shkolaput.ru 1

На правах рукописи

ИЛЬЮЩЕНКОВ ДМИТРИЙ СЕРГЕЕВИЧ
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ПЛЕНОК ИЗ
ФЕРРОМАГНИТНЫХ АМОРФНЫХ НАНОЧАСТИЦ
Специальность 01.04.07 - физика конденсированного состояния
АВТОРЕФЕРАТ
диссертации на соискание ученой степени
кандидата физико-математических наук
Санкт-Петербург
2011




ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы диссертации. В последнее время пленки из ферро-
магнитных наночастиц стали привлекать к себе большое внимание, по-
скольку, с одной стороны, они представляют новый объект, свойства ко-
торого могут значительно отличаться от свойств объемного материала;
с другой стороны, они открывают возможности создания совершенно
новых материалов для различных применений: в устройствах для за-
писи информации, медицинской диагностики, химического катализа и
т. д. Наночастицы, размер которых может составлять от единиц до со-
тен нанометров, получают самыми различными способами: от простого
химического осаждения коллоидных растворов, плазменного нанесения
до химического восстановления солей металлов.
В Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе РАН была разра-
ботана уникальная методика получения аморфных наночастиц чистых
металлов на основе лазерного электродиспергирования [1]. Главная осо-
бенность метода заключается в том, что получаемые пленки состоят из
практически монодисперсных аморфных наночастиц (гранул) с диспер-
сией размера менее 10 %. При этом размер частиц фиксирован и зависит
только от материала мишени. Полученные этим методом наноструктури-
рованные пленки Pt, Pd, Cu уже нашли применение в катализе благодаря
высокой каталитической активности [2].
Магнетизм аморфных ферромагнитных наночастиц представляет
большой интерес, поскольку аморфная форма материи может обладать
специфическим типом магнетизма. Таким образом, является актуальным

получение аморфных магнитных наноструктурированных материалов и

изучение их свойств.
Целью работы является:
1. Получение пленок из магнитных наночастиц N i и Co с помощью
технологии лазерного электродиспергирования и изучение их элек-
трических и магнитных свойств.
2. Построение теоретической модели, позволяющей адекватно описать
наблюдавшиеся при экспериментальных исследованиях особенно-
сти магнитного поведения пленок.
3


3. Проведение численного моделирования по методу Монте-Карло с
целью проверки построенной теоретической модели и выявления
особенностей поведения магнитной структуры.
Научная новизна работы состоит в решении следующих задач:
1. Впервые получены пленки из аморфных наночастиц N i и Co.
2. Изучены электрические и магнитные свойства полученных пленок
N i и Co.
3. Построена теоретическая модель ферромагнитного стекла, описы-
вающая необычное магнитное поведение толстых пленок.
4. Разработан подход и проведено численное моделирование по методу
Монте-Карло для модели ферромагнитного стекла.
Практическая значимость работы. Впервые получены пленки из
аморфных наночастиц N i и Co, которые представляют большой интерес
в различных областях: в устройствах для записи информации, медицин-
ской диагностики, химического катализа и т.д.
Основные положения, выносимые на защиту:
1. Метод лазерного электродиспергирования позволяет получить
пленки из аморфных наночастиц N i, размер которых составляет
2.5 нм, и Co, размер которых составляет 3.5 нм.
2. Тонкие пленки N i толщиной ∼ 10 нм характеризуются суперпара-
магнитным поведением. При этом образуются магнитные кластеры
с латеральным размером (100 − 150) нм, которые состоят из 3 × 103
наночастиц.
3. Магнитное поведение толстых пленок N i толщиной ∼ 50 нм может
быть описано в рамках модели ферромагнитного стекла, в которой
размер локальной магнитной упорядоченности и переходные обла-

сти характеризуются единой корреляционной длиной.

4. Корреляционная длина L определяется отношением обменной энер-
гии и энергии анизотропии и может меняться с температурой.
4


5. Численное моделирование по методу Монте-Карло согласуется с
предсказаниями модели ферромагнитного стекла.
Апробация работы. Результаты работы докладывались на семинарах
лабораторий Физико-технического института им. А. Ф. Иоффе, и на Все-
российском симпозиуме “Нанофизика и наноэлектроника” (Институт фи-
зики микроструктур РАН, Нижний Новгород, 2006, 2008 и 2010 гг.)
Публикации. По результатам исследований, проведенных в диссерта-
ции, опубликовано 8 статей (их список приведен в конце диссертации).
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения,
трёх глав, заключения и списка литературы. Диссертация содержит 87
страниц текста, включая 32 рисунка. Список цитируемой литературы
содержит 72 наименования.
СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Во Введении обоснована актуальность темы исследований, сформули-
рованы цель и научная новизна работы, перечислены положения, выно-
симые на защиту, а также кратко изложено содержание диссертации.
Первая глава “Экспериментальные исследования” посвящена экс-
периментальному изучению свойств гранулированных пленок из нано-
частиц N i и Co, которые были получены с помощью метода лазерно-
го электродиспергирования, развитого в Физико-техническом институте
им. А. Ф. Иоффе РАН. В главе изложены основы метода и представ-
лены результаты исследования структурных параметров, электрических
и магнитооптических свойств, выполненных в ФТИ им. А.Ф. Иоффе, а
также исследования магнитных свойств для тонких и толстых пленок
N i толщиной 10 нм и 50 нм, проведенные в университете г. Амстердама.
В главе также приведены данные по исследованию магнитооптических
свойств гетероструктур Co/CaF2/Si(001), выращенных с помощью мето-

да молекулярно-лучевой эпитаксии. Глава содержит 5 параграфов.

В первом параграфе изложен метод лазерного электродиспергирова-
ния, разработанный в Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе
РАН. В основе метода лежит процесс каскадного деления расплавлен-
ных металлических капель, заряженных в плазме лазерного факела. Для
экспериментальной реализации этого процесса использовался импульсно-
5



периодический неодимовый лазер YAG:Nd3+ (длина волны λ = 1.06 мкм,
время импульса τ ≈ 30 нс, частота следования импульсов ν ≈ 28 Гц,
энергия в импульсе E ≈ 0.3 Дж, плотность энергии P ≈ 110 Вт/см2),
которым облучалась плоская металлическая мишень. В параграфе изло-
жены ключевые моменты процесса образования металлических капель
нанометрового размера.
Во втором параграфе главы обсуждаются структурные свойства по-
лучаемых наноструктурированных пленок. Главная особенность пленок
состоит в том, что они состоят из аморфных наночастиц строго опре-
деленного размера, что подтверждается данными исследовании с помо-
щью туннельного электронного микроскопа демонстрирующих, что по-
лученные пленки состоят из практически сферических наночастиц, рав-
номерно распределенных по поверхности подложки случайным образом.
Анализ изображений показал, что сосед-
ние наночастицы сохраняют индивидуальную
форму и не коагулируют между собой, в отли-
чие от других методов изготовления наноча-
стиц. Средний размер наночастиц D ≈ 2.5 нм
для наночастиц N i и 3.5 нм – для Co, при этом
дисперсия размера очень мала, менее 10 %.
Неструктурированное гало на картинах ди-
фракции электронов, полученных с помощью
ТЭМа, свидетельствует о том, что наночасти-
Рис. 1: Картина дифракции
цы находятся в аморфном состоянии (Рис. 1).
электронов ТЭМ пленок из
В параграфе приведены данные атомно-
наночастиц N i
силового микроскопа (АСМ) для пленок N i,

свидетельствующие о ступенчатом характере

роста пленки, и даны объяснения такого механизма роста.
При исследовании с помощью АСМ поверхности пленки из наноча-
стиц N i, толщина которой составляет 10 нм, обнаружены кластеры из на-
ночастиц (пирамидки), высота которых составляет 10 нм, а латеральный
размер порядка 100–150 нм. Приняв во внимание размер наночастиц N i
2.5 нм, можно оценить число наночастиц в таком кластере: N ∼ 3 × 103.
В случае наночастиц Co данные АСМ свидетельствуют о послойном ха-
рактере роста.
6



Третий параграф посвящен обсуждению электрических свойств. Из-
мерения электрических свойств проводились для магнитных пленок из
наночастиц N i и Co различной толщины. Установлено, что удельное со-
противление толстых пленок оказывается на 2–3 порядка выше по срав-
нению с удельным сопротивлением сплошных пленок объемного металла
той же толщины. Это свидетельствует в пользу того, что даже толстые
многослойные пленки состоят из отдельных наночастиц, контактирую-
щих друг с другом.
В параграфе приведены оценки усредненной межгранульной прово-
димости, позволяющие сделать вывод, что контакты между гранулами
либо точечного типа, либо, что более вероятно, имеют туннельный ин-
терфейс. Оценочное значение межгранульной проводимости оказывается
достаточно большим, чтобы обеспечить обменное спаривание между гра-
нулами.
Четвертый параграф главы посвящен изучению магнитных свойств
пленок N i при помощи SQUID-магнетометра.
Пленки из наночастиц N i различ-
ной толщины исследовались при помо-
щи стандартных процедур измерения
намагниченности в нулевом магнитном
5
поле и во внешнем магнитном поле
ть (10  А/м)
(ZFC/FC). Для получения ZFC и FC
ченнос
кривых образцы предварительно охла-
ни
25 Гс
ждались без внешнего магнитного по-
50 Гс
75 Гс
Намаг
125 Гс

ля (H = 0) от комнатной температу-

ры до 5 K. После этого измерялась тем-
Температура (K)
пературная зависимость намагниченно-
Рис. 2: Измерение намагниченности
сти образцов при нагревании от 5 K до
пленок N i толщиной 10 нм по методу
350 K в заданном внешнем магнитном
ZFC/FC.
поле (ZFC кривая) и при последующем
охлаждении от 350 K до 5 K в том же внешнем магнитном поле (FC кри-
вая). На Рис. 2 представлены результаты измерений намагниченности
по методу ZFC/FC, которые позволяют определять температуру блоки-
ровки (необратимости): значение температуры, при которой происходит
разделение ZFC и FC кривых. В результате были получены зависимости
7



температуры блокировки как функции магнитного поля.
Измерение петель гистерезиса при различных температурах позволи-
ло определить температурную зависимость коэрцитивного поля Hc (T ).
На полученных пленках гистерезис наблюдался вплоть до комнатной
температуры, 300 K.
Аналогичные измерения были про-
ведены также для пленок из наноча-
стиц N i толщиной 50 нм, их резуль-
таты приведены в диссертации. Оказа-
лось, что их магнитное поведение суще-
ственно отличается и указывает на рез-
кое возрастание роли обменного взаи-
модействия между наночастицами. Для
пленок толщиной 50 нм при измерениях
температурной зависимости остаточной
намагниченности (TRM) было обнару- Рис. 3: Измерение термоостаточной
жено аномальное поведение остаточной намагниченности пленок Ni толщи-
ной 50 нм.
намагниченности(см. Рис. 3). В ходе из-
мерений образцы охлаждались в задан-
ном внешнем магнитном поле от температур, существенно превышающих
Tirr до 5 K, а затем магнитное поле выключалось, и измерялась темпера-
турная зависимость остаточной намагниченности при нагревании от 5 K
до 350 K в отсутствие внешнего магнитного поля. Важно отметить, что

остаточная намагниченность существенно увеличивается с ростом темпе-

ратуры, противоположно тому, что можно было бы ожидать от системы
локализованных магнитных моментов. Заметим, что в экспериментах по
измерению термоостаточной намагниченности, вклад Зеемановской энер-
гии, обусловленной влиянием внешнего магнитного поля, устраняется, и
термоостаточную намагниченность можно рассматривать как сумму маг-
нитных моментов наночастиц, все еще блокированных в замороженном
состоянии, вызванном ранее приложенным внешним магнитным полем.
В пятом параграфе главы обсуждаются магнитооптические свойства
пленок из наночастиц N i и Co, полученных при помощи метода лазерной
электродисперсии, а также свойства гетероструктур Co/CaF2/Si(001),
выращенных с помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии. Маг-
8



нитные свойства структур исследовались с помощью автоматизирован-
ной магнитооптической методики, позволяющей проводить измерения
меридионального (продольного) эффекта Керра (МЭК) на длине вол-
ны λ = 650 нм. Измерения проводились в диапазоне магнитных полей
H ≤ 2 кГс и температурном диапазоне T = (10 − 300) K с чувствитель-
ностью измерения поворотов плоскости поляризации света ∆α ∼ 10 .
Сканирование магнитного поля осуществлялось с помощью компьютера.
Время одного цикла составляло τ ∼ (50 − 100) с.
На Рис. 4 представлены результаты
измерений эффекта Керра для пленок
толщиной 20 нм из наночастиц Co.
Результаты измерений температур-
ной зависимости величины эффекта
Керра для тонких пленок из наноча-
стиц N i и Co свидетельствуют о супер-
парамагнитном характере их магнитно-
го поведения. Модель суперпарамагне-
тизма подробно обсуждается в следую-
щей главе.
Рис. 4: Петля гистерезиса, получен-
В заключение параграфа приве-
ная при измерении эффекта Керра
пленки Co толщиной 20 нм.
дены экспериментальные данные, по-

лученные для гетероструктур Co/CaF2/Si(001),

свидетельствующие, что при малых плотностях покрытия, магнитная
структура плёнок при T=294K представляют собой ансамбль суперпа-
рамагнитных слабовзаимодействующих наночастиц и характеризуется
небольшими величинами коэрцитивного поля Hc и остаточной намагни-
ченности Mr.
Во второй главе “Теоретические модели” изложена модель суперпа-
рамагнетизма [3], которая как показали результаты проведеного иссле-
дования, хорошо применима для описания магнитного поведения тонких
пленок толщиной 10 нм. Предложена модель ферромагнитного стекла,
которая позволила выявить природу магнитных аномалий пленок тол-
щиной 50 нм из аморфных наночастиц N i.
В первом параграфе “Cуперпарамагнетизм тонких пленок” показа-
но, что наблюдаемое в экспериментах магнитное поведение может быть
9


объяснено на основе модели Нееля для ансамбля невзаимодействующих
монодоменных магнитных суперчастиц. В этой модели существует два
параметра: µ – магнитный момент однодоменной суперчастицы и темпе-
ратура блокировки при нулевом магнитном поле Tirr,0, характеризующая
энергию анизотропии. Зависимость температуры блокировки (необрати-
мости) от магнитного поля дается выражением:
2
µH
Tirr (H) = Tirr,0 1 −
,
(1)
50kBTirr,0
где kB – константа Больцмана. Показано, что экспериментальные дан-
ные для Tirr (H) описывается законом (1) со следующими параметрами:
Tirr,0 = 253K и µ = 0.93 × 106µB, где µB – магнетон Бора.
Температуру блокировки Tirr и магнитный момент суперчастицы
можно независимо оценить из температурной зависимости коэрцитивно-
го поля, которая в модели суперпарамагнетизма определяется законом:
1
T
/2
Hc (T ) = Hc,0 1 −
,
(2)
Tirr,0
где
Hc,0 = 50kBTirr,0/µ,
(3)
По экспериментальным данным для для Hc (T ) были найдены следующие

значения параметров: Tirr,0 = 300K и Hc,0 = 11.3 кА/м. Соответствен-

но, для магнитного момента суперчастицы имеем: µ = 1.5 × 106µB, что
хорошо согласуются с оценками, полученными из зависимости Tirr(H).
Полученное значение магнитного момента суперчастицы намного
больше магнитного момента отдельных наночастиц N i. В самом деле,
наночастица N i имеет диаметр 2.5 нм и содержит порядка 600 атомов.
Поскольку, что магнитный момент атома N i для наночастиц 0.7µB, маг-
нитный момент наночастицы N i примерно равен 400µB. А значит, в изу-
чаемых пленках из наночастиц N i толщиной 10 нм отдельные наноча-
стицы N i образуют суперчастицу, состоящую примерно из 3 × 103 нано-
частиц. Эта оценка хорошо коррелирует с оценкой размера кластеров,
полученной при помощи АСМ. Вследствие обменного взаимодействия,
магнитные моменты всех наночастиц в кластере выстроены параллель-
но, формируя однодоменную суперчастицу.
10


Наши результаты однозначно показывают, что мы имеем дело с обра-
зованиями, состоящими из большого числа отдельных гранул, сформи-
рованных в результате обменного взаимодействия между гранулами.
Используя значения объема суперчастицы и температуры блокиров-
ки Tirr,0, полученные из эксперимента, можно оценить константу ани-
зотропии монодоменной суперчастицы, которая формируется в пленке
вследствие самоорганизации. Соотношение между этими параметрами
определяется выражением:
KV
Tirr,0 =
,
(4)
25kB
где V – объем суперчастицы. Используя это соотношение, получаем зна-
чение константы анизотропии монодоменной суперчастицы: K = 4 × 104
эрг/м3.
Проведенный теоретический анализ показал, что теория суперпара-
магнетизма применима к пленкам из наночастиц только в случае, когда
размер кластера, образованного из наночастиц, намного меньше корре-
ляционной длины магнитного упорядочивания.
Важно, что наблюдаемое в экспериментах значение температуры бло-

кировки достаточно велико. Обычно, в пленках, состоящих из случайно

расположенных магнитных наночастиц, эта температура не превосходит
10–20 K. При использовании специальных методов формирования плен-
ки, предполагающих строгий контроль расположения наночастиц, темпе-
ратуру блокировки удается существенно увеличить, вплоть до комнатной
температуры. В нашем случае, высокое значение температуры блоки-
ровки обусловлено процессом самоорганизации наночастиц в кластеры,
которые играют роль невзаимодействующих монодоменных магнитных
суперчастиц.
Во втором параграфе главы представлена модель ферромагнитного
стекла, которая позволила описать магнетизм толстых пленок. В рамках
модели предполагается, что гранулы монодисперсны, а контакт между
ними происходит через туннельный переход.
Обменное взаимодействие между соседними гранулами 1 и 2 описы-
вается гамильтонианом:
Hex ∼ − ˜
J
S
S
i,1 i,2,
(5)
i
11


где суммирование выполнено по парам прилегающих друг к другу спинов
Si,1 и Si,2, разделенных туннельным барьером, ˜
J – это константа обмена
на границе между двумя соседними гранулами, которую можно оценить
как ˜
J = JW , где J – это константа обмена, характеризующая объемный
материал, а W < 1 – вероятность туннелирования. Оценка сверху для
этой константы получена из отношения проводимости образца и прово-
димости объемного материала, которое для пленок N i составляет 10−3.
В модели полагается, что в грануле моменты всех атомов выстро-
ены в одном направлении, откуда следует, что S S
i,1 i,2 = cos θ1,2, где
θ1,2 = ∠M1, M2. Здесь M1,2 – это намагниченность гранулы, при этом
для простоты принимается |S| = 1. Энергия обменного взаимодействия
между двумя соседними гранулами определяется выражением:
1
E
˜
ex,g = − ˜
Js cos ∆θ → Js (∆θ)2 ,
(6)
2
где ∆θ – угол между намагниченностями гранул M1 и M2, а s – число

спиновых контактов. В выражении (6) мы использовали приближение

cos ∆θ ≈ 1 − (∆θ)2/2, и пренебрегли слагаемым независящим от угла ∆θ.
Анизотропии аморфных гранул (возникающая главным образом из-за
формы гранулы) характеризуется случайным распределением направле-
ний осей анизотропии. Соответствующий энергетический член записыва-
ется как: Ua,i = KuVg sin2 βi, где Ku – константа одноосной анизотропии,
Vg – объем гранулы (мы пренебрегаем различиями значений объема и
константы анизотропии для различных гранул), а βi – угол между на-
магниченностью гранулы и ее осью анизотропии.
В нашем модельном рассмотрении считается, что намагниченность
гранул, а также ось анизотропии каждой гранулы лежат в плоскости
пленки. В этом случае полную энергию анизотропии некоторого объема
V , содержащего N гранул, оценивается следующим образом:
K
K
U
uVg
uVg
a =
KuVg sin2 βi =
N −
cos 2β
2
2
i.
(7)
i
i
Здесь βi = ϕi − αi, где ϕi – случайный угол, характеризующий направле-
ние оси анизотропии гранулы i, в то время как угол αi (слабо меняющий-
ся при изменении i) описыват направление намагниченности гранулы i.
12


Среднее значение зависящей от угла части энергии анизотропии равно
нулю, а ее среднеквадратичное отклонение σu дается выражением:
K

σ
uVg
u =

N .
(8)
2 2
Длина корреляции L, определяющая характерный масштаб, на кото-
ром намагниченность меняет направление на противоположенное, оце-
нивается из условия, что минимум средней плотности полной энергии
(состоящей из суммы обменной энергии и энергии анизотропии) дости-
гается в области с характерным масштабом L. Принимая по внимание
выражения (6) и (8), мы получаем:

˜
Js
L ≈ 3 2π2
(Dd)1/2,
(9)
KuVg
где D – диаметр гранулы, d – толщина пленки. Отметим, что число

спиновых контактов s можно оценить как s ∼ (D/a)2, где a – межатом-

ное расстояние. Чтобы оценить длину корреляции L мы использовали
рассуждения, подобные приведенным в работах [4], [5]. Образец с отно-
сительно небольшим размером менее L можно рассматривать как одно-
доменный, при этом его обменная энергия равна:
3π2
d
E
˜
ex,d =
Js
.
(10)
2
D
В противоположность обычному объемному ферромагнетику, в ко-
тором размер домена и ширина доменной стенки отвечают разным про-
странственным масштабам, в нашем случае имеется лишь один простран-
ственный масштаб, задаваемый корреляционной длиной, который опре-
деляет и размер домена, и размер доменной стенки.
Важная особенность нашей модели заключается в том, что свойства
рассматриваемых систем сильно зависят от отношения (внутрегрануль-
ной) энергии анизотропии и (межгранульной) обменной энергии. Если
это отношение меняется, ожидается, что магнитные свойства будут силь-
но зависеть от этих изменений. В частности, уменьшение этого отноше-
ния с ростом температуры может приводить к явным изменениям тер-
моостаточной намагниченности.
13


В заключение этого параграфа обсуждается возможность существо-
вания в пленках двух критических температур: Tc,g – эффективной тем-
пературы Кюри для кластера и Tc – температуры Кюри объемного фер-
ромагнетика. Показана возможность существования температурных ре-
жимов Tc,g < T < Tc, при которых коллективный ферромагнетизм исче-
зает, и мы имеем дело с ферромагнитно несвязанными между собой гра-
нулами, хотя при этом ферромагнетизм продолжает существовать внут-
ри самих гранул.
Третья глава “Численное моделирование методом Монте-Карло”
посвящена компьютерным расчетам распределения намагниченности в
пленках. Представлена модель, использующая подход эффективного по-
ля и учитывающая влияние внешнего магнитного поля, анизотропию на-

ночастиц, диполь-дипольное и обменное взаимодействие. В главе описан

подход к моделированию и представлены основные результаты расче-
та взаимодействующих монодисперсных систем магнитных наночастиц с
заданным распределением направлений осей анизотропии.
В первом параграфе главы описаны основные особенности построен-
ной численной модели. Моделирование проводилось с помощью метода
Монте-Карло. В рамках модели магнитные гранулы располагаются в уз-
лах кубической решетки, гранулы считаются монодисперсными и име-
ющими форму сферы. Оси анизотропии каждой гранулы направлены в
пространстве случайным образом. Энергия каждой гранулы складыва-
ется из энергии анизотропии (Ea), энергии обменного взаимодействия
с соседними гранулами (Eex) и энергии диполь-дипольного взаимодей-
ствия с окружающими гранулами (Edd). При моделировании использует-
ся подход эффективного локального магнитного поля, в рамках которого
энергия отдельной гранулы представляется в виде:
Ei = Ea + Eex + Edd ≡ −KuVgcos2 β − Mi · Bi,
(11)
где Ku – константа анизотропии, Vg – объем, β – угол между направ-
лением намагниченности и осью анизотропии, а Mi – магнитный мо-
мент гранулы. Эффективное магнитное поле Bi есть сумма приложенно-
го внешнего поля Ba, “дипольного” и “эффективного обменного” полей.
Последнее описывает обменное взаимодействие с соседними гранулами.
14


Соответственно, Bi определяется выражением:


µ
3 Mjrij rij
0
M
B
j
i = Ba +

+ C∗
M


r5
r3 
j ,
(12)
j=i
ij
ij
j=i
где rij – вектор между центрами i-ой и j-ой гранул, rij = |rij|, а константа
обменного взаимодействия C∗ определяется выражением:
JW s
¯
J
C∗ =
=
.
(13)
M 2
M 2
Таким образом, потенциальная энергия зависит от направления магнит-
ного момента, легкой оси намагниченности (оси анизотропии) и эффек-

тивного магнитного поля Bi.

В процессе расчета для каждой гранулы определяется направление
магнитного момента, обеспечивающее минимум полной энергии системы
в заданном внешнем магнитном поле при фиксированных направлениях
намагниченности остальных гранул. Указанная процедура применяется
к каждой наночастице, причем гранулы обходятся в случайном порядке.
Процедура повторяется до тех пор, пока не будет найдено установивше-
еся положение моментов наночастиц.
Во втором параграфе данной главы приводятся основные результаты
проведенных численных расчетов.
Проведенное компьютерное моделирование показало, что в полном
согласии с полученными ранее аналитическими результатами, система
разбивается на кластеры, или “домены”, из наночастиц, с практически
коллинеарно-ориентированными магнитными моментами. Размер “доме-
нов” зависит от соотношения энергий обменного взаимодействия и слу-
чайной анизотропии, в полном соответствии с полученным аналитически
выражением для длины корреляции в модели ферромагнитного стекла.
Для квазидвумерной системы предсказана структура взаимной ориен-
тации магнитных моментов, относящаяся к случаю сильного диполь-
дипольного взаимодействия между отдельными гранулами.
Компьютерное моделирование показало, что наблюдаемое экспери-
ментально увеличение остаточной намагниченности с ростом температу-
ры является результатом уменьшения с температурой анизотропии на-
ночастиц либо увеличения с температурой прямого обмена между нано-
15



частицами. На основании экспериментальных данных, а также резуль-
татов аналитических вычислений и компьютерного моделирования мы
заключили, что структуры, образованные ферромагнитными наночасти-
цами, характеризующимися наличием слабого прямого обмена и случай-
ной анизотропии формы, имеют свойства ферромагнитных стекол.
Структура намагниченности обра-
зуется из

“доменов”, размер

кото-
рых определяется соотношением слабо-
го межгранульного прямого обмена и
случайной анизотропии. Для квазидву-
мерных структур диполь-дипольные
силы становятся определяющими и
ответственными за образование вих-
реподобных картин намагниченности
(см. Рис. 5).
В главе также представлены резуль-
таты расчетов, описывающих магнит-
ное поведение образцов, полученное в
Рис. 5: Распределение намагничен-
результате экспериментов по измере-
ности, расчитанное с помощью мето-
нию эффекта Керра при повороте маг-
да Монте-Карло для пленки N i.
нитного поля, представленных в соот-
ветствующем параграфе первой главы.
С помощью моделирования систем состоящих из магнитных и немаг-
нитных наночастиц показана возможность использования метода лазер-
ного электродиспергирования для получения пленки с магнитным тун-
нельным переходом, состоящей из чередующихся слоев металлических
наночастиц с разными значениями коэрцитивного поля. В таких мате-
риалах должен наблюдаться эффект гигантского туннельного магнито-
сопротивления, поскольку намагниченность в разных слоях по-разному
зависит от приложенного внешнего магнитного поля. Такой материал мо-
жет быть использован при создании новых спинэлектронных устройств:
магнитных сенсоров, магнитных ячеек памяти.
16


В Заключении приведены основные результаты работы:
1. Впервые получены пленки из аморфных наночастиц N i и Co.
2. Изучены электрические и магнитные свойства полученных пленок
N i и Co.
3. Показано, что модель суперпарамагнетизма применима для описа-
ния тонких пленок N i толщиной ∼10 нм.
4. Изучено магнитное поведение толстых пленок N i толщиной 50 нм,
и показано, что в них существенно возрастает роль обменного вза-
имодействия между наночастицами. Магнитное поведение толстых
пленок не укладывается в рамки суперпарамагнетизма.

5. В магнитных пленках с толщиной 50 нм обнаружено аномальное

поведение спонтанной намагниченности структуры: ее возрастание
с температурой.
6. Для описания магнитного поведения толстых пленок предложена
теоретическая модель ферромагнитного стекла, представляющая
собой обобщение модели случайной анизотропии.
7. Проведено численное моделирование по методу Монте-Карло для
модели ферромагнитного стекла, позволившее продемонстрировать
особенности магнитного поведения в зависимости от отношения об-
менной энергии и энергии анизотропии.
Публикации автора по теме диссертации
[A1] D. S. Ilyushenkov, V. I. Kozub, I. N. Yassievich, et al., Ferromagnetic
glass on the base of aggregates of Ni amorphous nanogranules //
J.Magn.Magn.Mater., 323(10), 1259–1253 (2011).
[A2] D. S. Ilyushenkov, V. I. Kozub, D. A. Yavsin, et al., Magnetic
properties of self-assembled nanostructure films on the base of amorphous
Ni granules // J.Magn.Magn.Mater., 321(5), 343–347 (2009).
[A3] Б. Б. Кричевцов, С. В. Гастев, Д. С. Ильющенков и др.,
Магнитные свойства массивов наночастиц кобальта на поверхности
CaF2(110)/Si(001) // ФТТ, 51(1), 109–117 (2009).
17


[A4] Д. С. Ильющенков, В. И. Козуб, И. Н. Яссиевич, Формирование
доменов в пленках магнитных наночастиц со случайным распределением
осей анизотропии // ФТТ, 49(10), 1853–1857 (2007).
[A5] Д. С. Ильющенков, М. А. Одноблюдов, Д. А. Явсин и др. Маг-
нитные плёнки из монодисперсных никелевых наночастиц // Институт
физики микроструктур РАН, симпозиум “Нанофизика и наноэлектрони-
ка”, 2, 293–294 (2006).
[A6] Д. С. Ильющенков, С. В. Гастев, В. И. Козуб и др. Магнитные
свойства пленок из наночастиц никеля и кобальта // Институт физи-
ки микроструктур РАН, симпозиум “Нанофизика и наноэлектроника”, 2,
265–256 (2008).
[A7] Д. А. Андроников, Д. С. Ильющенков, С. А. Гуревич и др., Маг-
нитосопротивление гранулированных пленок, состоящих из наночастиц

Co, полученных методом лазерного электродиспергирования // Инсти-

тут физики микроструктур РАН, симпозиум “Нанофизика и наноэлек-
троника” 2, 377–378 (2010).
[A8] Д. С. Ильющенков, В. И. Козуб, И. Н. Яссиевич, Ферромагнит-
ные стекла на основе наночастиц никеля // Институт физики микро-
структур РАН, симпозиум “Нанофизика и наноэлектроника” 2, 386–387
(2010).
Список литературы
[1] V. M. Kozhevin, D. A. Yavsin, V. M. Kouznetsov, et al., J. Vac. Sci. Tech.
B 18(3), 1402 (2000).
[2] T. N. Rostovshchikova, V. V. Smirnov, S. A. Gurevich, et al., Catalysis
Today 105, 344 (2005).
[3] Blundell, S. Magnetism in Condensed Matter – Oxford University Press,
2006. – P. 238.
[4] V. M. Vinokur, M. B. Mineev, M. V. Feigelman, Zh. Eksp. Teor. Fiz. 81,
2142 (1981).
[5] Skomski, R. Simple Models of Magnetism – Oxford University Press, 2008.
– P. 349.
18


Document Outline

  • Autoreferat_TTF
  • page2_with_dates_signed