改变在反铁磁和铁磁耦合间振荡变化，如图卜2所示。122自旋阀多层膜GMR效应存在着饱和场较高的局限性，因此实际应用中，西南科技大学硕士研究生学位论文第3页20o呈15口=10o言5c，)oO1020304050Cr thickness(A)图12FeCr多层膜磁电阻(a)和饱和场(b)与Cr层厚度的关系Fig l-2Relationship of the FeCr multilayer magnetic resistance(

15、a)saturatedfield(b)and Cr layer thickness寻找饱和场低，灵敏度高的GMR材料势在必行。l 99 1年，Dieny等【14】发现在NiFeCuNiFeFeMn多层膜系统中存在较低饱和场的GMR 效应。后来人们将这种铁磁层FM 1(自由层)隔离层NM(非磁性层) 铁磁层FM2(被钉扎层)反铁磁层AF(钉扎层)多层膜结构(如图13) 称之为自旋阀。根据每一层位置的不同，自旋阀结构还可以细分为底 自旋阀、项自旋阀和对称自旋阀等，其中以底自旋阀、顶自旋阀研究 最为广泛。自旋阀的磁电阻变化率不高，但其磁矩的一致转：动对巴克 豪森噪音的抑制效果很好，使得其具有很高的信

16、噪比，磁场灵敏度很 高，所以其应用价值非常高。FM 1的磁矩随外磁场作用一致转动，FM2与AF的磁矩产生交换耦合 作用而被钉扎，较小的外磁场无法使其磁矩翻转，故F M2也被叫做 被钉扎层或层磁性参考层(Reference layer)。外磁场的作用使得FM 1西南科技大学硕士研究生学位论文第4页反铁磁层 第二铁磁层 非磁性层(导体)第一铁磁层 基片图13自旋阀结构示意图Fig1-3 Structure schematic drawing of Spin valve的磁矩方向相对于FM2的磁矩方向变化，进而产生巨磁电阻效应。 FM 1的磁矩方向与FM2的磁矩方向互相平行时，整个体系处于低电 阻态

17、：相互反平行时，处于高电阻态。典型的自旋阀磁滞回线和磁电 阻随磁场的变化曲线如图14。123磁性隧道结磁性隧道结在结构上与自旋阀相类似，区别磁性隧道结中的非磁 性隔离层NM为绝缘体，而自旋阀为半导体，如图15。其实早在1 97 5 年Julli ere就发现低温下(T=42 K)FeGeCo隧道结中的电导率变化 可以达到1 4。理论方面，Julli ere还采用类似隧道电导的方法总结 出Julli ere模型，给出磁隧道结的隧道磁电阻(TMR)的解释。1 995年 Miyazaki等【”】人发现室温下F eA120 3Fe磁隧道结中的TMR高达 1 56，随后MIT的Moodera等TMR的发

18、现更是掀起一股磁性隧道 结的研究热潮。白旋阀的低饱和场、高灵敏度、高信噪比及好的频率特性优点使 得自旋阀很快就进入实用化阶段，1 994年IBM公司就宣布研制出自 旋阀结构的硬盘驱动器读头，一举打破了从实验室研制到实际应用的 最快纪录。同IB M一样，其他公司也很快开发出了一系列先进的磁 电子学器件，磁记录读出磁头和巨磁电阻随机存储器(MRAM)是其中西南科技大学硕士研究生学位论文第5页3Eo，mo=：乏器 一 叱、芷司H(Oe)图14自旋阀的磁化曲线(a)和磁电阻曲线(b)Fig14 Magnetization curve(a)and magnetic resistance curve(b)

19、of the SpinValve反铁磁层 第二铁磁层 非磁性层(绝缘体) 第一铁磁层基片 图15磁性隧道结结构示意图Fig15Schematic Magnetic tunnel junction最为杰出的代表。在应用到GMR和TMR的磁电子器件当中，铁磁一 反铁磁双层膜之间的交换耦合起着至关重要的作用。13交换偏置效应1。31交换偏置效应的发现交换偏置效应最早是1 9 5 6年由Meiklej ohn和B ean1 61在Co粒子部分氧化(即CoC oO，如图16所示)的实验中发现的。直径2 01 00nm一西南科技大学硕士研究生学位论文第6页 的CoCoO粒子在外加磁场下自高于反铁磁CoO的

20、Neel温度冷却后，铁磁Co的磁滞回线会往外加磁场方向的相反方向偏移，同时矫顽力 明显增大，如图17所示。Meiklej ohn和B ean把这种外加磁场引起 的磁滞回线的偏移称之为交换各向异性，即交换偏置效应，并被看做 是Co和CoO磁矩问的交换耦合产生的结果。磁滞回线中心的偏移量 称为交换偏置场(Hp)或钉扎场。随着自旋电子学发展，新型的磁性传感器，高密度磁记录读出头 和磁随机存储器(MRAM)因其广泛的应用前景受到众多研究者的极大 关注，其中铁磁(FM)反铁磁(AF)双层膜的交换偏置效应起了关键作 用【l 7，l 81。COO薄膜 膜CO颗粒图16 COCoO微粒Fig16 Schema

21、tic Of CoCoO particle132 交换偏置效应的研究现状微观理论方面，虽然交换偏置效应的发现距今已有半个多世纪， 但其微观起源仍不是完全清楚，众多科研工作者提出过不同的理论模 型致力于去解释交换偏置效应的产生机理。1321 Me i k I e j Ohfl-Be afl(M-B)模型1 962年Mei kl ei ohn和B ean提出该领域第一个理论模型【l州，其 铁磁反铁磁(FMAF)界面磁结构如图l-8所示。西南科技大学硕士研究生学位论文第7页)-朋30(2 )象，ksllO5，to1086一 I7一 厂乙詈K&)81?5一 。冷(b)么：二夕jr，么5一3QC6】图1

22、7 Co-C00颗粒77K下的磁滞回线(1)非磁场退火；(2)磁场下退火【1Fig17Hysteresis loops of Co-CoO particle under 77K(1)Non-magneticannealing；(2)magnetic annealingo铁磁层平坦界面I一I一一-一一一反铁磁层一-一一一一一图18 Meiklejohn Bean(M-B)模型Fig18 Meiklej ohnBean(MB)modelFMAF双层膜体系的自由能可以表示为 E=一HMFMtFMCOS(0p)一HMAF tAFCOS(iO伐)+KFM tFMsin2p+KAFtAFsin2aJexC

23、O S(pa)(1)其中第一和第二项分别为铁磁层和反铁磁层中的Zeeman能，第三和 四项分别为铁磁层和反铁磁层内的单轴各向异性能，最后一项为铁磁西南科技大学硕士研究生学位论文第8页MAF邋AF图19铁磁反铁磁双层膜中磁场和磁化强度的方位角化强度的方位角 Fig19 Magnetic field and magnetized azimuth Angle of the ferromagneticferromagnetic bilayer层和反铁磁层之间的界面耦合能。H为外加磁场，M FM和MAF分别为铁 磁层和反铁磁层的净磁化强度(若存在)，tFM和tAF分别是铁磁层和反 铁磁层的厚度，KFM和

24、KAF分别为铁磁层和反铁磁层的单轴各向异性 常数，J。x为铁磁层和反铁磁层的界面交换耦合能。如图l一9所示，0和 B分别为外磁场及铁磁层的磁化强度和其各向异性轴之间的夹角，0c为反铁磁层的磁化强度和其各向异性轴之间的夹角。 该模型主要作了以下假设： (1)铁磁层中的自旋方向及反铁磁层中子晶格的自旋方向在整个样品中取同，铁磁层的磁化强度在外场中一致转动而反铁磁层的磁化 矢量固定不动。(2)反铁磁层的界面自旋完全未补偿，有剩余界面磁矩S AF。(3)铁磁层和反铁磁层的自旋在其界面互相耦合，单位面积的界 面能为J。x。(4)反铁磁层中存在单轴各向异性，各向异性常数为KAF。理论计算表明，当反铁磁层的

25、厚度大于某一临界值(即tAFJ。K A F)时，将产生交换偏置场，交换偏置场正比于1tFM，这与大多数西南科技大学硕士研究生学位论文第9页 的实验结果相符合。但交换偏置场的模型计算结果与实验值相差23个数量级。1322 Ne e I的理论模型1 96 7年Neel针对反铁磁层各向异性很弱，而且界面完全补偿的 体系提出一个理论模型。其假设铁磁层和反铁磁层中每层原子的磁化 强度都在平行于界面的平面内，反铁磁层界面处未补偿的磁矩与铁磁 层是属于铁磁耦合。根据每一层自旋需要满足的平衡条件和连续近似 的假设，N6el程推测在磁化强度转动过程中，反铁磁层和铁磁层内都 将形成磁畴结构，其法线方向垂直于膜面。

26、不过其连续近似成立的条 件是，对铁磁层和反铁磁层的厚度有一个要求，所假设的铁磁和反铁 磁层的厚度与实验相差很大。1323 磁畴壁平行于界面模型11 9 8 7年，Mauri20】和Malozemoff2 1分别提出的磁畴壁平行于界面模型(如图11 0)。反铁磁畴壁的这种新机制主要作了如下的一些 假设：(1)界面非常平整，界面的耦合是铁磁性耦合；(2)铁磁层的厚 度远小于铁磁层中的畴壁宽度，铁磁层的自旋翻转完全一致转动：(3) 平行于界面的畴壁在反铁磁层一侧形成，这样使交换耦合能有一个上 限，以获得比较合理的钉扎场值。该模型成功之处在于，Mauri模型首先成功解释了钉扎场与铁磁 层厚度的关系，其

27、次，在强耦合的情况下由于假设反铁磁层形成了平 行于界面的畴壁，Hp远小于MB模型中钉扎场的计算值，与实验结果 相近，从而克服了MB模型存在的严重不足。后来的实验也间接证 明了FMAF双层膜中铁磁层磁化强度翻转的过程中反铁磁层的自旋 形成了螺旋状结构【2 21。但这个模型不能说明界面是反铁磁性耦合【2 3】 和铁磁层的磁化方向与反铁磁层的易轴垂直的情况124”J。但Mauri 不能解释反铁磁层界面为补偿面时；存在交换偏置场的原因，而且 Malozemoff过分依赖界面处的杂质缺陷，这与实际情况不符。西南科技大学硕士研究生学位论文第lO页+、铁磁层+平坦界面-|卜+反铁磁层_-_-卜_一-l卜图1

28、1 0磁畴壁平行于界面模型Fig1-1 0 Planar Domain Wall model1324S P i nF l 0P C0 u P I i ng模型1 99 7年Koon基于Heisenberg模型，考虑补偿界面的不同情况， 采用微磁学模拟的方法计算，提出了SpinFlop Coupling模型【2 61，如 图11 l。SpinFlop Coupling模型很好地解释了界面自旋存在垂直耦 合的实验现象。但若引用Koon的自旋唯象模型同时考虑交换能、 Zeeman能、各向异性能、耦极相互作用及阻尼项的贡献，求解朗道栗弗席兹运动方程，结果表明虽然理想平整界面上的spinflop耦合 增

29、加了矫顽场和单轴各向异性能，本身并不能产生交换偏置，仅仅是 增加了矫顽力。值得注意的是，Koon的垂直耦合模型和Malozemoff 随机场模型并不矛盾，将这两个模型结合起来，把界面缺陷引入界面 成角磁结构的模型时，可以成功解释矫顽力和钉扎场。但这两个模型 都过分依赖于界面缺陷的性质和分布，而真实的界面远比理论中假设 的复杂得多。随着铁磁反铁磁铁磁(FMAFFM)三层膜系统研究的出现，更 为复杂的理论机制相继被提出，例如Slonczewki的界面双二次耦合机 制【2 7】等，而且理论和实验上都已经证实了存在界面双二次(spinflop) 耦合。西南科技大学硕士研究生学位论文第11页fUo】11

30、10】 L16图I-I I Spin-Flop Coupling模型Fig11 1 Spin-Flop Coupling model|t。h=70A，-、7lb-昌、1t-一、冀_【墨5 丛。砷丛矿。FeMn-thiekness(Ji,)图112a)NiCrFeMnNiFe体系 中钉扎场和矫顽力对铁磁层厚度的依赖关t系b)Ni20Fe 80(70A)FeMn(tA)中钉 扎场和矫顽力对反铁磁层厚度的依赖关系 Fig1-1 2a)In NiCrFeMnNiFe system，pinning field and coercivity on the thickness dependence of t

31、he ferromagnetic layerb)In Ni 2 oFe 8 o(70A) FeMn(tA)，pinning field and coercivity on the thickness dependence of theferromagnetic layer西南科技大学硕士研究生学位论文第12页 由于铁磁反铁磁的交换耦合作用是一种界面效应，因而提高了其理论机制的复杂度和难度。科研工作者试图提出一种理论模型去成 功解释交换偏置效应的机理，但目前尚未成功。现有的每一种模型都 是仅仅适用于某个特定的FMAF系统。为此，以后的工作需要借助 于更好的理论支持及实验仪器和手段，从不同的交换偏

32、置系统出发，去解释交换偏置效应的微观机制。133 交换偏置效应的影响因素交换偏置效应是一种界面效应，加上其复杂的磁结构，所以交换 偏置效应的影响因素之多注定成为了人们的研究对象，而且至今也未 完成清楚。从最初的铁磁反铁磁的厚度，到后来的结构取向及热稳定 性，科研工作者从未停止探索的脚步。1331 铁磁层厚度的影响l 9 8 7年，D aniele Mauri发现，在铁磁反铁磁双层膜中，当反铁 磁层厚度保持不变，且铁磁层的厚度小于其畴壁的尺寸时，交换偏置oC 1场与铁磁层的厚度成反比例关系【281(如图 11 2(a)所示)，即HEtFM。人们可以根据H。=J。M。tF计算得出双层膜的交换能，。

33、J。但值得 注意的是当1fFMO时，H。0，这可能是因为系统中铁磁层太薄， 形成不连续膜，此时这一线性规律可能不再成立，或者铁磁层的厚度 测量不够准确。也有人认为这是由于在磁化强度反转的过程中铁磁层 内形成了平行于界面的畴壁【2。1332反铁磁层厚度的影响 对于铁磁反铁磁双层膜结构，随着反铁磁层厚度的减小，当反铁磁层厚度小于某一临界值时，HD趋向于零；当反铁磁层大于某一厚 度值时，交换偏置场不再随反铁磁层的厚度的变化而改变，达到某一 最大值，如图11 2(b)所示itAF=JrK彳F(KAF为反铁磁各向异性常数，taF 为反铁磁层厚度，JK为界面耦合能)时反铁磁层厚度tAF的值称之为临 界厚度

34、t。当反铁磁层太薄(tAFt。)时，K爿FtAF太小，无法翻越界面 耦合能，K的势垒，此时交换偏置场趋向于零。交换偏置场与反铁磁层 厚度的关系比较复杂，有待更深入的研究。西南科技大学硕士研究生学位论文第13页1333反铁磁层磁矩取向的影响 实验发现，界面为反铁磁材料的晶格平面不同时，铁磁层的钉扎场和矫顽力也会发生改变。若反铁磁材料的一些原子平面内的自旋互 相平行，此时界面总的磁矩不为零，构成所谓的未补偿界面，它与反 铁磁材料邻原子面的自旋反平行排列，如CoO或NiO的(11 1)及FeMn 的(1l O)都可以构成未补偿界面。未补偿界面的实验结果比较一致。如果反铁磁材料的一些原子平面内自旋相互

35、反平行，同一平面内平均 净磁矩为零，则构成所谓的补偿界面，如F eMn的(00 1)和(11 1)。而 对于补偿界面实验结果不完全相同，这一点比较难以理解。当多晶反 铁磁材料双层膜反铁磁材料的择优取向度增加时，其钉扎场会发生改 变，但没有线性关系增加或减小都有可能，要视具体的多层膜体系而 定。1334界面粗糙度和晶粒尺寸 对于大多数单晶或多晶反铁磁材料双层膜，其钉扎场大小与界面粗糙度有关。如准外延F eF eF2双层膜中，钉扎场随着界面粗糙度的 增加而迅速减少【2 91，如图11 3。理论起源方面因其复杂性至今没有 统一解释。理论表明交换偏置场会随反铁磁层中界面缺陷密度的增加 线性地减少，而矫

36、顽力却线性增加，同时界面粗糙度会严重影响交换 偏置的角度依赖关系【30，3 11。也有人认为界面粗糙度改变了层间耦合 强度进而改变交换偏置的强度【32】。晶粒尺寸对交换偏置效应的影响 更为复杂，某些体系的交换偏置场随晶粒尺寸增加而增加3 3,341，而 另一些体系则随晶粒尺寸增加而减小【”，36】，相关研究工作有待进一 步深入。另外，冷却场的大小和方向、外加磁场与单向各向异性轴之间的 夹角对交换偏置效应也有一定影响。总之，交换偏置场很大程度上决 定于界面处的自旋结构，内禀的因素(如自旋取向和各向异性)和外在 的条件(晶粒大小和粗糙度)等都对钉扎场的大小有贡献。理论方面， 需要将内禀的机制和外在

37、条件及实验现象有机的结合起来，能够给出 一种解释适合更多的新现象；从实际应用的角度考虑，必须发展钉扎 场更大，Blocking温度更高，热稳定性更好的钉扎体系。更多更优越 多层膜钉扎体系等待我们去探索。西南科技大学硕士研究生学位论文第14页飞冷誉o(|警_oT工)日023456G(蛐)图11 3界面耦合能AE对界面粗糙度。的依赖关系(FeF2Fe双层膜291) Fig11 3 The dependante relatiOn between Interface coupled AE to interface roughness o(FeF2Fe bilayers【2 91)西南科技大学硕士研究生

38、学位论文第1 5页2样品的制备和分析测试方法随着科技的不断发展，很多新的样品的制备和测试手段得到发展 和完善。得益于这些精良的仪器以及先进的测试手段，更多的科研成 果展现在我们面前。以下我们将与我们实验相关的实验方法及测试原 理做一些简单介绍。21样品的制备211薄膜样品的制备薄膜的主要制备方法包括电化学沉积、物理气相沉积(PVD)和 化学气相沉积(CVD)。电化学应用最早最易获得，但现在已不常用。 目前常用的方法是物理气相沉积(PVD)和化学气相沉积(CVD)，而其中PVD应用又最为广泛。物理气相沉积中主要是蒸发和溅射应用最多，本论文研究中的薄膜样品就是采用磁控溅射方法制备。下面将 简单介绍

39、磁控溅射镀膜的工艺特点及工作原理。212磁控溅射原理带电离子在电场中加速后沉积于目标靶电极称之为溅射。原子从 物质表面溅射出来需要满足两个条件。第一，入射离子的一部分动能 必须超过由其周围存在的其它原子所形成的势垒(金属一般为51 0eV) 时，这样原子才会从晶格点阵中被碰出出现离位原子，产生碰撞级联， 这其中包含有复杂的碰撞过程。第二，碰撞级联到达物质表面时，靠 近物质表面的原子的动能必须超过表面结合能(金属为16 eV)。磁控溅射技术产生于上世纪7 0年代。磁控溅射镀膜的基本工作原理是：溅射过程中，因为磁场的存在，运动的电子受到洛伦兹力的 作用，运动轨迹会发生偏转，做不规则的螺旋运动。运动

40、路径变长， 因此大大增加了电子与工作气体分子的碰撞几率，如图21。所以磁 控溅射技术有效的克服了一般溅射方法阴极溅射速率低的缺点。多次 碰撞后的电子经过弱电场区到达阳极时其能量已基本耗尽，这也使得 磁控溅射具备了低温的优点。另外，合金靶材的的成分容易控制，所 以薄膜的化学成分可以得到保证，但缺点是靶材的利用率较低，仅为 2030。西南科技大学硕士研究生学位论文第16页图21磁控溅射镀膜的基本工作原理示意图Fig2一lDiagram of Magnetron sputtering working principle22样品的分析测试方法221表面形貌的表征显微镜的发展日新月异，今天的电子显微镜已

41、经能够放大1 00万 倍。目前材料研究常用的显微镜包括：扫描探针显微镜(SPM)、扫 描电子显微镜(S EM)和透射电子显微镜(TEM)。2211扫描探针显微镜(SPM) 扫描探针显微镜主要代表是扫描隧道显微镜(STM)和原子力显微镜(AFM)。(1)扫描隧道显微镜(STM)1 9 82年，IBM瑞士苏黎士实验室的葛宾尼(GBinning)和海罗 雷尔(HRohrer)研制出世界上第一台扫描隧道显微镜(STM)。STM 使人类第一次能够实时地观察单个原子在物质表面的排列状态和与 表面电子行为有关的物化性质，被国际科学界公认为2 0世纪8 0年代西南科技大学硕士研究生学位论文第17页 世界十大科

42、技成就之一。STM的工作原理来源于量子力学中的隧道贯穿原理。其核心是一 个能在样品表面上扫描、并与样品间有一定偏置电压、其直径为原子 尺度的针尖。由于电子隧穿的几率与势垒V(r)的宽度呈现负指数关 系，当针尖和样品的距离非常接近时，其间的势垒变得很薄，电子云 相互重叠，在针尖和样品之间旖加一电压，电子就可以通过隧道效应 由针尖转移到样品或从样品转移到针尖，形成隧道电流。通过记录针 尖与样品间的隧道电流的变化就可以得到样品表面形貌的信息。(2)原子力显微镜(AFM) 当原子与原子很接近时，表现为斥力的作用，反之若两原子分开有一定距离时，整个合力表现为引力的作用。AFM与STM最大的差别在于并非利

43、用电子隧道效应，而是利用原子之间的范德华力作用来 呈现样品的表面特性。假设两个原子中，一个是在悬臂的探针尖端， 另一个是在样本的表面，它们之间的作用力会随距离的改变而变化。原子力显微镜(AFM)工作原理：将一个对微弱力极敏感的微悬 臂一端固定，另一端有一微小的针尖，针尖与样品表面轻轻接触。由 于针尖尖端原子与样品表面原子问存在极微弱的排斥力，通过在扫描 时控制这种力的恒定，带有针尖的微悬臂将对应于针尖与样品表面原 子间作用力的等位面而在垂直于样品的表面方向起伏运动。利用光学 检测法，可以测得微悬臂对应于扫描各点的位置变化，从而可以获得 样品表面形貌的信息。原子力显微镜主要有两种工作模式(如图2

44、2 所示)：非接触模式和接触模式。津接瓣嚣粼学期鞭擞瓣彰搬产一一、。图22原子力显微镜的两种主要工作模式Fig22Two major work patterns of Atomic Force Microscope西南科技大学硕士研究生学位论文第18页2212扫描电子显微镜(Scanning Electron Micro scope，SEM)电子在固体样品中会发生弹性散射和非弹性散射，电子发生弹性 散射之后，其能量不会发生改变，只是运动方向改变，而发生非弹性 散射时，会使得电子损失一部分能量，将能量转移给了周围的原子， 使得原子的能量发生改变从而发出各种物理信号，如图23所示。图23电子束与固

45、体样品作用时产生的信号Fig23Signal of electron beam and solid sample COllision扫描电子显微镜的构造和工作原理：扫描电子显微镜是以类似电 视摄影显像的方式，通过细聚焦电子束在样品表面扫描激发出的各种 物理信号来调制成像的显微分析技术。电子枪射出的电子束经聚光镜 汇聚，再经物镜聚焦成一束很细的电子束。在聚光镜与物镜之间有一 组扫描线圈，控制电子探针在试样表面的微小区域上扫描，引起一系 列二次电子和背景电子发射。它们被探测器接受，经视频放大后输入 显像管(CRT)。在显像管的屏幕上得到与样品表面形貌一致的图像。西南科技大学硕士研究生学位论文第1

46、9页2213透射电子显微镜(Transmission Electron Microscope，TEM)透射电子显微镜是利用经过高压电场加速形成的波长极短的准 单色电子束为照明光源，通过电磁透镜组(聚光镜、物镜、中间镜、 投影镜)成像并利用显示系统(荧光屏、底片盒)显像的一种高分辨、 高放大倍数的电子显微镜。电子束在成像过程中要尽可能的避免与电 子光路中的气体分子发生散射，故整个镜筒需要非常高的真空度(约 1 0-7Pa)。一般电子束的能量为1 00KeV，能够穿透厚度约为1 00nm的 样品。投射电子显微镜主要是利用电子束透过样品薄片，通过电子与 样品薄片的相互作用之后，采用投射电子束观察样品

47、的电子显微镜。 所以透射电镜不仅可以进行微观成像，还可以对样品进行晶体结构和 微区成分分析。222 成分的表征薄膜成分的表征方法有俄歇电子能谱(AES)、电子能量色散谱 (EDX)、X射线电子能谱(XP S)和二次离子质谱(s IM S)等。俄歇电子能谱仪是利用电子束激发样品中元素的内层电子，使该元素发射出俄歇电子，通过分析电子的能量分布进而分析样品成分。 俄歇电子能谱仪需要在1 0-sP a的高真空下工作以避免样品表面被污 染。同时还要配备可以对样品表面进行清洁的离子枪设备。当入射电 子的能量在几十至几百电子伏时电子的逸出深度最小，这时的俄歇电 子最能代表样品表面的成分。实际中需要将获得的电

48、子能量分布曲线 进行一次微分。因为俄歇电子只是来自样品的电子中的一小部分，必 须将俄歇电子与其他电子分开。电子能量色散谱是一种常用的成分分析方法，因此电子能量色散 谱仪经常被安装于扫描电子电镜和透射电子电镜等显微镜。电子显微 镜中地电子束是聚焦到很小的区域，因此得到的成分结果只能代表样 品中很小的一个区域。在这种情况下，电子显微镜发射的电子束不仅 要完成材料结构的分析，还要激发材料中电子，以产生特征X射线。 X射线光电子能谱仪的工作原理是利用能量较低的X射线源作为 激发源，通过光电效应产生出具有一定能量的光电子，通过对这些具 有特征能量的电子进行分析得到化学成分的结果。利用x射线光电子西南科技

49、大学硕士研究生学位论文第20页 能谱的峰宽很小的特点可以分析所涉及元素的键合状态。这是因为参加键合的外层的电子的成键会导致内层电子的能量发生几个电子伏 特的变化。X射线光电子能谱还可以研究内层电子合价电子的光电子 能谱，这是源于同步辐射可提供光子能量连续可调的单色光。如果想 使表面灵敏度更大，选择可以使得电子的逃逸深度较小的能量的光 子，使电子逃逸深度变大，可以获得主体的性能。二次离子质谱是利用离子溅射先从固体表面溅射出二次离子，再 对其进行成分分析的仪器。二次离子质谱的检测极限极高，可以检测 出元素的相对含量达到1 0。6量级。223 磁性能的测量磁性能是本研究课题的一个重要材料特性，对材料

50、磁特性的精确 测量，对于磁性能材料的研究有着重要意义。材料的磁性能测量主要 有三种原理：(1)测量材料磁矩，通过材料在非均匀磁场中所受到的 力来表征。优点在于灵敏度较高，但是测量不同结晶取向下的磁矩有 困难。例如磁称和交变梯度磁强计。 (2)基于感应定律，样品放置于 均匀磁场中，样品和测量线圈之间做相对运动，测量线圈中的感应电 压，以此推断材料的磁性能，这种方法称为感应法。应用感应法的磁 性能测量仪器有振动样品磁强计、提拉样品磁强计、超导量子干涉磁 强仪等。这些仪器测试便捷，具灵敏度很高，是目前应用比较广泛的 一种测试方法。(3)对于某些物理效应较为突出的磁性材料，还可以 利用铁磁霍尔效应、法

51、拉第效应、微波磁共振现象等一些物理效应测 量其与磁性能有关的物理量。这些方法具有某些独特优点，在某些情 况下具有一定优越性。本课题材料的磁性能是采用感应法测量，测量设备是为振动样品 磁强计(Vibrating S ample magnetometer，VS M)。该设备可以测量饱和磁 化强度(M。)、磁化强度的择优取向(即磁各向异性)、矫顽力(H。)、剩 磁(M，)、磁相互作用、交换偏置场(H。)等磁性能参数。将被测量的样 品放置于样品杆(石英玻璃)上，样品杆一端置于均匀磁场中心，另 一端连接电磁振动头，样品由振动头驱动在磁场中心做等幅振动，其 结构示意图如图24所示。均匀磁场可以由亥姆霍兹线圈或者电磁铁 产生。西南科技大学硕士研究生学位论文第2l页图24振动样品磁强计结构示意图Fig24 Structure diagram of VSM超导量子干涉磁强计(SuperconductingQuantumInterference Devi ceS QUID)是利用超导量子干涉来检测磁通量的磁