Magnetooptische Eigenschaften epitaktischer 3-d-Metall-Schichten auf Metallsubstraten

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1 Magnetooptische Eigenschaften epitaktischer 3-d-Metall-Schichten auf Metallsubstraten Matthias Wahl (Matrikelnummer: ) 25. Februar 2003 Diplomarbeit vorgelegt dem Fachbereich Physik der Technischen Universität Berlin

2 Die selbständige und eigenhändige Anfertigung versichere ich an Eides Statt. Berlin, den 25. November 2003

3 Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung 1 2 Grundlagen Magnetismus in 3-d Übergangsmetallen Magnetismus ferromagnetischer Filme Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung Magnetisierungskurven Magnetooptik Faraday- und Voigt-Effekt Der Magneto-optische Kerr-Effekt MOKE an dünnen Schichten Messmethoden Reflexions-Anisotropie- und MOKE Spektroskopie Weitere UHV-Analyseverfahren Messaufbau Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Der Probenhalter mit Magnet Der Elektronenstrahlverdampfer Stand der Forschung und experimentelle Vorarbeiten Allgemeine Wachstumseigenschaften Das Cu(110) Substrat Experimentelle Ergebnisse Präparation der Cu(110)-1x1 und Cu(110)-2x1-O Oberfläche Kalibrierung der Schichtdicken Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat Optische und magneto-optische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-(2x1)-O Substrat Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat optische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat Wachstum und magnetische Eigenschaften von Eisen auf Cu(110) und Cu(110)-2x1-O Zusammenfassung und Ausblick 64

4 Kapitel 1: Einleitung 1 Einleitung Ultradünne, ferromagnetische Filme sind schon längere Zeit Gegenstand intensiver Forschung. Das heutige experimentelle Umfeld bietet durch den Fortschritt in der Ultrahochvakuumtechnologie die Möglichkeit, Schichten weniger Monolagen mit definierten, unkontaminierten Oberflächen herzustellen. Diese Strukturen sind mittlerweile nicht nur für die Grundlagenforschung als Modelle für den Magnetismus in niederdimensionalen Systemen interessant. Eine Reihe von Anwendungen basieren auf Phänomenen, die speziell in dimensionsreduzierten Schichten und Multilagen auftreten. Ein Beispiel ist der an Grenzflächen auftretende Riesen Magneto Widerstand (GMR), auf dessen Basis schnelle Schreib- und Leseköpfe für Festplatten entwickelt wurden. Im sehr aktuellen Forschungsbereich der Magnetoelektronik wird versucht, ferromagnetische Nanostrukturen in vorhandene Elektronikbauteile zu integrieren. Die Weiterentwicklung der heute üblichen Speicherbauteile für Computer (RAMs) genannt führten inzwischen zu magnetic RAMs (MRAMs), bei denen die gespeicherte Information auch nach Abschalten des Stroms erhalten bleibt. In diesen Bauteilen ist unter anderem eine möglichst definierte Richtung der Magnetisierung erwünscht. Damit wird die magnetische Anisotropie, als richtungsbestimmende Größe der Magnetisierung (2.3) zu einer der wichtigsten Materialeigenschaften. Es stellte sich heraus, daß die magnetische Anisotropie in ultradünnen Filmen im Wesentlichen von der Struktur und Morphologie der Grenzflächen bestimmt wird. So können insbesondere Verspannungen in epitaktischen Schichten zu einer Magnetisierungsrichtung senkrecht zur Oberfläche führen, was für Anwendungen in der Datenspeicherung von hohem Nutzen ist. Ziel dieser Arbeit ist es Struktur und magnetische Eigenschaften von Nickel- und Eisenfilmen auf einem Cu(110) Substrat mit Hilfe von optischer Spektroskopie (Reflexions Anisotropie Spektroskopie), magneto-optischer Kerr Spektroskopie (MOKE Spektroskopie) und Rastertunnelmikroskopie (STM) zu korrelieren. RAS lässt Rückschlüsse auf optische und elektronische Eigenschaften von Oberflächen zu. MOKE charakterisiert die magnetooptischen Eigenschaften des Volumens. Ein Teil dieser Diplomarbeit bestand aus der Planung und Konstruktion eines Aufbaus, der gleichzeitige RAS und MOKE Messungen insitu, im Ultrahochvakuum ermöglicht. Die Kombination von RAS und MOKE liegt auf der Hand, da der rein optische Aufbau derselbe ist. Daraus ergibt sich eine interessante Möglichkeit ferromagnetische Filme einerseits oberflächensensitiv und andererseits magneto-optisch im Volumen zu untersuchen. Während eine Vielzahl von Wachstums- und Strukturuntersuchungen an ferromagnetischen Filmen auf niedrig indizierten Metall Oberflächen in der Literatur zu finden sind, ist das Wachstum von Eisen und Nickel auf Cu(110) weitgehend unerforscht. Die anisotrope Struktur der (110) Oberfläche erschwert das zweidimensionale Lagenwachstum. 1

5 Kapitel 2: Grundlagen 2 Grundlagen 2.1 Magnetismus in 3-d Übergangsmetallen Gegenstand dieser Arbeit ist optische und magneto-optische Charakterisierung dünner Nickel- und Eisenfilmen auf Cu(110) Substrat. Nickel und Eisen gehören mit Cobalt zu den ferromagnetischen 3-d Übergangsmetallen. Innerhalb dieses Kapitels soll daher zunächst kurz skizziert werden, warum Ferromagnetismus als kollektiver Ordnungszustand der Leitungselektronen gerade bei diesen Metallen vorliegt. Im Gegensatz zum atomaren Magnetismus ist eine kollektive Ausrichtung magnetischer Momente im Festkörper zumeist energetisch ungünstig. Der Grund dafür ist die Zunahme an kinetischer Energie bei Spinpolarisation, was leicht an einem freien Elektronengas diskutiert werden kann [1]. Diese Zunahme kann im allgemeinen nicht über die Energieabsenkung durch die Austauschwechselwirkung kompensiert werden. Als direkte Austauschwechselwirkung bezeichnet man die Kopplung lokalisierter magnetischer Momente s i,j an den Orten i, j aufgrund überlappenden Elektronenwellenfunktionen. Die Austauschenergie wird über den Heisenbergterm E ex = J i,j si sj (1) ausgedrückt. Die Austauschwechselwirkung von delokalisierten Elektronen in Metallen ist Folge der Coulombwechselwirkung und dem Pauliprinzip und wird itinerante Austauschwechselwirkung[2] genannt. Diese Austauschwechselwirkung kann innerhalb der spinaufgelösten Dichtefunktionaltheorie beschrieben werden. Es ergeben sich energetisch verschobene Zustandsdichten n ± (E) und Bandaufspaltung für Elektronen unterschiedlichen Spins. Das Stoner-Modell nähert diese Verschiebung mit einem Konstanten Term, bestehend aus dem Produkt des Austauschintegrals I und der Magnetisierung M. Man findet die Bedingung für Ferromagnetismus (Stoner-Kriterium)[1]: I n(e F ) > 1 (2) Zusätzlich zu einem hohen Wert von I ist eine hohe Zustandsdichte der Elektronen am Ferminiveau nötig. 3-d Übergangsmetalle sind dadurch charakterisiert, daß ihre d-bänder in der Nähe des Ferminiveaus und damit im Energiebereich der Leitungselektronen liegen. Dadurch machen die d-band Elektronen den größten Anteil der Zustandsdichte an der Fermikante aus. Durch die Aufspaltung in zwei energetisch verschobene Bänder unterschiedlichen Spins müssen zum Teil höhere Energiezustände in den Teilbändern besetzt werden. Durch die hohe Anzahl der Zustände in den d-bändern kann dies mit wenig Energieaufwand geschehen, so daß der Einfluss der Austauschwechselwirkung überwiegen kann. Als Folge der Bänderverschiebung über das Ferminiveau entsteht ein Ungleichgewicht in der Spinverteilung, so daß sich ein magnetisches Gesamtmoment ergibt. Für Nickel beispielsweise 0.6 µ B (atomar 2 µ B ) [3] pro Atom. Im Rahmen der Dichtefunktionaltheorie kann die spinaufgelöste Zustandsdichte (Abbildung 1) und damit das magnetische Gesamtmoment berechnet werden, wobei davon ausgegangen wird, daß nur die Spins der Elektronen und nicht deren Bahnmomente für 2

6 2.2 Magnetismus ferromagnetischer Filme integrierte Zustandsdichte Majoritäts Spin Minoritäts Spin integrierte Zustandsdichte Zustantsdichte/eV Energie / ev E F Zustandsdichte/eV Abbildung 1: Spinaufgelöste Zustandsdichte von Nickel. Die durchgezogene Linie entspricht der Zustandsdichte / ev. Die gestrichelte Linie ist die über die Energie integrierte Zustandsdichte. Bis zum Ferminiveau E F sind alle Zustände besetzt. Es besteht ein Ungleichgewicht zwischen Elektronen ungleichen Spins. Das magnetische Gesamtmoment ergibt sich aus der Differenz von Elektronen mit Majoritäts- und Minoritäts-Spin den Magnetismus verantwortlich sind [1]. Die unterdrückten Bahnmomente spielen jedoch eine wichtige Rolle in der magnetokristallinen Anisotropie (siehe Abschnitt 2.3.1) 2.2 Magnetismus ferromagnetischer Filme Kritisches Verhalten in zwei Dimensionen Allgemein beschreibt man das Verhalten der charakteristischen Größen eines Systems in der Nähe eines Phasenübergangs durch Potenzgesetze (Landau-Theorie). Der Phasenübergang von der paramagnetischen zur ferromagnetischen Phase ist durch die Curietemperatur T C bestimmt. Die spontane Magnetisierung nimmt in der Nähe der Curietemperatur mit M(T ) (1 T T C ) β (3) ab. T T C wird als reduzierte Temperatur bezeichnet und β ist der kritische Exponent. Die Abnahme des Ordnungszustandes mit erhöhter Temperatur kann durch ansteigende Fluktuationen um den Grundzustand des Systems erklärt werden. Diese Fluktuationen wirken 3

7 2.2 Magnetismus ferromagnetischer Filme Modell β 3D Heisenberg (isotrop) D XY (biaxial) D Ising (uniaxial) D Heisenberg keine ferromagnetische Ordnung 2D XY (für endlich ausgedehnte Proben siehe [6]) D Ising Tabelle 1: kritische Exponenten β der Magnetisierung in den verschiedenen Modellen (aus [6]) sich umso stärker aus je niedriger die Dimension des betrachteten Systems ist [4], da immer weniger Nachbaratome wechselwirken können. Daraus leitet sich das Mermin-Wagner Theorem ab, welches besagt, das in einem isotropen System mit kurzreichweitiger Wechselwirkung keine magnetische Ordnung unterhalb von 3 Dimensionen möglich ist [5]. Das heißt, daß die Magnetisierungsrichtung in niederdimensionalen Systemen eingeschränkt werden muss. Um den Magnetismus unterhalb von drei Dimensionen beschreiben zu können wechselt man vom Heisenberg-modell (Magnetisierung isotrop) zum XY-Modell oder zum Ising-Modell. Das XY-Modell erlaubt eine beliebige Einstellung der Magnetisierungsrichtung in einer Ebene. Das Ising Modell schränkt die Magnetisierung auf eine Richtung ein, was einer uniaxialen Anisotropie entspricht (siehe Kapitel 2.3). Für alle Modelle lassen sich kritische Exponenten berechnen (siehe Tabelle 1), indem man ein n-dimensionales Gitter konstruiert, an dessen Gitterpunkten lokalisierte Spins platziert sind. Die Kopplung der Spins geschieht über den Heisenberg-Austauschterm (Gleichung 1), welchen man für die einzelnen Modelle modifizieren muss. Experimentelle Beispiele für ein Ising- und XY-artiges zeigt Abbildung 2. 4

8 2.2 Magnetismus ferromagnetischer Filme XY-Modell XY-Modell Ising-Modell Filmdicke / ML Abbildung 2: Ni/Cu(100), Ni/Cu(111) und Ni/W(110): experimentell bestimmte kritische Exponenten β. Der Übergang vom dreidimensionalen zum zweidimensionalen Verhalten liegt bei etwa fünf bis sechs Monolagen. Die Abbildung ist in Verbindung von Tabelle 1 zu sehen. Die Systeme Ni(100)/Cu(100) und Ni(111)/Cu(111) folgen einem kritischen Exponenten des XY-Modells, während Ni(111)/W(110) Ising-artigen Charakter besitzt. (aus [7]) In Abb. 2 sind abrupte Übergänge zu einem zweidimensionalen Verhalten zwischen sechs und acht Monolagen zu sehen. Die Werte für β lassen sich experimentell bestimmen, indem man die Magnetisierung in Abhängigkeit der Temperatur für verschiedene Schichtdicken misst. Die Reduzierung auf zwei Dimensionen wirkt sich ebenfalls auf die Curietemperatur der ferromagnetischen Filme aus. Auch dieses Verhalten lässt sich für Schichten (Schichtdicke d ) über ein Potenzgesetz ausdrücken [7]: T C (d) T C ( ) = 1 (d 0 d )λ (4) In Formel 4 ist d 0 die Schichtdicke, für die die Curietemperatur 0 Kelvin erreicht. Der Fit an experimentelle Daten verschiedener Systeme ergab ein d 0 von ungefähr einer Monolage 5

9 2.3 Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung [7]. Allerdings gelang schon der Nachweis der ferromagnetischen Phase im Submonolayer- Bereich [8]. λ nimmt bei den in [7] betrachteten System Werte von 1.56 (Ising) und 1.49 (XY) an Magnetische Momente an Oberflächen Die Symmetriebrechung an Oberflächen und damit die Reduzierung der nächsten Atomnachbarn führt in der Regel zu einer Zunahme des magnetischen Moments pro Atom. Diese Zunahme ist abhängig von der Orientierung der Oberfläche. So wird für die Ni(110) Oberfläche ein größeres Moment gefunden, als für die niedriger indizierten Oberflächen[9], da in einer atomaren Lage die Abstände zu den nächsten Nachbaratomen größer ist. In der Regel nehmen die magnetischen Momente bereits nach 2 ML ihren Volumenwert an. Interessant für diese Arbeit ist der Einfluss von Adsorbaten auf die magnetischen Eigenschaften des Films. Im Wesentlichen werden die Anzahl der Leitungselektronen durch Hybridisierung der d-bänder an den Oberflächen mit den Schalen der adsorbierten Atome modifiziert. Hier existiert kein einheitliches Bild. Die Adsorbatschicht kann sowohl zur Vergrößerung, als auch zur Abnahme der magnetischen Momente führen. In [10] führten geringe Mengen Wasserstoff auf Fe/Cu(100) zu einem etwa 20% Höheren magnetischen Moment. Geringe Sauerstoffmengen auf Nickelfilmen führen hingegen zu einer Abnahme der Magnetisierung [11]. 2.3 Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung Volumenanisotropie Allgemein ausgedrückt ist magnetische Anisotropie in Festkörpern die durch Form und Kristallsymmetrie erzeugte Richtungsabhängigkeit der freien Energie des Systems. Die Richtungen kleinster und größter Energie bezeichnet man als leichte und schwere Richtung der Magnetisierung. Die magnetische Anisotropieenergie ist die Differenz der Magnetisierungsarbeiten zwischen leichter und schwerer Richtung. Sie ist bei konstanter Temperatur gleich der Differenz der freien Energien des Systems. Die magnetische Anisotropie wird sowohl durch extrinsische (Form), als auch durch intrinsische (zum Beispiel Kristallsymmetrie) Eigenschaften des ferromagnetischen Materials bestimmt. Daher unterscheidet man zwischen der sogenannten Formanisotropie und magnetokristallinen Anisotropie. Die mikroskopische Ursache der Formanisotropie ist die weitreichende Dipol-Dipol Wechselwirkung, also ein mit 1 abfallender Effekt [12]. Dipole beeinflussen sich auf makroskopischer Skala, daher hat die Form des magnetisierten Körpers Einfluss auf die magnetische r 3 Anisotropie. Oft beschreibt man diese Art der Anisotropie anhand eines sich durch Nährung der (lokalen) mikroskopischen Dipoldichte m ergebenden makroskopischen Dipolfeldes M. Durch eine einheitliche Magnetisierung entstehen freie Pole an den Oberflächen, die wiederum ein Entmagnetisierungsfeld erzeugen. Um die Probe im eigenen Entmagnetisierungsfeld H d = N M aufzumagnetisieren, muss die Arbeit W = µ 0 2V 6 M Hd dv (5)

10 2.3 Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung aufgebracht werden [13]. Hier ist das Entmagnetisierungsfeld H d proportional zur Magnetisierung. N wird als Entmagnetisierungstensor bezeichnet. Um freie Pole an den Oberflächen zu minimieren bilden sich in Volumenmagneten daher oft Domänen gegensätzlicher Magnetisierung aus. In eindomänigen Partikeln gibt es klar durch Form vorgegebene Magnetisierungsrichtungen. Dünne magnetische Filme können in einfachster Nährung als unendlich ausgedehnte Ebenen betrachtet werden. In diesem Fall kann nur ein Streufeld senkrecht zur Oberfläche existieren. Damit hat N nur ein Element senkrecht zur Oberfläche und es ergibt sich aus Gleichung 5 der Formbeitrag zur freien Energie[14] F D = µ 0 2 M 2 cos 2 ν (6) wobei ν der Winkel zur Flächennormalen ist. Dieser Term zeigt, dass die Formanisotropie im Falle von dünnen Filmen stets eine in-plane (in Filmebene) Magnetisierung begünstigt. Die Ursache der magnetokristallinen Anisotropie ist die Spin-Bahn Wechselwirkung. Durch die schwache Abschirmung der Elektronen in den d-schalen der Übergangsmetalle wird deren Bahndrehimpuls durch das umgebende Kristallfeld unterdrückt ( quenching ). Dadurch wäre die Magnetisierung allein von den Spins abhängig, also isotrop. Die Spin- Bahn Wechselwirkung bewirkt jedoch einen nicht verschwindenden Beitrag der richtungsabhängigen Bahnmomente zum magnetischen Gesamtmoment[15]. Die magnetische Anisotropie ist von einer Vielzahl von Parametern abhängig. So kann die Änderung der Temperatur[16], der Schichtdicke[12] oder das Anlegen eines Magnetfeldes[14] zu Richtungsänderungen der leichten Achse führen. Diese Richtungsänderung wird als Spinreorientierungsübergang bezeichnet. Nach [17] lässt sich die magnetokristalline Anisotropie nach Potenzen der Orientierung der leichten Richtung entwickeln. Bei uniaxialen Symmetrien, (die Anisotropie hängt nur von dem Winkel zwischen der leichten Richtung und der betrachteten Richtung ab), wie beispielsweise tetragonale oder hexagonale Systeme kann man den magnetokristallinen Anteil der freien Energie schreiben als: F K = K 0 + K 1 sin 2 ν + K 2 sin 4 ν +... (7) wobei ν der Winkel zwischen Magnetisierung und leichter Achse der Magnetisierung ist. K i sind die Anisotropiekonstanten i-ter Ordnung. Diese Konstanten sind rein phänomenologisch und erklären nicht den Ursprung der Anisotropie. Dennoch können Vorzeichen, relative Größen und Temperaturabhängigkeit der einzelnen Terme Richtungsänderungen und Art der Richtungsänderungen der leichten Achse beschreiben. In kubischen Systemen wie Nickel oder Eisen ist aus Symmetriegründen [12] der erste richtungsabhängige von null verschiedene reine Volumenbeitrag zur Anisotropie ein Term in vierter Ordnung (Gleichung 8). Die Abhängigkeit der freien Energie von der Magnetisierungsrichtung kann dann in Polarkoordinaten entwickelt werden: F K = K 0 + K 1 (α 2 1α α 2 2α α 2 3α 2 1) + K 2 α 2 1α 2 2α (8) α 1 = sinνcosϕ α 2 = sinνsinϕ 7

11 2.3 Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung α 3 = cosν ν und ϕ sind Polar- und Azimuthwinkel des Magnetisierungsvektors. Da K 1 hier ein in vierter Ordung entwickelter Term ist, ist die reine Magnetokristalline Anisotropie des Volumens kubischer Kristalle um ca. eine Größenordung kleiner als die hexagonaler Kristalle [12]. Im Volumen existieren ausserdem aufgrund der Ununterscheidbarkeit der drei niedrigindizierten Achsen drei magnetisch leichte Achsen Magnetische Anisotropie dünner Filme Wie in Kapitel 2.2 ausgeführt ist die Anisotropie in zweidimensionalen Systemen notwendig, um überhaupt Magnetismus zu ermöglichen. Andererseits weicht das Verhalten der magnetische Anisotropie in dünnen Filmen maßgeblich von dem des Volumens ab. In [18] wird die Änderung der magnetokristallinen Volumenanisotropie von Festkörpern an Ober- und Grenzflächen beschrieben. Diese Modifikationen werden als Oberflächen- oder Grenzflächenanisotropie bezeichnet, und entstehen beispielsweise durch Änderung der Bindungsverhältnisse an Grenzflächen zweier Medien. Die Grenzfläche kann als zwei dimensionale Symmetriebrechung betrachtet werden. Genauso modifizieren auch eindimensonale Symmetriebrechungen wie beispielsweise Stufenkanten die Anisotropie des Volumens. In kubischen Kristallen haben die (001), (110) und (111) Oberflächen tetragonale, orthorhombische und hexagonale Symmetrien. Diese liefern im Gegensatz zu Gleichung 8 Anisotropiebeiträge in zweiter Ordnung (uniaxiale Beiträge). Dazu beobachtet man bei dünnen Filmen auf Substraten oft eine Verzerrung des Kristallgitters durch Gitterfehlanpassung zwischen Film und Substrat was zur sogenannten magnetoelastischen Anisotropie beitragen kann. Der als Magnetostriktion bekannte Effekt, nämlich daß durch Magnetisierungsänderungen Deformationen entstehen können, wird hier umgekehrt beobachtet. Verspannungen an der Schicht führt zur Änderung der Magnetisierungsverhältnisse. In den magnetokristallinen Anisotropiekonstanten K i berücksichtigt man die Eigenschaften der Grenzflächen durch eine formale Trennung in Volumen- und Oberflächenanteile: K i = K V + K S d wobei hier K V der Volumenanteil, K S die Summe der Beiträge der zwei Grenzflächen und d die Schichtdicke ist. Der winkelabhängige Gesamtterm der freien Energie einer einfachen uniaxialen Anisotropie senkrecht zur Oberfläche in einem ferromagnetischen Film lautet damit: F ges = (K V + K S d )sin2 ν + ( µ 0M 2 )cos 2 ν +... (10) Messung der magnetischen Anisotropie Experimentell kann nur eine effektive Anisotropiekonstante K eff, in der alle weiter oben beschriebene Anteile enthalten sind, bestimmt werden. Bei uniaxialen Anisotropien erhält man diese Größe beispielsweise aus Messungen von Magnetisierungskurven (siehe Abschnitt (9) 8

12 2.3 Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung 2.4). Dabei wird die Probe in magnetisch schwerer Richtung bis zur Sättigung aufmagnetisiert. Hier sei die leichte Richtung senkrecht zur Filmebene (ν = 0 ) und die schwere Richtung in der Ebene (ν = 90 ). Gleichung 10 kann umgeschrieben werden in: F ges = (K V + K S d µ 0M 2 )sin 2 ν +... = K eff sin 2 ν (11) 2 (alle nicht winkelabhängigen Terme sind weggelassen). Das äußere Feld und die Anisotropie üben ein Drehmoment auf die Magnetisierungsrichtung aus. Die Richtung der Magnetisierung ergibt sich aus dem Gleichgewicht (beispielsweise [19]): ν F = 2K effsinνcosν = µ 0 MHsinν (12) In der Sättigung der schweren Richtung is ν = 90 (in der Filmebene). Also ergibt sich für die effektive Anisotropie: K eff = µ 0M S H S (13) 2 Magnetisierungskurven können beispielsweise mit dem Magnetooptischen Kerr Effekt (MO- KE) aufgenommen werden, man erhält allerdings keine Absolutwerte (siehe Abschnitt 3). Andere Methoden Magnetisierungskurven zu erhalten sind zum Beispiel Messungen mittels Superconducting Quantum Interference Device (SQUID), Vibrating Sample Magnetometer (VSM) oder Faradaywaage. Eine Beschreibung dieser Methoden findet man unter [20]. 9

13 2.3 Magnetische Anisotropie & Spinreorientierung Abbildung 3: Magnetische Anisotropie eines Nickelfilms auf Cu(001) Substrat, aufgetragen über die reziproke Schichtdicke für zwei verschiedene reduzierte Temperaturen t.(aus [16]) Die Steigung beider Geraden führt auf den Oberflächenbeitrag zur Anisotropie und der y-achsenabschnitt kennzeichnet den Volumenbeitrag. Die Formanisotropie ist unabhängig von der Schichtdicke und horizontal eingezeichnet. Abbildung 3 zeigt ein Beispiel, wie sich Oberflächen- und Volumenanteil des gemessenen K eff bestimmen lassen. Die effektive Anisotropiekonstante wird über die reziproke Schichtdicke aufgetragen. Es werden zwei Spinreorientierungsübergänge beobachtet: von in-plane zu out-of-plane bei 7 ML und wieder in-plane bei etwa 25 ML. Man erhält durch Extrapolation den Volumenanteil, die Steigung ist der Grenzflächenanteil. Man muss hier beachten, dass der Volumenanteil des Films nicht mit dem Volumenanteil eines Ni Einkristalls, der wegen kubischer Symmetrie sehr klein ist, verwechselt werden darf. Der stark erhöhte Volumenanteil wird mit verspanntem, pseudomorphen Wachstum von Nickel auf Kupfer erklärt. Ab einer Schichtdicke von etwa 15 ML wird ein Abfall der Anisotropie durch einsetzende Relaxation des Films beobachtet. Das heißt, dass sich hier die Anisotropiekonstante K V ändert, so dass der lineare Zusammenhang in Gleichung 9 keine Gültigkeit mehr hat. In der Tat wird eine solche schichtdickenabhängige Messung der magnetischen Anisotropie eingesetzt um pseudomorphes Wachstum und dessen Schichtdickenlimit zu bestimmen (hier bis etwa 15 ML) [16]. Die negative Steigung der Geraden zeigt, daß der Beitrag der Oberfläche zur Anisotropie eine in-plane Magnetisierung bevorzugt (siehe Gleichung 11). In Abbildung 3 ist die konstante Formanisotropie von dem Volumen- und Oberflächenanteil horizontal eingezeichnet. Der Spinreorientierungsübergang von in-plane zu out-of-plane bei etwa 7 ML tritt dann ein, wenn der Volumenterm größer als der Form- und Oberflächenbeitrag 10

14 2.4 Magnetisierungskurven wird. Da die Curietemperatur abhängig von der Schichtdicke ist (Gleichung 4) muss die Temperatur der Schichtdicke angepasst werden, sodaß bei konstanter reduzierter Temperatur gemessen wird. Die unterschiedlichen Steigungen für beide reduzierte Temperaturen resultiert aus der Temperaturabhängigkeit der Anisotropiekonstanten (für Einzelheiten siehe [16, 11]). Wird die Beschreibung der Anisotropie auf höhere Ordnungen ausgedehnt (in Formel 10), kann auch die Art des Spinreorientierungsüberganges beschrieben werden. So kann sich die leichte Richtung durch kontinuierliche Drehung ändern oder es existiert ein Koexistenzbereich zweier Richtungen, von denen keine energetisch günstiger ist. Übergänge der leichten Richtung können beispielsweise durch Suszeptibilitätsmessungen charakterisiert werden [14]. 2.4 Magnetisierungskurven Magnetisierungskurven zeigen die Abhängigkeit der Magnetisierung vom äußeren Magnetfeldfeld und sind charakterisiert durch die Remanenz, Koerzitivfeldstärke und Sättigungsmagnetisierung (Abb 4). Stimmt die Remanenz mit der Sättigungsmagnetisierung überein ist der Ferromagnet in einem eindomänigen, vollständig in eine Richtung magnetisierten Zustand. Die Form der Magnetisierungskurven spiegelt maßgeblich das anisotrope Verhalten in ferromagnetischen Systemen wider. M Remanenz Sättigungs magnetisierung H Koerzitivfeldstärke Abbildung 4: Schematische Zeichnung einer Magnetisierungskurve mit Hysterese. Aufgetragen wird die Magnetisierung über dem äußeren Feld. Die charakteristischen Größen sind die Koerzitivfeldstärke (die äußere Feldstärke, bei der die Magnetisierung 0 ist), die Remanenz (Magnetisierung ohne äußeres Feld) und die Sättigungsmagnetisierung. Anisotrope Proben zeigen Hysterese, das heißt es kann eine metastabile Magnetisierung im Gegenfeld bis zur Koerzitivfeldstärke H c aufrecht erhalten werden. 11

15 2.4 Magnetisierungskurven leichte Richtung M schwere Richtung Ms H Abbildung 5: Schematische Zeichnung der Magnetisierungskurven bei uniaxialer Anisotropie in leichter und schwerer Richtung. Die durchgezogene Linie zeigt einen Ummagnetisierungsvorgang in leichter, die gestrichelte Linie in schwerer Richtung. Die Koerzitivfeldstärke in leichter Richtung entspricht dem zur Sättigung benötigten Feld in schwerer Richtung (Stoner-Wohlfarth Modell) Abb 5 zeigt typische Magnetisierungskurven einer Probe uniaxialer Anisotropie in leichter und schwerer Richtung. Dabei wird angenommen, daß der Ummagnetisierungsvorgang durch kohärenter Drehung aller Spins stattfindet (Stoner-Wohlfarth Modell [21]). Die Kurve in schwerer Richtung entsteht durch reversible Drehung der Magnetisierung in Richtung des Feldes aufgrund des Drehmoments (Gleichung 12) auf die magnetischen Momente. Die Feldstärke, die zur Sättigung der Probe in schwerer Richtung benötigt wird ist gleich der Koerzitivfeldstärke der Kurve in leichter Richtung. Die Koerzitivfeldstärke ergibt sich nach Gleichung 13 zu: H c = 2K eff µ 0 M S (14) wobei M S die Sättigungsmagnetisierung und K eff die im vorigen Abschnitt definierte effektive Anisotropie ist. Die Magnetisierungskurven dünner Filme in leichter Richtung unterscheidet sich oft von Volumenproben in der Größe der Koerzitivfeldstärke (wie in Abb. 4). Es werden deutlich geringere Werte gemessen. Der Ummagnetisierungsvorgang bei nicht zu großen Feldern erfolgt eher über Domänenbildung als über kohärente Drehung. Hierbei nukleiren im Gegenfeld Domänen umgekehrter Magnetisierung, die dann relativ zu den ursprünglichen Domänen wachsen. Dies geschieht über Domänenwandverschiebung. Je leichter diese Verschiebung erfolgen kann, desto geringer ist die Koerzitivfeldstärke und desto leichter wird Sättigung der Magnetisierung erreicht, das heißt desto rechteckiger und schmaler sind die Hysteresisschleifen. Die Leichtigkeit des Ummagnetisierungsvorgangs wird dann nicht ausschließlich durch die Anisotropie bestimmt, sondern beispielsweise durch Fehlstellen in der Schicht, an denen Domänenwände gepinnt werden können. Ebenfalls Einfluss auf den Ummagnetisierungsvorgang haben lokale Unterschiede in der Dicke und die Rauhigkeit 12

16 2.4 Magnetisierungskurven des Films. Weiterhin die Temperatur, da sowohl Domänenbildung (thermische Aktivierung) als auch Geschwindigkeit der Domänenwände im Ummagnetisierungsvorgang temperaturabhängig sind. Hinweise auf die Art des Ummagnetisierens gibt der zeitliche Verlauf der Magnetisierung in Anwesenheit eines Gegenfeldes H < H c oder ortsaufgelöste Messungen mittels Kerr- Mikroskopie während dieser Ummagnetisierung[22]. Der zeitliche Verlauf eines Ummagnetisierungsprozesses über Domänenbildung lässt sich mit dem Fatuzzo Modell [23] beschreiben. Für einen Ummagnetisierungsvorgang bis zur Sättigungsmagnetisierung M S erhält man eine Gaußkurve[22]: { ( ) }) t 2 M(t) = M S (1 2exp mit M S < M(t) < M S (15) τ Die charakteristische Zeitkonstante τ hängt exponentiell vom angelegten Feld H ab[22]: ( τ exp µ 0M S V B k B T ) H V B ist das mittlere Barkhausenvolumen. Das Barkhausenvolumen ist das Volumen innerhalb dessen sich die Domänenwände während des Ummagnetisierens ohne Widerstand bewegen können. Aus der Zeitabhängigkeit des Ummagnetisierungsvorganges (Gleichung 15) folgt, dass die Koerzitivfeldstärken der Magnetisierungskurven zeitabhängig sind. Es muss also darauf geachtet werden, die Magnetisierungskurven möglichst schnell aufzunehmen, um einen statischen Wert für die Koerzitivfeldstärke zu erhalten. Durch die exponentielle Abhängigkeit der Zeitkonstante τ von der Feldstärke wird dennoch bei hinreichend schneller Ummagnetisierung ein scharfer Wechsel der Magnetisierungsrichtung beobachtet. (16) 13

17 Kapitel 3: Magnetooptik 3 Magnetooptik Allgemein beschreibt die Magnetooptik die Wechselwirkung von elektromagnetischen Wellen mit einem magnetisierten Medium. Dieses Kapitel beschränkt sich auf die wichtigsten magnetooptischen Effekte in Festkörpern, nämlich dem Faraday-, Voigt und Kerr-Effekt. Der Faraday- und der Voigt-Effekt werden in Transmission, der Kerr-Effekt in Reflexion gemessen. Innerhalb einer phänomenologischen Beschreibung wird anhand einfacher Konfigurationen der Zusammenhang zwischen der die Magnetisierung beschreibenden Materialkonstanten Q (Voigt-Konstante) und der optischen Antwort des Systems hergeleitet. Ausgegangen wird von den Maxwell-Gleichungen für zeitlich periodische Felder, die folgende Form haben: rot H = ε E (17) rot E = µ 0 H (18) div H = 0 (19) div E = 0 (20) Dabei wird davon ausgegangen, daß das magnetische Wechselfeld der Welle nicht mit dem Medium wechselwirkt und keine statische Ladung vorhanden ist. Hier wird der dielektrische Tensor ε eingeführt, der sich aus der Polarisierbarkeit und Leitfähigkeit des Mediums zusammensetzt und die optische Antwort des Systems vollständig beschreibt. Für eine isotrope Probe, lässt sich ε auf einen skalar reduzieren, hat also die Form: ε isotrop = ε ε ε = ε (21) Eine magnetisierte Probe ist nicht mehr isotrop. Die axiale Natur des Magnetisierungsvektors schränkt die Symmetrieoperationen des Kristalls ein, dadurch müssen Ausserdiagonalelemente (off-diagonal Elemente) im dielektrischen Tensor existieren [24]. Im Folgenden soll die Entstehung der off-diagonal Elemente für ein freies Elektronengas in Anwesenheit eines Magnetfeldes hergeleitet werden. Das Magnetfeld zeige in z-richtung B = Die freien Elektronen werden mit der Drude-Lorentz-Gleichung beschrieben[25]: 0 0 B. m v + m τ v = q( E (t) + v B ) (22) Hierbei ist τ die mittlere Stosszeit, m die Massen und v die Geschwindigkeit der Elektronen. Auf der rechten Seite der Bewegungsgleichung steht die Coulomb- bzw. Lorentzkraft. Das elektrische Feld repräsentiert die Störung durch eine elektromagnetische Welle E = E0 exp(iωt), wohingegen das Magnetische Feld statisch sei. Löst man Gleichung 22 14

18 Kapitel 3: Magnetooptik mit v = v 0 exp(iωt) und ersetzt v durch die Stromdichte j lineare Gleichungssystem: (iω + 1 τ )j x qb m j y = q2 n m E x (iω + 1 τ )j y + qb m j x = q2 n m E y = qn v erhält man das (iω + 1 τ )j z = q2 n m E z (23) Das Gleichungssystem lässt sich über den komplexen Leitfähigkeitstensor σ mit j i = σ ij E j zusammenfassen. Im obigen Fall entstehen zwei off-diagonal Elemente: σ xx σ xy 0 σ = σ xy σ xx 0 (24) 0 0 σ zz Die zwei off-diagonal Elemente σ xy sind linear vom Magnetfeld abhängig. In den beiden Diagonaltermen σ xx steht das Quadrat des Magnetfeldes als zusätzlicher Summand im Nenner. Die z-komponente σ zz zeigt keine Magnetfeldabhängigkeit. Der Leitfähigkeitstensor 24 beschreibt nur freie Elektronen. Im Festkörper beschreibt der dielektrische Tensor die optische Antwort. Das Magnetfeld B kann durch eine Magnetisierung M ersetzt werden. Für ein isotrop polarisierbares Medium kann der dielektrische Tensor aus dem isotropen Anteil (Gleichung 21) und dem Beitrag der freien Elektronen zusammengesetzt werden [25]: ε ij = ε ij,isotrop + i σ ij (25) ωε 0 Daher erhält man ε = ε xx ε xy 0 ε xy ε xx ε zz Für eine allgemeine Magnetfeldrichtung gilt[16]: ε = ε xx ε xy ε xz ε xy ε yy ε yz ε xz ε yz ε zz ε yz ε xz ε xy (26) (27) M (28) Vernachlässigt man die zur Magnetisierung quadratischen Terme im Nenner der Diagonalelemente, sind nur noch die off-diagonalelemente von der Magnetisierung abhängig: ε ε xy ε xz ε = ε xy ε ε yz (29) ε xz ε yz ε 15

19 3.1 Faraday- und Voigt-Effekt Die off-diagonal Elemente werden oft über die komplexe (frequenzabhängige) Voigtkonstante Q(hν) ausgedrückt: iεq ε yz m = ε xz (30) m ist ein Einheitsvektor in Richtung der Magnetisierung. Damit ist Q proportional zur Magnetisierung M. Für eine Magnetisierung in z-richtung ergibt sich dann der Tensor: 1 iq 0 ε = ε iq 1 0 (31) Ausgehend von diesem Tensor sollen nun Ausdrücke für Faraday-, Voigt- Kerr-Effekt hergeleitet werden. Dazu löst man die Wellengleichung für ebene Wellen ε xy ε E = n 2 E ( n E ) n (32) und erhält die Polarisationszustände und Brechungsindizes der elektromagnetischen Wellen. 3.1 Faraday- und Voigt-Effekt Beim Faraday-Effekt breitet sich die Welle parallel zur Magnetisierung aus. Sie hat also nur einen Brechungsindex in z-richtung: n = 0 0 n (33) Die Wellengleichung mit ε aus Gleichung 31 lässt sich schreiben als: (n 2 ε) iεq 0 E x iεq (n 2 ε) 0 E y = 0 (34) Dieses Gleichungssystem hat als Lösungen für den Brechungsindex: n ± = n 2 ±=ε ± iεq (35) ε ± iεq ε(1 ± Q 2 ) (36) Eingesetzt in Gleichung 34 erhält man links- und rechtszirkular polarisierte Wellen: E x E ± = ±ie y exp (in ± k 0 z iωt) (37) 0 16

20 3.1 Faraday- und Voigt-Effekt Ex k M Ex k Ey d Abbildung 6: Schematische Darstellung des Faraday Effekts. Die Magnetisierung steht in Richtung der einfallenden Welle. Nach Durchlaufen des Mediums ist das Licht elliptisch polarisiert. Der Unterschied der Brechungsindizes von links- und rechtszirkular polarisierten Wellen ist: n n + εq (38) Der Imaginärteil von Gleichung 38 beschreibt den Absorptionsunterschied (zirkularer Dichroismus), der Realteil einen Phasenschub von rechts- und linkszirkular polarisiertem Licht (zirkulare Doppelbrechung). Die beiden Wellen in Gleichung 37 lassen sich nach dem Durchlaufen des magnetischen Mediums wieder superpositionieren (Abbildung 34. Die zirkulare Doppelbrechung erzeugt eine Drehung der ursprünglichen Polarisationsrichtung und der zirkulare Dichroismus bewirkt eine Elliptisierung. Für den Faraday-Effekt ergibt sich damit ein komplexer Drehwinkel für linear polarisiertes Licht proportional zur Dicke des Mediums d: φ F araday = ω 2c (n n + )d = ω 2c εqd (39) Es sei angemerkt, dass oft zwischen der zirkularen Doppelbrechung und dem zirkularen Dichroismus unterschieden wird. Man bezeichnet dann nur die Drehung der Polarisationsrichtung als Faraday-Effekt. Der Absorptionsunterschied wird Magnetic Circular Dichroism (MCD) bezeichnet. Das hat zum einen historische Gründe, zum anderen wird der Faraday- Effekt zumeist mit anfangs linear polarisiertem Licht gemessen, während der MCD mit rechts- und linkszirkular polarisiertem Licht gemessen wird. Die Herleitung des Voigt-Effekts geht analog zu zur eben gezeigten Herleitung des Faraday Effekts, nur die Ausbreitungsrichtung ist senkrecht zur Magnetisierung, daß heißt der elektrische Feldvektor kann parallel und senkrecht zur Magnetisierung stehen. Es existieren dann unterschiedliche Brechungsindizes für beide Polarisationsrichtungen. Deren Unterschied ist [26]: n n = ε xx + ε2 xy ε xx ε zz (40) Der Voigt-Effekt hängt quadratisch von den off-diagonal Elementen des dielektrischen Tensors und damit von der Magnetisierung ab. Auch hier wird der Real- und Imaginärteil 17

21 3.2 Der Magneto-optische Kerr-Effekt unterschiedlich benannt. Der Imaginärteil wird als Magnetic Linear Dichroism (MLD) und der Realteil als Voigteffekt bezeichnet. 3.2 Der Magneto-optische Kerr-Effekt Der magneto-optische Kerr-Effekt (MOKE) beschreibt die Änderung der Polarisation, bzw. der Intensität einer elektromagnetischen Welle bei Reflexion an einem magnetisierten Medium. Liegt die Richtung der Magnetisierung senkrecht zur Oberfläche spricht man vom polaren Kerr-effekt. Der polare Kerr-Effekt lässt sich durch unterschiedliche Reflektivitäten links- und rechtszirkular polarisierten Wellen ausdrücken. Für normale Inzidenz ergibt sich: r ± = n ± 1 n ± + 1 (41) Man bildet die komplexe Reflexionsmatrix, die einfallende und reflektierte Komponenten des elektrischen Feldvektors des Lichts miteinander verknüpft. Hier sei die Ausbreitungsrichtung die z-richtung und das Licht im senkrechten Einfall in x-richtung polarisiert E = ( E in x 0 ). Der reflektierte Feldvektor ( E out x E out y lässt sich dann in karthesischen Koordinaten durch zwei zusätzliche Transformationsmatrizen ausdrücken: ( E out x E out y ) = 1 ( ) ( 1 1 r+ 0 2 i i 0 r daher ergibt sich als ausfallender Polarisationszustand: ( E out x E out y ) = 1 2 ) ( n+ n 1 i(n + n ) ) ( 1 i 1 i ) ) ( E in x 0 ) (42) E in x (43) Daraus lässt sich dann unter der Annahme tanφ K φ K = Eout y Ex out komplexe Kerrwinkel angeben: φ Kerr = Θ + iε 2i εq 1 ε und Gleichung 36 der (44) Der Realteil Θ ist wieder eine Drehung der Polarisationsrichtung und der Imaginärteil ε die Elliptizität. Man sieht, daß der Kerreffekt im senkrechten Einfall und senkrecht zur Oberfläche stehender Magnetisierung dem Faradayeffekt ähnlich ist. Ein rein reales Q und ε bewirken jedoch nur eine Elliptisierung des Lichts, eine Drehung erfordert einen Imaginärteil und damit Absorption im Medium. Die obige Betrachtung gilt nur für den polaren Kerr-Effekt bei normaler Inzidenz. Betrachtet man beliebige Einfallswinkel, spielt die Richtung der Magnetisierung und nicht nur ihre senkrechte Komponente eine Rolle. Man unterscheidet zwischen drei grundlegenden Konfigurationen (Abb. 7) 18

22 3.3 MOKE an dünnen Schichten E x k E x k k M E x E y E x k k E x E y polar k E x E y longitudinal M M transversal Abbildung 7: Die drei Kerr-Geometrien unterscheiden sich in der Magnetisierungsrichtung relativ zur Einfallsebene des Lichts und Probenoberfläche. In polarer Geometrie steht der Magnetisierungsvektor senkrecht zur Oberfläche, in longitudinaler bzw. transversaler Geometrie liegt die Richtung der Magnetisierung in der Ebene und parallel bzw. senkrecht zur Einfallsebene. Die Konfigurationen unterscheiden sich in der Stellung der Magnetisierung relativ zur Einfallsebene des Lichts. Man erhält komplexe Kerr-winkel in longitudinaler und polarer Geometrie. In transversaler Geometrie ändert sich die Reflektivität bei Umkehr des Magnetfeldes[26]. Allgemeine Ausdrücke für die Kerr-winkel werden hier nicht hergeleitet. Man findet eine Beschreibung des Kerr-Effekts in beliebiger Geometrie zum Beispiel in [27]. 3.3 MOKE an dünnen Schichten Im Fall dünner magnetischer Schichten und magnetischen Multilagen mit Dicken kleiner als die Eindringtiefe des Lichts, müssen Stetigkeitsbedingungen und Reflektivitäten (Fresnel- Koeffizienten) jeder Grenzfläche berücksichtigt werden, um Ausdrücke für Rotation und Elliptizität zu erhalten. Eine ausführliche Beschreibung findet man beispielsweise bei [28]. Im Fall ultradünner Schichtsysteme mit 2π i n i d i λ (45) d.h. die Summe über alle optischen Weglängen n i d i viel kleiner als die verwendete Wellenlänge (Dünnfilm-Limit) [29], können einfache Ausdrücke für die Kerrwinkel angegeben werden. Es gilt in guter Nährung für den polaren (in kleinen Einfallswinkeln) und longitudinalen Fall bei Reflexion an einer Einfachschicht: φ pol = 4π λ ( ε F ilm 1 ε Sub )Qd (46) 19

23 3.3 MOKE an dünnen Schichten φ long = 4π λ ( εsub 1 ε Sub )ϕqd (47) ε F ilm und ε Sub sind hier die dielektrischen Funktionen der Schicht (d.h. die Diagonalelemente des Tensors) und des Substrats und ϕ ist der Einfallswinkel des Lichts. Man sieht das beide Winkel linear von der Schichtdicke abhängen. Der longitudinale Kerreffekt kann durch Wahl eines größeren Einfallwinkels noch erhöht werden, ist jedoch immer ungefähr eine Größenordnung kleiner als der polare Effekt im senkrechten Einfall, da dieser linear von ε abhängt. Gleichung 46 und 47 geben einen einfachen Zusammenhang zwischen der Messgröße Kerrwinkel φ und der Materialkonstante Q(hν). Mit der Kenntniss von ε F ilm und ε Sub (beispielsweise aus Ellipsometriemessungen) lässt sich die Voigt-Konstante leicht berechnen. Es ist allerdings zu beachten, dass der lineare Zusammenhang zwischen den Kerrwinkeln und der Schichtdicke nur gilt, wenn der Film vollständig in die jeweiligen Richtungen magnetisiert ist. 20

24 Kapitel 4: Messmethoden 4 Messmethoden 4.1 Reflexions-Anisotropie- und MOKE Spektroskopie Um die ferromagnetischen Schichten sowohl strukturell, als auch magnetisch zu charakterisieren, bieten sich Reflexions-Anisotropie Spektrokopie (RAS) und Magneto Optische Kerr (MOKE) Spektroskopie als kombinierte, optische in-situ Messmethoden an. Der optische Messaufbau ist für beide Messmethoden derselbe. Mit RAS misst man die Differenz der komplexen Reflektivitäten zweier orthogonal zueinander stehenden Richtungen. Dabei liefert ein im Volumen isotropes Material (beispielsweise kubischer Symmetrie) kein Beitrag zur Messgröße. Eine optische Anisotropie in der Reflektivität entsteht durch eine vom Volumen unterschiedliche Geometrie der Oberfläche. Damit ist die RAS eine oberflächensensitive Messmethode [30]. Das MOKE Signal ist in guter Nährung proportional zur Magnetisierung der Probe. Absolutwerte für die Magnetisierung erhält man nicht. In der Literatur wird oft die sogenannte Kerr-Intensität ohne Einheit angegeben. In dieser Arbeit werden die magnetooptischen Messwerte in mrad ausgewertet. Es können sowohl Magnetisierungskurven (Hysteresisschleifen), RAS/MOKE Transienten einer Wellenlänge während des Wachstums und spektral aufgelöste Messungen vorgenommen werden. Innerhalb dieser Diplomarbeit wurde die vorhandene Hard- und Software einer RAS-Apparatur erweitert, um MOKE-Messungen zu ermöglichen. _ [110] [001] PEM (f = 50 khz) Magnetfeld Monochromator 45 Analysator 0 Polarisator Fenster Polarisationsrichtung Probe Xe-Lampe Abbildung 8: Messprinzip des RAS/MOKE-Spektrometers an einer (110)-orientierten Probenoberfläche. Die ausgezeichneten Richtungen für die optische Anisotropie sind die [110] und [001] Richtungen. Das Magnetfeld steht senkrecht zur Probenoberfläche (polare Konfiguration) Abb. 8 zeigt den prinzipiellen optischen Aufbau des RAS/MOKE-Spektrometers. RAS 21

25 4.1 Reflexions-Anisotropie- und MOKE Spektroskopie Messungen werden im nahezu senkrechten Einfall gemacht werden, so dass im vorliegenden Aufbau nur der polare Kerr-Effekt gemessen werden kann. Das longitudinale Signal wird für kleine Winkel verschwindend klein (siehe Formel 47). Will man ausschließlich MOKE Messungen vornehmen, kann mit denselben optischen Komponenten, jedoch mit größeren Einfallswinkeln gearbeitet werden. Im Experiment wird linear polarisiertes Licht unter einem Winkel von 45 zu den beiden optischen Anisotropierichtungen der Probe eingestrahlt. Sowohl optische Anisotropie als auch Magnetisierung der Probe können den Polarisationszustand des Lichts beeinflussen. Dieses wird durch einen photoelastischen Modulator (PEM), dessen optische Achsen parallel zum Polarisatorprisma stehen, moduliert und mit einem zum Polarisator und PEM um 45 verkippten Analysatorprisma ausgewertet. Nach spektraler Zerlegung durch einen Monochromator wird das Signal detektiert. Interessant ist, dass in Aufbauten, die rein den magnetooptischen Kerr Effekt messen (beispielsweise [31]) zumeist der Strahlengang umgekehrt wird (in Abbildung 8 ist dann der Monochromator mit der Lampe vertauscht). Der PEM erzeugt in diesem Fall rechts- und linkszirkular polarisiertes Licht im Wechsel. Das eingestrahlte zirkular polarisierte Licht deckt sich eher mit der Vorstellung von magnetooptischen Effekten (zirkulare Doppelbrechung und zirkularer Dichroismus). Das Messergebniss bleibt das gleiche. Im Folgenden wird der Zusammenhang zwischen RAS- und MOKE-Signal gegenen. Die RAS Messgröße ist nach Definition von Aspnes [32] eine dimensionslose Größe, nämlich die Differenz der Reflektivität r normiert auf die Gesamtreflektivität r. Das MOKE Signal kann in mrad, das heißt in Einheiten der den elliptischen Polarisationszustand beschreibenden Winkeln Θ und ε (siehe Abb. 9), angegeben werden kann. E y ε E(t) Θ E x Abbildung 9: Der elliptische Polarisationszustand. E(t) ist die Momentaufnahme des elektrischen Feldvektors. Das eingestrahlte Licht sei in x-richtung linear polarisiert. Θ beschreibt die Drehung innerhalb des kartesischen Koordinatensystems und ε die Elliptizität, dass heißt das Verhältniss der Hauptachsen zueinander Im Fall einer optisch anisotropen, nicht magnetischen Probe ist die Reflexionsmatrix 22

26 4.1 Reflexions-Anisotropie- und MOKE Spektroskopie [33]: mit ( r 1 r RAS = ) (48) r = r x r y (49) r = r x + r y (50) 2 Das Licht fällt in x-richtung polarisiert ein und die beiden anisotropen Richtungen stehen jeweils im 45 Winkel dazu (siehe Abb 8). Die Definition der komplexen RAS Größe ist r r = 2r x r y r x + r y (51) Der magnetooptische Effekt kann wie in Gleichung 42 über Reflektionsmatrizen ausgedrückt werden. ( ) E out x Für das reflektierte elliptisch polarisierte Licht Ey out gilt: [34]: ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) E out x E in Ey out = r x r RAS = 1 0 r Ex in cosθcosε isinθsinε = Ex in sinθcosε + icosθsinε 1 Θ + iε 2 (52) Wobei hier die Definition elliptisch polarisierten Lichts nach [34] verwendet wurde und für kleine Werte für Θ und ε genährt wurde[33]. Θ und ε beschreiben Drehung und Elliptizität (siehe Abbildung 9). Der Zusammenhang von RAS und MOKE Signal in mrad ist demnach: r r = 2(Θ + iε) = 2φ Kerr [mrad] (53) Beide Effekte (RAS und MOKE) werden als klein angesehen und beeinflussen sich in erster Ordnung nicht. (Werte für RAS und MOKE liegen typischerweise im Promillebereich) Sie sind also additiv (so wie beispielsweise kleine Fehlstellungen und Imperfektionen des Polarisators oder Modulators). Die am Detektor anliegende Intensität besteht aus einem zeitabhängigen (modulierten) und einem konstantem Anteil. Bildet man das Verhältniss dieser beiden Anteile erhält man in erster Ordnung folgenden Ausdruck [30]: E in x Dabei sind: I I = 2[J 2 (δ m )cos2ωt(re( r r +2φ Kerr) 2 M 2 P )] +2[J 1 (δ m )sinωt( Im( r r +2φ Kerr) 2a p δ 1 sinθ 1 δ 2 sinθ 2 )] (54) 23

27 4.1 Reflexions-Anisotropie- und MOKE Spektroskopie M: Fehlstellung des Modulators P : Fehlstellung des Polarisators a p : Elliptizität des Polarisators δ 1,2 : durch Verspannung erzeugte Fenstereffekte Θ 1,2 : optische Achsen der Fenster J 1,2 : Besselfunktionen erster und zweiter Ordnung ω: Frequenz des Modulators δ m : Retardierung des Modulators Real- und Imaginärteil des RAS- und Kerr-Signals werden mit 2ω und ω moduliert. Es ist also möglich beide Teile getrennt mit einem Lock-In zu messen, indem man ω oder 2ω als Referenzfrequenz einstellt. RAS- und Kerr-Signal können nur durch Differenzmessungen getrennt werden. Dabei wird ausgenutzt, daß der Kerreffekt proportional zur Magnetisierung ist. Es müssen also generell zwei Messungen mit gleich starker, aber entgegengesetzter Magnetisierung gemacht werden. Eine anschließende Summen- bzw. Differenzbildung der Spektren liefert dann das RAS- bzw. MOKE-Spektrum. Alternativ könnte die Richtung des Magnetfeldes beibehalten und die Probe um 90 gedreht werden, was das Vorzeichen des RAS Signals ändern würde. Zwei typische Spektren zeigt Abbildung 10 Aus Gleichung Abbildung 10: Zwei kombinierte RAS/MOKE Spektren. Das RAS Signal erhält man durch- Addition und das MOKE Signal durch Subtraktion beider Spektren. 54 folgt dann: Re, Im(RAS) 1 I(M ) + I(M ) 2 I (55) Re, Im(MOKE) 1 I(M ) I(M ) [mrad] 4 I (56) 24

28 4.2 Weitere UHV-Analyseverfahren wobei M und M die zwei Magnetisierungsrichtungen bezeichnen. Der Proportionalitäts- Faktor ist beispielsweise in [30] angegeben. 4.2 Weitere UHV-Analyseverfahren Beugung niederenergetischer Elektronen (LEED) Mit Hilfe von LEED kann die Kristallsymmetrie der Oberfläche charakterisiert werden. Elektronen mit Energien von typischerweise 10 bis 200eV treffen senkrecht auf die Kristalloberfläche und werden elastisch gestreut. Auf dem Bildschirm davor entsteht ein Beugungsmuster entsprechend der Kristallsymmetrie der Probe im reziproken Raum. Die Anordnung der Spots, aber auch deren Schärfe und Helligkeit geben Aufschluss über Symmetrie und bedingt auch Morphologie der Oberfläche. Eine ausführliche Beschreibung der Messmethode findet man zum Beispiel in [35] Auger Elektronenspektroskopie Auger Elektronenspektroskopie ist eine elementspezifische und oberflächensensitive Analysemethode an Festkörpern. Die Messmethode basiert auf dem Augereffekt, ein strahlungsloser Übergang nach Ionisation einer inneren (beispielsweise K-) Schale eines Atoms, gefolgt von Emision eines Auger-Elektrons einer äußeren (beispielsweise L-) Schale. Die Informationstiefe ist durch die energieanhängige freie Weglänge dieser Auger-Elektronen bestimmt. Gemessen wird die elementspezifische Energie der emittierten Augerelektronen. Die Stärke der Peaks (multipliziert mit einem elementspezifischen Sensitivitätsfaktor) relativ zueinander lässt eine quantitative Auswertung der Zusammensetzung zu. Genauer wird die Messmethode zum Beispiel in [36] beschrieben. Augermessungen wurden innerhalb dieser Arbeit nicht nur zur Analyse der Oberflächenzusammensetzung verwendet, sondern auch zur Messung der Schichtdicke im Falle der Nickelfilme auf Kupfersubstrat, und damit zur Kalibrierung und Justage des Elektronenstrahlverdampfers (siehe Abschnitt 5.3) Rastertunnelmikroskopie (STM) Das STM (scanning tunneling microscope) mißt die elektronische und topographische Struktur der Probenoberfläche mit atomarer Auflösung, in dem ein Tunnelstrom zwischen Probe und Sonde ausgewertet wird. Eine genauere Beschreibung findet man beispielsweise in [37]. STM Messungen dienten in dieser Arbeit ergänzend zur Charakterisierung der Struktur der ferromagnetischen Filme, insbesondere im Bezug auf den Wachstumsmodus. Magnetische Informationen, wie zum Beispiel Domänengrößen, liefern sie nicht. STM Messungen wurden in einem anderen UHV-Rezipienten an der TU-Berlin vorgenommen. Die Probe wurde daher nach Präparation und Herstellung der Filme mittels eines mobilen UHV Transfersystems an die STM-Kammer gebracht. Der Basisdruck in der Transferkammer betrug < mbar. Im anzuflanschenden Zwischenteil konnte jedoch nur ein Druck von mbar zum Transferieren erreicht werden. 25

29 Kapitel 5: Messaufbau 5 Messaufbau Um Messungen an definierten, unkontaminierten Oberflächen vornehmen zu können, muss die Präparation und Messung der ferromagnetischen Schichten in-situ im Ultrahochvakuum (UHV) vorgenommen werden. Die vorgesehene UHV Kammer an der TU-Berlin bot die Möglichkeit LEED, Auger-Spektroskopie und RAS Messungen vorzunehmen. Dieses Kapitel beschreibt die Erweiterungen, die am Rezipienten vorgenommen wurden, um magnetooptische Messungen zu ermöglichen. Kammer A Kammer B Manipulator (Auger) Manipulator Manipulator Ellipsometrie Fenster Abbildung 11: Schematische Zeichnung der verwendeten UHV-Kammer. Die UHV Apparatur besteht aus zwei differenziell gepumpten Kammern mit Zwischenventil. In jeder Kammer ist ein Manipulator mit Probenhalter angebracht. Ein Transfersystem ermöglicht den Wechsel der Probenposition zwischen den Manipulatoren. Kammer A wird zur Präparation (Sputtern und Annealen) der Probe, sowie zu Messungen mit LEED und Auger verwendet. Der CMA des Auger-Spektrometers liegt gegenüber dem LEED Schirm. Im richtigen Arbeitsabstand der Probe zum CMA (ca 1 cm Fokallänge der Elektronenkanone), ist es nicht möglich den Manipulator um 180 zu drehen. Daher musste ein zweiter Manipulator konstruiert und seitlich angebracht werden mit welchem man den weiter hinten liegenden Auger-Aufbau erreicht. Durch ein verspannungsarmes Fenster RAS gemessen werden. MOKE und RAS Messungen werden in Kammer B vorgenommen. Dazu wurde ein Probenhalter mit Magnet konstruiert. (siehe nächster Abschnitt). Ebenso kann durch seitlich in 60 Grad angebrachte Fenster Ellipsometrie betrieben werden. Eine ebenfalls konstruierte Probengarage neben dem Hauptmanipulator bietet Platz für sechs weitere Proben. Gegenüber des RAS-Fensters in Kammer B kann die Probe in eine transportable UHV Kammer ausgeschleust werden (siehe Kapitel 4.2.3). Der Basisdruck der Kammer ist < mbar. Während des Aufbringens der Filme konnte ein Druck 26

30 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Monochromator (UV) Xenon Hochdrucklampe Photomultiplier (CaF-Fenster) 2 Monochromator (IR) Detektoren (Si & InGaAs) Polarisator (MgF) 2 Photoelastischer Modulator (CaF) 2 Monochromatorwechsler Analysator (MgF) 2 Abbildung 12: Photo des RAS/MOKE Spektrometers. Der Strahlengang ist gestrichelt eingezeichnet. < mbar aufrecht erhalten werden. 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Abb. 12 zeigt ein Photo des verwendeten RAS/MOKE Spektrometers. Der optische Aufbau ist nach Aspnes et al.[38] Der Spektralbereich reicht von 0,75 bis etwa 6,5 ev. Er ist zu höheren Energien durch die Absorption der Umgebungsluft, und zu niederen Energien durch die Detektionsgrenze des InGaAs Detektor begrenzt. Für diesen Spektralbereich können keine optische Komponenten aus Quarz verwendet werden. Es sind daher zwei Polarisatorprismen aus Magnesiumfluorid eingebaut. Das Fenster zum Photomultiplier und der PEM bestehen aus CaF 2. Die optischen Komponenten lassen Messungen bis 9 ev zu. Es werden zwei Monochromatoren und drei Detektoren (InGaAs, Si und Photomultiplier) verwendet (siehe Abb. 12). Zwischen den Monochromatoren wird mittels eines Umlenkspiegel gewechselt. 27

31 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Magnet Probe D/A Wandler Tiefpass BOP I PC A/D Wandler AC(1f),AC(2f) Out In Ref Lock In Polarisator Polarisator AC 1f,2f PEM Detektor DC XBO Lampe Abbildung 13: Schematischer Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers mit Magnet. Der Magnet wird in Abschnitt 5.2 besprochen. Abb. 13 zeigt ein Schema des Aufbaus. Um das Magnetfeld in der Spule zu erzeugen wurde ein Netzgerät der Firma Kepco verwendet. Das Gerät arbeitet bipolar, dass heißt Spannung und Strom können ohne manuell umzupolen das Vorzeichen wechseln. Es handelt sich um das Modell BOP 20-10M. Das Netzgerät kann Spannungen und Ströme bis zu ±20V und ±10A liefern. Es wird im constant current mode betrieben. (Der Strom wird über eine Steuerspannung eingestellt). Das Gerät wird extern analog mit einer Steuerspannung von +10 V bis -10 V gesteuert. Am Anschlussstecker zum externen Steuergerät (AD/DA-Wandlerkarte des PC) wurde ein Schalter angebracht, mit dem zwischen manuellen und computergesteuerten Betrieb umgeschaltet werden kann. Es werden zusätzlich zur Steuerung des Netzgerätes zwei weitere D/A-Kanäle benötigt, Einerseits zur Einstellung der Hochspannung am Photomultiplier und andererseits zur Einstellung der Retardierungsamplitude des PEM. Die verwendete AD/DA Karte besitzt sechzehn A/D-Kanäle mit 16bit Auflösung und vier D/A Kanäle mit 12bit Auflösung. Am Ausgang des D/A Kanals, der das Netzgerät ansteuert wurde ein Tiefpass angebracht, um Überschwinger am Ausgang des BOP bei schnellen Änderungen des Stroms zu dämpfen. Diese Überschwinger können bei dünnen Filmen zum teilweisen Ummagnetisieren führen. (Teilweise deswegen, weil kurze Pulse in der Regel nicht genügend Zeit für das Ummagnetisieren über Domänenwandverschiebung lassen [22]) Der daraus entstehende Fehler wird in Abschnitt besprochen. 28

32 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Messung von Magnetisierungskurven Ziel der Messprogrammerweiterung war es unter anderem, die Aufnahme von Magnetisierungskurven zu ermöglichen. Mit Magnetisierungskurven wird der Kerr-Effekt in Abhängigkeit des Spulenstroms, bzw. anliegenden Magnetfeldes bestimmt. (Kapitel 2.4). Im vorhandenen Aufbau liegt das Magnetfeld immer senkrecht zur Probenoberfläche. Magnetisierungskurven können bei beliebigen Photonenenergien innerhalb des Messbereichs aufgenommen werden. Praktischerweise orientiert man sich jedoch an MOKE Spektren und wählt die Energie, bei der ein möglichst großes Kerr-Signal zu erwarten ist. Bei der Messung von Magnetisierungskurven ist darauf zu achten die 12 Bit Auflösung des D/A-Wandlers nicht zu überschreiten. Bei ±10 Volt Steuerspannung resultiert hieraus eine maximale Auflösung von 4.8 mv, was wiederum einem Feld von 0.1 mt entspricht. An Filmen mit sehr kleinem Koerzitivfeld wurde teilweise ein niederohmiger Widerstand parallel zum Spulenstromkreis geschalten, so dass die Stromschrittweite erniedrigt werden konnte. Im Programm kann zwischen drei Messmodi gewählt werden. So können einzelne Magnetisierungskurven oder eine beliebige Anzahl von Kurven hintereinander aufgenommen werden. Im dritten Modus werden kontinuierlich Magnetisierungskurven aufgenommen und gemittelt. Die kontinuierliche Mittelung ist bei zeitlich stabilen Filmen gegenüber der Messung mit hoher Integrationszeit vorteilhaft. Die Messung mit hoher Zeitkonstante am Lock-In (verbessert das Signal zu Rausch Verhältniss, bedingt aber eine längere Wartezeit pro Messpunkt) ist aus zwei Gründen ungünstig: Erstens erwärmt sich die Spule sehr schnell bei größeren Strömen und zweitens muss wegen des Zeitverhaltens der Magetisierungskurven (siehe Abschnitt 2.4) der Ummagnetisierungsvorgang möglichst schnell durchgeführt werden. Auf den Bildschirm wird sowohl die aktuelle, als auch die gemittelte Messreihe angezeigt, so dass der Benutzer jederzeit die Kontrolle über Änderungen an Film oder Messbedingungen behält Messung von RAS- und Kerr-Transienten Neben spektralen Messungen ist ein wichtiges Anwendungsgebiet der RAS Untersuchungen an dynamischen Prozessen. So kann RAS beispielsweise in der Gasphasenepitaxie (MOV- PE) [39] oder in der Molekularstrahlepitaxie (MBE) im UHV [40] zur Wachstumskontrolle eingesetzt werden. Innerhalb dieser Diplomarbeit wurde daher der Transientenmodus (zeitlich aufgelöste Messung bei einer Wellenlänge) erweitert, um auch die magnetischen Eigenschaften der Schichten während des Wachstums verfolgen zu können. Während der Transientenmessung wird die ferromagnetische Schicht periodisch ummagnetisiert. Gemessen wird dabei der Kerr-Winkel sowohl mit an- als auch mit abgeschaltetem Magnetfeld. Der MOKE-Effekt mit ausgeschaltetem Magnetfeld ist proportional zu einer remanenten Magnetisierung senkrecht zur Oberfläche (out-of-plane Anteil der Magnetisierung). Allerdings kann ausschliesslich mit Messungen in Remanenz nicht zwischen einer eindomänig, out-of-plane magnetisierten Schicht oder einer mehrdomänigen Schicht mit in-plane magnetisierten Domänen unterschieden werden. Daher wird auch eine Kerr-Transiente mit anliegendem Magnetfeld aufgenommen. Das Magnetfeld dreht die in-plane Magnetisierungsan- 29

33 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers teile senkrecht zur Oberfläche (Kapitel 2.4). Die senkrechte Gesamtmagnetisierung wächst also, und damit vergrößert sich auch der Kerr-Effekt. Bei einer eindomänigen out-of-plane Magnetisierung hingegen, stimmt die remanente- mit der nicht-remanenten Messtransiente bis auf den dia- bzw. paramagnetischen Beitrag überein. Diese Anteile sind jedoch sehr klein. Bei einer Magnetisierungskurve wäre in diesem Fall die Sättigungsmagnetisierung gleich der remanenten Magnetisierung (siehe Abschnitt 2.4). U t Steuerspannung (D/A Wandler) M M nonrem M rem 2 1 I, H 0 t Spulenstrom I/ Feldstärke H H M M nonrem M rem t Magnetisierung T Messpunkt (a) Abbildung 14: Zeitlicher Verlauf von Steuerspannung, Spulenstrom/Feldstärke und Magnetisierung M während einer Transientenmessung an einer nicht vollständig remanent out-of-plane magnetisierten Probe. M rem und M nonrem sind die remanente bzw. nicht remanente Magnetisierung. Es wird vier mal pro Transientenpunkt gemessen. Rechts sind die Magnetisierung und Feldstärke dieser 4 Messschritte in einer typischen Magnetisierungskurve eingezeichnet. Abb. 14 zeigt den zeitlichen Verlauf der Feldmodulation und der Magnetisierung im Falle eines nicht vollständig out-of-plane remanenten Filmes. Die Werte für das RAS Signal, das remanente und für das nicht remanentes Kerr Signal werden aus vier Messpunkten gebildet. Das RAS-Signal entsteht durch Addition und das remanente Kerr-Signal durch Subtraktion der beiden Werte ohne Feld (siehe Kapitel 4.1). Für das nicht-remanente Kerr 30

34 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Signal werden die Werte mit angelegtem Magnetfeld subtrahiert. Dabei wird davon ausgegangen, daß sich RAS und Kerrsignal während der Zeitspanne eines Zyklus nicht ändert. Das bedeutet, dass eine möglichst kleine Integrationszeit gewählt werden sollte. Die Messungen innerhalb dieser Arbeit wurden mit einer Zeitkonstante von 100 ms am Lock-In gemessen, was sich als guter Kompromiss zwischen Signal-Rausch Verhältniss und Messzeit herausgestellt hat. Schnelle Änderungen in MOKE und RAS machen sich jedoch trotzdem des öfteren in den Transienten bemerkbar. Prinzipiell ist es während der Messung nicht möglich zu unterscheiden, ob Änderungen im RAS Signal das MOKE Signal oder umgekehrt beeinflussen. Das RAS Signal wird nur aus den remanenten Messungen gebildet wird, womit der Einfluss von schnellen Änderungen des MOKE Signals auf das RAS Signal abgeschätzt werden kann, zumindest wenn sich das remanente und nicht-remanete Signal gleich verhalten. Auch muss bei der Stärke des Magnetfeldes darauf geachtet werden, dass es stets größer als die Koerzitiv-Feldstärke des Films ist, da sonst die Schicht nicht vollständig ummagnetisiert werden kann. Während der Messung kann zur Kontrolle das Magnetfeld erhöht oder erniedrigt werden. Es zeigte sich, daß schon kleinste Überschwinger des Stroms am Ausgang des Netzgerätes zum teilweisen Ummagnetisieren führte der Filme, dadurch kann die Transientenmessung verfälscht werden. Ein Beispiel ist in Abbildung 15b) gezeigt. Im Vergleich zu der Transiente in a) setzt die remanente Magnetisierung erst später ein, und die RAS-Transiente hat im Bereich von 6.5 ML bis 8 ML eine abweichende Form. Im grau unterlegten Bereich wird der Film durch die scharfen Überschwinger teilweise wieder ummagnetisiert. Dadurch entsteht ein Kerr-Signal, das nicht mehr symmetrisch zum Vorzeichen der Magnetisierung ist, wie in der RAS-Transiente zu erkennen ist. Daher wurde am Ausgang des entsprechenden r i i / / 0.0 a) b) remanentes Kerr Signal m o n K e r r - r o t a t Re(RAS)/ 10-3 r remanentes Kerr Signal 1 a d d a 0 RAS m n o t a t o r - r r e K -0.1 RAS -1-2 Re(RAS) / Zeit / sec Zeit / sec Abbildung 15: RAS- und Kerr-Transiente während des Wachstums zweier Nickelfilme auf voroxidiertem Cu(110) Substrat. Abbildung a) ist mit Tiefpass und b) ohne Tiefpass am Ausgang der A/D-Karte aufgenommen. Im grau unterlegten Bereich entstehen Abweichungen D/A-Kanals ein Tiefpass zur Glättung des Stromverlaufs angebracht. 31

35 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers Systematische Fehler bei Magnetisierungskurven und Transienten durch Restfelder An der Probe herrscht auch bei abgeschaltetem Magnetfeld immer ein gewisses Restmagnetfeld. Dies kann das Erdmagnetfeld sein, andere magnetische Teile in der Nähe der Probe, wie zum Beispiel das NiCr/Ni Thermoelement am Probenhalter, die Remanenz des Magnetjochs selbst (siehe dazu Abschnitt 5.2) oder auch neben die Probe verdampftes ferromagnetisches Material. Diese Magnetfelder können einen Fehler in den MOKE Messungen hervorrufen. Man muss hier unterscheiden zwischen Feldern die durch das Magnetfeld des Elektromagneten ummagnetisiert werden und Felder mit statischer Richtung. Letztere können beipielsweise ein zu frühes oder spätes Ummagnetisieren (je nach Richtung) der Probe bewirken, da sich Mess- und Restfeld vektoriell addieren. Das führt dann zu nicht symmetrischen Magnetisierungskurven wie in Abb Kerr-Rotation / mrad B / mt Abbildung 16: Magnetisierungskurve von 7 ML Ni/Cu(110)-O, grau unterlegt ist die Verschiebung auf der Magnetfeldachse Generell ist es also nötig einen vollen Ummagnetisierungsvorgang in beide Richtungen aufzunehmen, um diesen Fehler erkennen zu können. Andererseits lässt sich das Störfeld in diesem Fall abschätzen. Es ergibt sich zu etwa 0.15 mt. Wobei die von uns verwendeten Auflösungen für Magnetisierungskurven mit kleinen Koerzitivitätsfeldern im Bereich von 0.1 mt liegen. Angemerkt sei, daß die Unsicherheiten im Spulenstrom, das heißt der Fehler des D/A Wandlers und des Netzgerätes, nach Herstellerangaben vernachlässigbar sind. Weiterhin ist die kombinierte Transientenmessung von RAS und MOKE nicht möglich, wenn die Koerzitivfeldstärke der Schicht kleiner als das vorhandene Restmagnetfeld ist. Abb 17 verdeutlicht diesen Effekt für einen vollständig out-of-plane remanenten Film: 32

36 5.1 Aufbau des RAS/MOKE Spektrometers U t M I/H H 0 0 t 2H c H 0 H M 3 H c 0 t Abbildung 17: zeitlicher Verlauf der Steuerspannung, des Magnetfeldes und der Magnetisierung bei einem konstanten Restfeld H 0 und Koerzitivfeld H c < H 0. Die Zahlen 1 bis 4 markieren den Zustand der Magnetisierung in der Magnetisierungskurve rechts. An den Punkten 2 und 4 zwingt das Restfeld H 0 die Magnetisierung in eine Richtung. Es kann nicht remanent Ummagnetisiert werden. Man sieht an den Punkten 2 und 4, daß die Schicht in diesem Fall während der Transientenmessung nicht remanent ummagnetisiert werden kann. Das remanente Kerr-Signal würde damit nicht das Vorzeichen wechseln und somit zur RAS beitragen. In [6] wird auf dieses Problem eingegangen und ein zeitlich konstanter Off-set-Strom empfohlen, der über ein symmetrisches Lock-In Signal justiert wird. Dies funktioniert jedoch nur bei komplett isotropen Proben, also nicht bei RAS und MOKE Messungen. Da dieses Problem in den Messungen nur bei dünnen Schichten auftreten kann, erzeugt es auch eine Unbestimmheit in der Schichtdicke, bei der sich eine remanente out-of-plane Magnetisierung einstellt. Sie ist jedoch gegenüber dem Fehler der Schichtdickenkalibrierung (Abschnitt 7.2) vernachlässigbar. Restfelder, die durch das Messfeld ummagnetisiert werden und eventuell Hysterese zeigen, können ebenfalls Hysteresekurven verfälschen. So können falsche Werte für die Koerzitivfeldstärke entstehen. Speziell das Magnetjoch kann Probleme bereiten, da die Messfelder nicht stark genug sind, um das Joch in Sättigung zu magnetisieren (Abb. 21). Damit werden die Koerzitivfeldstärken des Magneten abhängig vom Spulenstrom ( minor loops ). Als Effekt vergrößern sich die Koerzitivfeldstärken der Probe, wenn höhere Feldstärken 33

37 5.2 Der Probenhalter mit Magnet angelegt werden. Der in dieser Arbeit verwendete Magnet ist innerhalb der Messgenauigkeit hysteresefrei (siehe Abschnitt 5.2). 5.2 Der Probenhalter mit Magnet Um die Probe aufmagnetisieren zu können, musste ein Magnet konstruiert werden. Wie in Abschnitt 4.1 beschrieben, werden kombinierte RAS/MOKE Messungen üblicherweise im nahezu senkrechten Einfall gemessen werden, sodaß sich die magnetooptischen Messungen auf die polare (Abb. 7) Konfiguration beschränken. Daher wird ausschließlich ein Magnetfeld senkrecht zur Oberfläche benötigt. Ziel war es, einerseits RAS/MOKE Messungen während des Wachstums aufnehmen zu können (senkrechter Einfall des Lichts, Aufdampfen des ferromagnetischen Materials im 45 Winkel von oben) und andererseits die Möglichkeit zu bieten, Ellipsometriemessungen bei einem Einfallswinkel von ca. 60 vorzunehmen. Da das Einsetzen der ferromagnetischen Phase (Curie-Temperatur) und die Eigenschaft der magnetischen Anisotropie empfindlich von der Temperatur abhängen (siehe beispielsweise [12, 41]) wurde ausserdem eine Probenkühlung mit flüssigem Stickstoff vorgesehen. Es zeigte sich, daß die Kühlvorrichtung sehr effizient arbeitet, sodaß die Probe innerhalb von 5 Minuten von Raumtemperatur auf 120 K abgekühlt werden kann. 34

38 5.2 Der Probenhalter mit Magnet Ni/Fe/Co Verdampfer 9,5 cm Stickstoff-Reservoir RAS/MOKE Keramik-Abstandshalter Probe Magnet Fenster Spule Abbildung 18: Querschnitt durch den UHV Rezipienten. Während des Aufdampfens können RAS/MOKE Messungen durchgeführt werden. Der Probenhalter mit Stickstoffkühlung sind durch Keramik-Abstandshalter vom Magneten getrennt. Abb. 18 zeigt einen Querschnitt durch den UHV Rezipienten. Probenhalter und Magnet sind fest mit dem Manipulator verbunden. Die Probe liegt in der Drehachse der Manipulatorstange. Die RAS/MOKE Messungen werden durch eine 15 mm große Öffnung an der Vorderseite des Magnetjochs vorgenommen (Abbildung 19). Die Spaltbreite ist durch den Querschnitt des Verdampferstrahls vorgegeben und musste mindestens 21 mm betragen. Seitlich wird die Probe auf den eigentlichen Halter aufgeschoben. Der Probenhalter besteht aus Kupfer und ist fest auf das Stickstoff-Reservoir aufgelötet. Das Reservoir ist nur durch Keramikröhrchen mit dem Magneten verbunden und hat daher keinen thermischen Kontakt zum Magneten und Manipulatorstange. Ein NiCr/Ni Thermoelement ist seitlich am Probenhalter angebracht, um die Temperatur der Probe messen zu können. Die benötigten Magnetfeldstärken wurden mit < 100 mt durch Erfahrung aus Messungen an der FU-Berlin eingeschätzt. Um diese Magnetfelder trotz Öffnung im Polschuh und recht großem Luftspalt erzeugen zu können, wurde das Joch aus ARMCO Reineisen hergestellt. Dieses hochreine Eisen (99,9 %) zeichnet sich durch eine hohe magnetische Permeabilität, eine hohe Sättigungsfeldstärke, sowie geringe Koerzitivität und Remanenz 35

39 5.2 Der Probenhalter mit Magnet Abbildung 19: Zeichnung des Magnetjochs. Die Längenangaben sind in Millimeter angegeben. aus (weichmagnetisches Verhalten). Nach der Fräsung wurde das Eisen im institutseigenen Ofen unter Schutzgasatmosphäre bei 200 C wärmebehandelt (entspannt). Die Prozedur des Entspannens besteht aus einer Glühzeit von etwa einem Tag bei 200 C[42]. Diese Temperaturbehandlung baut Verspannungen ab, die durch das Bearbeiten entstehen. Um die magnetischen Eigenschaften des Jochs zu messen, wurde der hintere Polschuh poliert und mittels MOKE vermessen (Abb. 20). Es konnte kein hysteretisches Verhalten innerhalb der Messgenauigkeit festgestellt werden. Das Magnetjoch wurde mit einer Testspule mit 200 Windungen aufmagnetisiert. Die wirkliche Messpule wurde um den unteren Teil gewickelt und besitzt 350 Windungen. Dabei wurde Capton-isolierter Draht verwendet. In die Mitte der Spule wurde ein Thermoelement mit eingewickelt, um die Temperatur der Spule überwachen zu können. Zusäzlich zu dieser Primärspule wurde um den rechten Teil des Magneten eine Sekundärspule mit 32 Windungen gewickelt. Mit dieser Induktionsspule kann die Stabilität des Magenfeldes überprüft werden. 32 Windungen reichten für Signale im Millivolt-Bereich aus. 36

40 5.2 Der Probenhalter mit Magnet Kerr-Rotation / mrad B / mt B / mt Abbildung 20: Magnetisierungskurve des Magnetjochs. Es wird keine Hysterese festgestellt. Das Joch zeigt bis 50 mt keine Sättigung (eingesetzte Figur) B /mt I /A Abbildung 21: Magnetfeldkalibrierung. Der Magnet beginnt ab etwa 80 mt zu sättigen Die Magnetfeldkalibrierung wurde mit einer Hallsonde vorgenommen. Wie man an Abb. 37

41 5.3 Der Elektronenstrahlverdampfer 21 sieht, fängt ab ca. 4 Ampere Stromstärke der Magnet an zu sättigen. Das maximal erreichbare Magnetfeld beträgt 110 mt bei I=7 A. Höhere Ströme sollten nicht angelegt werden. Ab 130 C steigt der Druck in der Kammer ansteigt, daß heißt das Capton beginnt auszugasen. Bei allen Messungen innerhalb dieser Arbeit wurde auf die Temperaturentwicklung des Magneten in dieser Hinsicht geachtet. 5.3 Der Elektronenstrahlverdampfer Das Aufbringen der Metalle auf die Proben geschah mittels eines für die Kammer gekauften Elektronenstrahlverdampfer der Firma Omicron (EFM 3T). Der Verdampfer besitzt drei unabhängig voneinander arbeitende Verdampferkammern, die durch drei verschiedene Steuereinheiten angesteuert werden müssen. Der Verdampfer kann mit Material in Form von Stäben oder in Tiegeln bestückt werden. Es ist also möglich drei verschiedene Materialien simultan oder in Folge auf die Probe aufzubringen. Dies ist jedoch nur durch sorgfältige Justage des Abstands möglich, da die Fokusse der drei Zellen nur im Abstand von 95 mm zwischen Probe und Öffnung des Verdampfers genau übereinanderliegen. Die Aufdampffläche hat in diesem Abstand mit größter benutzter Apertur einen Durchmesser von 15 mm. Die Abstandsjustage des Verdampfers und ebenso die laterale Justage am Manipulator erwies sich als schwierig. Mittels Auger Messungen nach dem Wachstum an verschiedenen Stellen der Probe konnte eine homogene Aufdampfrate gewährleistet werden. Die von Omicron angegebenen Aufdampfraten (beispielsweise für Nickel entsprechen 20 na gemessener Ionenfluss einer Rate von etwa 1 ML pro Minute) sind nur Orientierungswerte, so dass eine unabhängige Schichtdickenkalibrierung (zum Beispiel durch MEED oder Auger) notwendig ist. Die Kalibrierung der Schichtdicke wird noch in Abschnitt 7.2 beschrieben. Der Fluss ist anhängig von Filamentstrom, Hochspannung zwischen Verdampfermaterial und Filament und dem Abstand des Materials zum Filament. Das Steuergerät der Verdampferzelle besitzt einen eingebauten Flussmonitor. Dieser Flussmonitor ist ein Zylinder aus Edelstahl, der den Strom der auftreffenden Ionen misst. Der Ionenstrom wird konstant gehalten, indem die Spannung zwischen Filmanent und Verdampfermaterial nachgeregelt wird. Während des Wachstums sollte die Spannung jedoch möglichst konstant gehalten werden. Das geschieht durch Nachjustieren des Abstands zwischen Verdampfermaterial und Filament. Während der Messung der Kerrtransiente zeigte ausserdem der Ionenfluss kleine, periodische Schwankungen, erzeugt durch das streuende Magnetfeld an der Probe. 38

42 Kapitel 6: Stand der Forschung und experimentelle Vorarbeiten Gitterkonstante des Substrats in nm 0.6 InP GaAs GaP Ag Au Cu Pt :1 2:1 1: Ni, Co, Fe (bcc) Ni, Co, Fe (fcc) Gitterkonstante der Epitaxieschicht in nm Abbildung 22: Überblick gitterkonstantenangepasster Substrate für Nickel, Eisen und Cobalt. Es exisitieren gitterangepasste Substrate sowohl für die (bcc) als auch die (fcc) Phase. Die gestrichelten Linien zeigen die Verhältnisse der Gitterkonstanten von Substrat und Film. 6 Stand der Forschung und experimentelle Vorarbeiten 6.1 Allgemeine Wachstumseigenschaften In Abschnitt 2.2 wurde bereits der Einfluss von Verspannungen des ferromagnetischen Films auf die magnetische Anisotropie erwähnt. In den Systemen Fe/Cu(100) und Ni/Cu(100) wird der Hauptbeitrag, der zur Ausrichtung einer leichten out-of-plane Achse führt, der Verspannung durch pseudomorphes Lagenwachstum des Filmes zugeschrieben [16, 22]. Pseudomorphes Wachstum liegt vor, wenn das Filmmaterial mit der Gitterkonstante des Substratmaterials aufwächst. Dieser Wachstumsmodus, wenn er überhaupt auftritt ist allerdings nur bis zu einer Dicke von einigen Monolagen möglich. Bei dickeren Filmen relaxiert das Filmmaterial unter Bildung von Fehlstellen und Versetzungen zu seinen Volumengitterkonstanten. Abbildung 22 zeigt mögliche Kombinationen von ferromagnetischen Stoffen auf Halbleiter und Metallen. Eine Vorraussetzung für epitaktisches Wachstum sind angepasste Gitterkonstanten. Für Nickel, Eisen und Cobalt existieren sowohl für die (bcc), als auch für die (fcc) Phasen geeignete Substrate. Das Wachstum einer (bcc) Phase auf einem nied- 39

43 6.1 Allgemeine Wachstumseigenschaften rigindizierten (fcc) Substrat erfordert ein Gitterkonstantenverhältniss von 1 2 mit zusätzlicher Drehung der (bcc) Ebenen um 45. Eine Möglichkeit, pseudomorphes Wachstum zu unterstützen, ist der Einsatz von sogenannten Surface Active Agents (Surfactants). Surfactants bilden eine Bedeckungsschicht, die nicht unter der epitaktischen Schicht vergraben wird, sondern permanent an der Oberfläche aufschwimmt. Lagenwachstum wird dadurch unterstützt, dass einerseits die Oberflächenenergie herabgesetzt wird, was nach thermodynamischen Überlegungen [43] zu verbesserten Bedingungen für zwei-dimensionales Wachstum führt. Andererseits kann die Mobilität von Atomen an der Oberfläche erhöht werden, was zum Beispiel dazu führt, dass sich Atome von höheren Inseln herunterbewegen können. Bekannte Surfactants sind Sauerstoff (Cobalt auf Kupfer [44]), Gold (Cobalt auf Kupfer[45], Eisen[46]), Stickstoff (Eisen [47]), Blei (Cobalt auf Kupfer[48]) und Kohlenmonoxid (Eisen auf Kupfer[49]). Das Aufschwimmen von Substratmaterial wird ebenfalls beobachtet (beispielsweise bei Eisen auf Gold[50]). Dieser Effekt wird als Selfsurfactant-Effekt bezeichnet. Die hier angegebenen Surfactantmaterialien gelten jedoch nicht für alle Substratorientierungen. In den nächsten Abschnitten werden die experimentelle Ergebnisse bezüglich Struktur und magnetischer Eigenschaften von Nickel und Eisen auf der Cu(110) Oberfläche vorgestellt. Über das Ni/Cu(110) System ist bisher wenig bekannt. Es existieren widersprüchliche experimentelle Ergebnisse über die magnetischen Eigenschaften von Nickel auf der reinen Cu(110) Oberfläche. Einerseits wird ein Spinreorientierungsübergang von in- zu out-ofplane beobachtet[51], andererseits liegt in [52] die Magnetisierung ausschliesslich in-plane. Wie sich zeigte, führen kleine Mengen Sauerstoff auf dem Kupfersubstrat zu stark veränderten magnetischen und strukturellen Eigenschaften[53]. Sauerstoff wirkt als Surfactant und unterstützt im Falle von Ni/Cu(110) das 2D Lagenwachstum. Nickel wächst dann pseudomorph auf. Die Einheitszelle ist dann um 2.58% in [001] und [110] Richtung gestreckt und in [110] gestaucht. (tensile Verspannung). Daher werden experimentelle Ergebnisse über das Wachstum und magnetische Eigenschaften von Ni/Cu(110)-2x1-O (Abschnitt 7.3) und Ni/Cu(110) (Abschnitt 7.5) vorgestellt. Das Wachstum von Eisen auf Kupfer ist interessant, weil Eisen bei Raumtemperatur in der (bcc) Phase kristallisiert. Eine Gitteranpassung an das Kupfersubstrat liegt aber nur in der (fcc) Phase vor (Abbildung 22). Man beobachtet eine Transformation von der (fcc) in die (bcc) Phase bei Eisenfilmen auf Cu(100) ab etwa 11 ML[22]. Geringe Bedeckungen (< 2 ML) zeigen eine starke Durchmischung zwischen Eisen und Kupfer[54]. Es bilden sich Eisen/Kupfer Inseln an der Oberfläche. Bis 2 ML wird kein Kerr-Signal gemessen. Von 2 ML bis 11 ML wächst Eisen pseudomorph auf der (100)-Oberfläche. Die leichte Achse der Magnetisierung liegt aufgrund der Verspannung senkrecht zur Oberfläche. Bei Raumtemperatur wächst Eisen auf der reinen Cu(110) Oberfläche nicht pseudomorph. Wachstum bei 80 Kelvin zeigte bis etwa 6 ML Lagenwachstum und out-of-plane Magnetisierung[54]. Sauerstoff scheint keine Surfactanteigenschaft bei diesem System zu besitzen. Jedoch konnte in der Cu(110)-O Streifenphase (siehe Abschnitt 6.2.1) Lagenwachstum bis etwa 6-7 ML festgestellt werden[55]. Es wurden Messungen an Eisenfilmen auf reinem und voroxidierten Cu(110) Substrat bei Raumtemperatur vorgenommen (Abschnitt 7.7). 40

44 6.2 Das Cu(110) Substrat 6.2 Das Cu(110) Substrat Atomare Eigenschaften Die Kristallstruktur von Kupfer ist kubisch flächenzentriert (fcc). Abbildung 23 zeigt eine kubische fcc-einheitszelle. [010] [110] [100] Abbildung 23: Die Einheitszelle von Kupfer, grau hinterlegt ist die (110) Oberfläche Die beiden ausgezeichneten Richtungen der in dieser Arbeit verwendeten Kupferprobe mit (110)-orientierter Oberfläche sind die [110] und [001] Richtungen. Die (110) Oberfläche besitzt eine nichtquadratische Einheitszelle mit a [110] = nm und a [001] = nm [56]. Durch Adsorption von molekularem Sauerstoff rekonstruiert die Cu(110) Oberfläche in eine sogenannte added row Struktur mit Reihen aus abwechselnd einem Kupfer- und einem Sauerstoffatom [57] in [001] Richtung (siehe Abb 24). Cu(110) 1x1 Cu(110) 2x1 O Cu Atome (oberste Lage) Cu Atome (Volumenatome O Atome [110] [001] Abbildung 24: Die atomare Struktur der Cu(110)-1x1 und Cu(110)-2x1-O Oberflächen Diese (2x1) Rekonstruktion besitzt eine Einheitszelle mit a [110] = nm und a [001] = 41

45 6.2 Das Cu(110) Substrat nm und bildet sich bereits nach einer Bedeckung von einigen Langmuir (L) O 2 aus (1L 1, mbar sec). Nachdem sich die (2x1) Rekonstruktion ausgebildet hat, ist die Oberfläche gesättigt und es werden keine weiteren Sauerstoffatome adsorbiert. Für Sauersstoffbedeckungen <2 L bildet sich eine sogenannte Streifenphase aus. Dabei ordnen sich Streifen, bestehend aus mehreren Sauerstoffketten gleichmäßig als Überstruktur auf der Oberfläche an[58] Optische Anisotropie Abbildung 25 zeigt den Realteil der optischen Anisotropie für die saubere und oxidierte Cu(110) Oberfläche. Spektrum b) zeigt die gesättigte Cu(110)-2x1-O Oberfläche ev O 3 b) Re(RAS)/1* ev Cu(110)-2x1-O 2.75 ev -3 a) -4-5 Cu(110)-1x1 4.1 ev Energie / ev Abbildung 25: optische Anisotropie von a) Cu(110) und b) Cu(110)-O Die positiven Peaks in Spektrum a) bei 2,1 ev und 4,1 ev stammen von Übergängen zwischen Oberflächenzuständen, bzw. Oberflächenresonanzen[57]. In Spektrum b) sind Übergänge zwischen zwischen Oberflächenzuständen und Oberflächenresonanzen bei 1,9 ev und 2,75 ev [44] und eine starke durch den Sauerstoff erzeugte Struktur bei etwa 6 ev [44] eingezeichnet. Diese Strukturen reagieren empfindlich auf Kontaminationen der Oberfläche. Daher ist es möglich anhand der Peakhöhen die Präparation zu überprüfen. Insbesondere das Annealen der Probe mit kleinen Resten von Nickel oder Eisen auf der Oberfläche führt zu sehr verschiedenen RAS Spektren (siehe Abb. 26). 42

46 6.2 Das Cu(110) Substrat Re (r [1-10] -r [001] )/r Cu(110)-sauber Fe eindiffundiert Energie / ev Abbildung 26: optische Anisotropie einer sauberen Cu(110) Oberfläche und einer mit kleinen Resten von Eisen annealten Oberfläche. Die starke Veränderung zu einer sauberen Oberfläche wird einem Legierungseffekt zugeschrieben. Die Legierung modifiziert wahrscheinlich die Volumenbeiträge der d-bänder zur RAS zwischen 2.2 ev und 5 ev. 43

47 Kapitel 7: Experimentelle Ergebnisse 7 Experimentelle Ergebnisse 7.1 Präparation der Cu(110)-1x1 und Cu(110)-2x1-O Oberfläche Der verwendete Kupfereinkristall hat einen Durchmesser von 12 mm und eine Höhe von 3 mm. Seitlich sind kleine Einkerbungen zur Fixierung eingelassen. Nach Herstellerangaben hat die Oberfläche eine Fehlorientierung von maximal 0,5 und eine Rauhigkeit von 0,03 µm. Der Kristall ist mittels kleiner Tantalbleche auf dem Molybdän Probenträger punktgeschweißt. Da der Manipulator mit Magnet keine Möglichkeit zur Rotation der Probe bietet wurde darauf geachtet, dass die Probe wie in Abbildung 8 auf dem Probenträger montiert ist. Mittels LEED Spektren kann dann der Winkelfehler abgelesen werden und die RAS-Apparatur entsprechend gedreht werden. Innerhalb des UHV Rezipienten wurde die (110)-Oberfläche durch wiederholte Sputter- und Anneal-Zyklen präpariert. Dabei wurde jeweils bei einem Partialdruck von mbar Neon je eine Stunde unter +45 und -45 zur Probennormalen bei Raumtemperatur gesputtert um eine möglichst gleichmäßige Abtragung der obersten Schichten zu gewährleisten. Anschliessend wurde der Kristall auf 400 C aufgeheizt und 10 Minuten auf dieser Temperatur gehalten. Die Qualität der Oberflächenpräparation wurde mit RAS-, LEED- und Augermessungen überprüft. Das Beugungsbild einer gut präparierten Oberfläche zeigt eine scharfe (1x1) Symmetrie. Das Auger-Spektrum ist in Abbildung 27 gezeigt. Man hat einen Kohlenstoffanteil von ca. 1% auf der Probe. Es sei angemerkt, daß die Probe auch durch die Augermessung mit Kohlenstoff kontaminiert wird. Daher sollte die Kontamination mit Kohlenstoff direkt nach der Präparation kleiner sein. Um die sauerstoffterminierte (2x1) Rekonstruktion der Cu(110) Oberfläche zu erhalten wurde die Probe etwa 6 Minuten einer mbar Sauerstoffathmosphäre ausgesetzt. 7.2 Kalibrierung der Schichtdicken Da in der UHV-Apparatur kein Schwingquarz oder MEED zur Schichtdickenkalibrierung vorhanden waren, wurde die Schichtdicke mit Auger-Elektronenspektroskopie kalibriert. In [59] wurde die Schichtdicke mit MEED bestimmt und mit dem Verhältniss zweier Augerpeaks von Nickel und Kupfer verglichen. Abbildung 28 zeigt, daß eine Schichtdickenbestimmung möglich ist. 44

48 7.2 Kalibrierung der Schichtdicken 6 4 di/de 2 0 C Energie / ev Abbildung 27: Augerspektrum des präparierten Cu(110) Substrats. Der Kohlenstoffanteil beträgt ca. 1% Abbildung 28: Experimentell bestimmtes Verhältniss der Augerpeaks von Nickel(716 ev) und Kupfer(920 ev) in Abhängigkeit der Nickelfilmdicke auf Cu(100). Die Filmdicke wurde mittels MEED bestimmt. Die eingezeichnete Kurve dient als Orientierungshilfe. Da diese Methode nur für recht kleine Schichtdicken (bis etwa 7.5 ML) zuverlässig an- 45

49 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat wendbar ist, wurde die Dicke des Films bei kleinen Bedeckungen (Abb. 29) auf diese Weise bestimmt und dickere Filme unter der Annahme einer konstanten Aufdampfrate extrapoliert. Der abgeschätzte Fehler durch die Augerkalibrierung liegt im Falle von Nickelschichten auf voroxidiertem Kupfersubstrat bei etwa 6%. Die RAS-Transienten von Nickel auf reinem Kupfer zeigen keine scharfen Strukturen, so dass hier nur über eine gemittelte Aufdampfrate kalibriert wurde. Diese schwankt allerdings von Film zu Film (siehe Abschnitt 5.3). Das führt zu einer erhöhten Schichtdickenunbestimmheit von etwa 16%. Die Schichtdickenkalibrierung der Eisenfilme ist noch ungenauer, da uns keine Veröffentlichung zur Schichtdickenkalibrierung bekannt ist. Es wird davon ausgegangen, dass die Aufdampfrate etwa der von Nickel entspricht. Der abgeschätzte Fehler liegt hier bei 50%. 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat Abbildung 29 zeigt die Realteile des RAS Signals und des in Remanenz gemessenen polaren MOKE Signals in Abhängigkeit der Nickelschichtdicke. Die Transienten wurden bei einer Photonenenergie von hν = 2.1 ev während des Wachstums aufgenommen. Der Film wurde bei Raumtemperatur gewachsen. Der Film wurde mit einer Wachstumsrate von etwa einer viertel Monolage pro Minute bei Raumtemperatur aufgebracht. Nach Einsetzen der out-of-plane Magnetisierung bei circa 7 ML wurde der Aufdampfvorgang anfangs alle viertel Monolage, später alle vier Monolagen gestoppt um Magnetisierungskurven aufzunehmen. Diese Magnetisierungskurven wurden bei einer Photonenenergie von hν = 3 ev aufgenommen, da der Kerr-Effekt bei dieser Energie größer ist. Bei einer Schichtdicke von 34 Monolagen wurden zusätzlich RAS- und MOKE Spektren aufgenommen. Abbildung 29: RAS Signal und remanentes Kerr Signal in Abhängigkeit der Schichtdicke. Die Messungen wurden während des Wachstums von Nickel auf voroxidiertem Cu(110) bei einer Photonenenergie von 2.1 ev aufgenommen. 46

50 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat Man sieht deutlich, dass sich die Struktur des Films während dieser Unterbrechung veränderte. Wie schon in Abschnitt 7.2 erwähnt zeigt die RAS Transiente scharfe Strukturen bei 1.9 ML und 4.9 ML Nickelbedeckung, anhand derer die Dicke des Films kalibriert werden kann. Der Ursprung dieser scharfen Peaks ist nicht geklärt. Die Kerr-Transiente zeigt keine (remanente) out-of-plane Magnetisierung bis 7 ML, dennoch wurde unterhalb dieser Filmdicke eine nicht-remanente Magnetisierung gemessen. Abbildung 30 zeigt das remanente und nicht-remanente Kerr-Signal unterhalb von 10 ML Kerr-rotation / mrad Filmdicke / ML Abbildung 30: remanente und nicht remanente Kerr-rotation in Abhängigkeit der Schichtdicke. Schwarz ist das remanente- und grau das nicht-remanente Kerr-Signal dargestellt. Die Verlängerung des linear ansteigenden Kerr-Signals ab 7.3 ML fällt mit dem Einsetzen der ferromagnetischen Phase bei etwa 6 ML zusammen. Unterhalb von 6 ML wurde kein Kerr-Signal gemessen. Unterhalb von 5-6 ML ist die Curietemperatur des Filmes kleiner als 300K [11], daher wird angenommen, dass der Film nicht ferromagnetisch ist. Von 6 ML bis 6.8 ML wurde aussschließlich ein nicht-remanentes Kerr-Signal gemessen, dass heißt die leichte Magnetisierungsrichtung liegt in der Ebene. Bei 6.8 ML steigt das remanente Signal bis 7.3 ML steil an und ab 7.3 ML sind der remanente und nicht-remanente Anteil deckungsgleich, das heißt der Film ist vollständig remanent out-of-plane magnetisiert (Abschnitt 5.1.2). Nachdem der Film vollständig outof-plane magnetisiert ist, steigt die Kerr-rotation, wie im Dünnfilm-limit erwartet, linear an (Gleichung 46). Die Extrapolation des remanenten Kerr-Signals kennzeichnet das Einsetzen des Ferromagnetismus. In [60] wurde ein lineares Verhalten des Kerr-Signals bis ca. 7.5 nm bei Cobaltschichten auf Kupfersubstraten festgestellt, was einer Nickelschichtdicke von etwa 30 ML entspricht. Experimentell beginnt die Transiente ab ML leicht von 47

51 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat einem linearen Verhalten abzuweichen. Ab 36 ML wurden wieder in-plane Anteile der Magnetisierung beobachtet (siehe Magnetisierungskurven in Abbildung 32b). Man sieht, dass die Magnetisierungskurven ab dieser Schichtdicke immer schmaler werden und ihre rechteckige Form verlieren. Sie ähneln ab 35 ML immer mehr Hysteresesschleifen der schweren Richtung ,5 ML Kerr-rotation / mrad ,25 ML 7,0 ML B / mt Abbildung 31: Ni/Cu(110)-O: Magnetisierungskurven für Nickelbedeckungen von 7, 7.25 und 7,5 ML, aufgenommen bei einer Photonenenergie von 3 ev. In Abbildung 31 sind die Magnetisierungskurven, die innerhalb des Spinreorientierungsüberganges aufgenommen wurden, gezeigt. Die Magnetisierungskurve von 7 ML besitzt noch deutliche in-plane Anteile. Bei einer Schichtdicke von 7.25 ML sieht man noch einen leichten Anstieg in der Kerr-Rotation bei höheren Magnetfeldern. Bei 7.5 ML stimmen hingegen Sättigungsmagnetisierung und Remanenz überein und man beobachtet eine rechteckige Hysteresisschleife der leichten Richtung. Während die Remanenz bis 38 ML stetig ansteigt, beobachtet man einen starken Anstieg des Koerzitivitätsfeldes mit anschliessender Sättigung ab circa 10 ML (Abbildung 32a) ). 48

52 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat a) b) Kerr-rotation / mrad ML Kerr-rotation / mrad ML B / mt B / mt Abbildung 32: Ni/Cu(110)-O: Magnetisierungskurven bei 3 ev von a) bis 21.5 und b) 33.5 bis 50.5 Monolagen. In Abbildung b) werden sind bei 36.5 ML in-plane Anteile der Magnetisierung zu erkennen. Der Verlauf des Koerzitivfeldes und der Kerr-rotation sind in Abbildung 33 zusammengefasst. Die Wachstumsabschnitte sind durch vertikale Linien getrennt. Die Form der eingezeichneten Magnetisierungskurven sind typisch für den jeweiligen Wachstumsabschnitt. Der Spinreorientierungsübergang von in- zur out-of-plane Konfiguration geschieht zwischen 6.8 und 7.5 ML, also innerhalb einer halben Monolage. In [22] wird von einem Spinreorientierungsübergang innerhalb eines Schichtdickenbereichs von 0.4 ML um 7 ML bei Ni/Cu(100) berichtet. Der Spinreorientierungsübergang wird der magnetoelastischen Anisotropie innerhalb der Nickelschicht zugeschrieben (siehe Abbildung 3), die ab dieser Dicke größer als Oberflächenbeitrag und Formanisotropie ist. Nach dem ersten Spinreorientierungsübergang beginnt die Koerzitivfeldstärke langsam zu wachsen, und hat schließlich einen steilen Anstieg bei etwa 11 ML. Dieses Verhalten wurde auch bei Nickelfilmen auf Cu(100) beobachtet [61]. Dort wurde der steile Anstieg als Grenze des pseudomorphen Anstiegs interpretiert. Wir vermuten, dass der Film weiterhin verspannt aufwächst, da keine in-plane Anteile in den Magnetisierungskurven sichtbar sind. Es werden jedoch mit wachsender Schichtdicke immer mehr Fehlstellen eingebaut. Diese Fehlstellen erschweren die Domänenwandbewegung und damit den Ummagnetisierungsprozess, dadurch wächst die Koerzitivfeldstärke. Bei etwa 18 ML sättigt die Koerzitivfeldstärke. Denkbar wäre, dass an diesem Punkt der Ummagnetisierungsprozess durch Domänenwandverschiebung durch die Fehlstellen soweit erschwert wird, daß der Film ab dieser Dicke durch kohärente Rotation (Stoner-Wohlfarth Modell) ummagnetisiert wird (siehe Abschnitt 2.4). Das würde auch den Abfall der Koerzitivfeldstärke ab dieser Schichtdicke erklären: Im Stoner-Wohlfarth Modell hängt die Koerzitivfeldstärke direkt von der effektiven Anisotropie ab (Gleichung 14). Die effektive Anisotropie sollte mit fortschreitendem Abbau der Verspannungen abnehmen. Bis 35 ML überwiegt jedoch die durch Verspannung erzeugte Anisotropie gegenüber der Formanisotropie. Ab 35 ML setzt der zweite Spinreorientierungsübergang ein. In [61] wird von einem allmählichen Übergang zur in-plane Konfiguration ab 32 ML (Ni/Cu(100)) berich- 49

53 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat Kerr rotation (mrad) a) b) Ni/Cu(110) (2x1) O Koerzitivfeldstärke (mt) Filmdicke (ML) Abbildung 33: Ni/Cu(110)-O: a) Kerr-rotation und b) Koerzitivfeldstärke in Abhängigkeit der Filmdicke. Die Punkte markieren die Filmdicken, bei denen das Wachstum gestoppt wurde um Hystereseschleifen aufzunehmen. Vertikale Linien kennzeichnen verschiedene Wachstumsabschnitte (siehe Text). Es sind ausgewählte, skalierte Magnetisierungskurven eingezeichnet. 50

54 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat Kerr-rotation / mrad B / mt 16 mt 19 mt Abbildung 34: Magnetisierungskurve eines 14.5 ML dicken Nickelfilms auf Cu(110)-(2x1)- O. Die Parallelogramm-ähnliche Form entsteht durch Schichtdicken mit unterschiedlichen Koerzitivfeldstärken. Die Koerzitivfeldstärken variieren von 16 mt bis 19 mt. (siehe Text) tet. Eventuell erklärt sich der stärkere Abfall der Koerzitivität ab etwa 40 ML durch das Aufbrechen der Filmoberfläche in vollständig relaxierte Bereiche. Ein Aufbrechen des Films würde jedoch eine erhöhte Rauhigkeit und damit eine Änderung der Gesamtreflektivität der Probe bewirken. Dies wurde nicht beobachtet. Ungeklärt bleibt also, ob der zweite Reorientierungsübergang durch Rotation der leichten Achse stattfindet, oder ob sich immer mehr in-plane magnetisierte Domänen bilden, in denen der Film vollständig relaxiert ist. Die Annahme, dass ab 18 ML der Ummagnetisierungsvorgang durch Drehung der Magnetisierung und nicht über Domänenwandverschiebung geschieht, könnte experimentell überprüft werden. Wie in Abschnitt 2.4 erwähnt, kann die Messung des zeitlichen Verlaufs der Magnetisierung mit Feldern kleiner als das Koerzitivfeldes Hinweis auf die Art des Ummagnetisierens geben. So müssten bei einer Schichtdicke von 18 ML deutlich größere Zeitkonstanten als zum Beispiel im Bereich des Anstiegs messen werden, da zwar Domänen mit entgegengesetzter Magnetisierung nukleieren, diese jedoch nur schwer wachsen können. In Abschnitt wird der zeitliche Verlauf des Ummagnetisierungsvorganges an einem 10.5 ML dicken Nickelfilm untersucht. Im Bereich des steilen Anstiegs in Abbildung 33 bewirken schon kleine Änderungen in der Schichtdicke eine große Variation der Koerzitivitätfeldes. Die Magnetisierungskurven verlieren ihre rechteckige Form. Das geschieht höchst wahrscheinlich aufgrund kleiner Schichtdickenunterschiede verschiedener Bereiche der Probe. Der Schichtdickenunterschied lässt 51

55 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat sich aus diesen Magnetisierungskurven und Abbildung 33 abschätzen. Aus Abbildung 34 lassen sich Koerzitvfeldstärken von 16 mt bis 19 mt ablesen. Dies entspricht nach Abbildung 33 Filmdicken von 14 ML bis 14.8 ML. Die Filmdicke variiert also abgeschätzt um 0.8 ML STM Um die Struktur der Oberfläche Nickelschichten Die STM Aufnahme an einer 9 ML dicken Nickelschicht (Abbildung 35 und Abbildung ) auf dem voroxidierten Cu(110) Substrat bestätigen das lagenweise Wachstum des Nickelfilmes und den Surfactanteffekt des Sauerstoffs. Man sieht in [001] Richtung gestreckte Ebenen mit mono-atomaren Höhenunterschieden. Die Anordnung der Ebenen in [001] Richtung ist dieselbe wie beim surfactantunterstützten Wachstum von Cobalt auf Cu(110)-O[44], jedoch sind die Terassen kleiner. Wie im Falle des Wachstums von Cobalt sieht man deutlich die Sauerstoff/Nickelreihen in [001] Richtung auf der Oberfläche (siehe Abbildung 36). nm 30 [001] [110] 1.2 nm rel. Höhe / nm nm nm 0.0 Abbildung 35: An der TU-Berlin gemessene STM Aufnahmen mit Höhenprofil eines 9 ML dicken Nickelfilms auf voroxidiertem Cu(110) Substrat. Die Orientierung ist schwarz eingezeichnet. Der weisse Pfeil kennzeichnet die Richtung des Höhenprofils links. Es werden monoatomare Stufen von etwa 0.1 nm beobachtet. Das periodische Muster auf den Stufen zeigt die Sauerstoff/Nickelketten in [001] Richtung. Der Abstand entspricht etwa 0.5 nm. Die Aufnahmen zeigen eine unterschiedliche Morphologie zu Nickelfilmen auf Cu(001). In [62] wird ab einer Schichtdicke von etwa 6 ML die Bildung rechteckiger, mehrerer Atomlagen hoher Inseln beobachtet. Diese Inseln wachsen ungeordnet auf der Oberfläche haben jedoch eine einheitliche Größe. Die Strukturen in Abbildung 35 sind deutlich flacher und 52

56 7.3 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-2x1-O Substrat 5 4 [001] [110] nm 0.16 nm nm 0.00 Abbildung 36: An der TU-Berlin gemessene STM Aufnahmen mit atomarer Auflösung eines 9 ML dicken Nickelfilms auf voroxidiertem Cu(110) Substrat. Es sind deutlich Atomketten in [001] Richtung erkennbar. Der mittlere Atomabstand in [001] Richtung beträgt 0.42 nm und in [110] Richtung 0.50 nm. ähneln eher Terrassen als Inseln. Die LEED Aufnahmen zeigen eine deutliche 2x1 Rekonstruktion. Es ist wahrscheinlich, daß eine added row Rekonstruktion wie in Abbildung 24 vorliegt. STM Messungen an einem Nickel Einkristall in (110) Orientierung zeigten ebenfalls diese Rekonstruktion bei geringen Mengen Sauerstoff auf der Oberfläche[63]. Wie in der schematischen Zeichnung in Abbildung 24 gezeigt ist, erwartet man in [001] Richtung einen Atomabstand gleich der halben Gitterkonstante des Kupfers (0.181 nm) und in [110] Richtung einen Atomabstand gleich der Flächendiagonalen des kubischen Einheitswürfels (0.512 nm). Dabei wird von pseudomorph verspanntem Wachstum des Nickels ausgegangen. Den magnetischen Eigenschaften nach sollte der Film bis zu einer Schichtdicke von 12 ML pseudomorph aufwachsen (siehe Diskussion von Abbildung 33). Die STM-Aufnahme in Abbildung 36) zeigt in [001] Richtung jedoch größere Atomabstände als angenommen. Es ist bekannt, daß Sauerstoff in STM Aufnahmen schwerer zu sehen sind als Nickelatome[63], daher sieht man in Abbildung 36 wahrscheinlich nur die Nickelatome. Der mittlere Atomabstand in [110] Richtung stimmt gut mit dem erwarteten Wert von nm überein. Der Abstand in [001] Richtung weicht um etwa 0.06 nm von der Gitterkonstante des Kupfers ab. Die Längenskalen können jedoch durch Instabilitäten in den Piezokristallen des Scanners oder Drift der Probe leicht verzerrt sein. Anzumerken wäre noch, daß die magnetischen Eigenschaften des hier gezeigten Films sehr 53

57 7.4 Optische und magneto-optische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-(2x1)-O Substrat stabil waren. Nach dem Rücktransfer in die RAS/MOKE Messkammer und drei Wochen später war der Film noch aussschliesslich out-of-plane magnetisiert Zeitverlauf der Ummagnetisierung Wie in Abschnitt 2.4 erläutert kann die zeitabhängige Magnetisierung M(t) während des Ummagnetisierungsvorganges durch eine Gauß-kurve beschrieben werden, deren Zeitkonstante exponentiell vom angelegten Feld abhängt. In Abbildung 37 sind Ummagnetisierungsvorgänge einer 10.5 ML dicken Nickelschicht auf Cu(110)-O gezeigt. Die Kurvenformen sind in der Tat gaußförmig. Die Zeit für einen vollständigen Ummagnetisierungsvorgang fällt stark für wachsende angelegte Feldstärke. Rechts daneben wurde der Logarithmus der Zeit für einen halben Ummagnetisierungsvorgang (also bis zur Nettomagnetisierung = 0) über die angelegte Feldstärke geplottet. Man sieht die exponentielle Abhängigkeit der Zeitkonstante vom Magnetfeld (Gleichung 16). Aus der Steigung lässt sich das Barkhausenvolumen ermitteln: V b = (ln(t 0)) kbt (57) B M S Verwendet man als Sättigungsmagnetisierung µ 0 M S = 0.45 mt[22], erhält man V b nm 3. Mit der Annahme, daß die Domänenwände senkrecht zur Oberfläche stehen und vom Substrat bis zur Oberfläche verlaufen kann man sich die Fläche eines Barkhausenvolumens ausrechnen, in dem man durch die Filmdicke teilt. Es ergibt sich eine Fläche von etwa 200 nm x 200 nm. Dieser Wert liegt Nahe an dem Wert in [22] für einen 15 ML dicken Nickelfilm auf Cu(100) und in der selben Größenordung wie die Terassenweite des Kupfersubstrats. Die viel kleineren, monoatomaren Strukturen in den STM Aufnahmen in Abbildung 35 scheinen die Domänenwanderung nach dieser Abschätzung nicht zu beeinflussen. 7.4 Optische und magneto-optische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-(2x1)-O Substrat Wie in Abschnitt erwähnt reagieren von Oberflächenzuständen und -resonanzen stammende Strukturen in den RAS Spektren empfindlich auf kleinste Bedeckungen. In Abbildung 38 sieht man, daß diese Strukturen bereits ab einer Bedeckung von einer Monolage Nickel vollständig verschwunden sind. 54

58 7.4 Optische und magneto-optische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-(2x1)-O Substrat Abbildung 37: 10.5 ML Nickel auf voroxidiertem Cu(110): links ist der zeitliche Verlauf der Magnetisierung bei verschiedenen Magnetfeldstärken kleiner der Koerzitivitätsfeldstärke des Films. Die Werte an den Kurven bezeichnen das Verhältniss des angelegten Feldes zum Koerzitivfeldes. Links sind die Logarithmen der Zeiten t 0, bei denen der Film zur Hälfte ummagnetisiert ist aufgetragen. Re (r [1-10] -r [001] )/r (10 3 ) Cu(110)-O 0.1 ML Ni 1 ML Ni 10 ML Ni Energie (ev) Abbildung 38: RAS Spektren von mehreren Monolagen Nickel auf voroxidiertem Cu(110) Substrat Um 2 ev gibt es starke Änderungen im Spektrum, was zu der charakteristischen Transiente (Abbildung 29) führt. Abbildung 39 zeigt RAS Spektren von dickeren Nickelfilmen. 55

59 7.4 Optische und magneto-optische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-(2x1)-O Substrat 0 Re (r [1 10] -r [001] )/r (10-3 ) ML 12 ML 18 ML 71 ML 35 ML Energie / ev Abbildung 39: RAS Spektren von verschiedenen Schichtdicken Nickel auf voroxidiertem Cu(110) Substrat. Ab 12 ML bilden sich Strukturen bei 4.5 ev und 6.1 ev aus. Die Kupferstruktur bei ca. 4,2 ev nimmt an Intensität ab, während sich bei 4,5 ev und um 6 ev weitere Strukturen ausbilden. Es ist nicht geklärt, ob diese Strukturen vom Nickelfilm herrühren. Diese Spektren stammen von verschiedenen Messungen, sodaß der Fenstereffekt variieren kann (siehe Abschnitt 4.1). Strukturen sind davon jedoch nicht betroffen a) b) Kerr-Rotation / mrad ML 8 ML 12 ML 18 ML 35 ML kerr-rotation (mrad) ML Ni/Cu(110)-O bulk Ni(110) Energie / ev) Energie / ev Abbildung 40: MOKE Spektren von a) 8 ML - 71 ML dicken Nickelfilmen auf voroxidiertem Cu(110) Substrat und b) Ni(110) Einkristall bei einem Magnetfeld von mt und 71 ML Ni/Cu(110)-O 56

60 7.4 Optische und magneto-optische Eigenschaften von Nickel auf voroxidiertem Cu(110)-(2x1)-O Substrat In Abbildung 40a) sind zu den selben Filmdicken die spektralen MOKE Messungen gezeigt. Diese Spektren wurden in Remanenz gemessen. Die Kerr-rotation nimmt bis 35 ML linear zu. Der 71 ML dicke Film zeigt ein kleineres remanentes Kerr-Signal, da die Magnetisierung zum großen Teil schon in-plane liegt (Abbildung 29). Die Spektren haben bis 35 ML eine deutliche Struktur bei 2.2 ev. Diese Struktur kommt offensichtlich vom Kupfersubstrat. Die Kupfer d-bänder beginnen 2.2 ev unter dem Ferminiveau[57]. Der Imaginärteil der dielektrischen Funktion besitzt in diesem Bereich ausgeprägte Strukturen, die sich dann nach Gleichung 46 auch auf das MOKE Spektrum auswirken. Es existieren zwei Nulldurchgänge in den MOKE-Spektren, die sich mit zunehmender Schichtdicke zu kleineren Energien verschieben. Dieses Verhalten wird in [64] mit einer geringeren energetischen Breite der d-bänder in Folge der Gitterabstandsveränderung durch verspanntes Wachstum erklärt. Anstelle der charakteristischen Doppelstruktur bei 1.5 ev und 3.1 ev des Ni(110)-Spektrums[65] tritt ein breiter Peak um 3.5 ev bei den Nickelfilmen. Abbildung 40b) zeigt das MOKE-Spektrum eines Ni(110) Kristalls und zum Vergleich den 71 ML dicken Film aus Abbildung a). Die leichte Richtung der Magnetisierung des Nickel Einkristalls liegt wegen des negativen Vorzeichen von K 1 in Gleichung 8 in [111]-Richtung, während die schweren Richtungen die niedrig-indizierten Richtungen sind [12]. Daher liegt die leichte Achse in der (110) Ebene, sodaß keine remanente out-of-plane Magnetisierung zu erwarten ist. Das Spektrum wurde daher mit anliegendem Magnetfeld von mt aufgenommen. Der Nickel Einkristall ist bei dieser Feldstärke weit entfernt von der Sättigung. Der 71 ML dicke Film ähnelt von der Form schon dem des Nickel Einkristalls, dennoch ist das Kupfersubstrat bei 2.2 ev noch sichtbar. Die Nullstelle im niederenergetischen Bereich ist deutlich gegenüber den kleineren Schichtdicken verschoben, was auf einen relaxierteren Zustand hindeutet Wachstum bei 120K Eine weitere Fragestellung war, ob surfactantunterstütztes Wachstum auch bei tieferen Temperaturen möglich ist und ob sich der Spinreorientierungsübergang von in-plane nach out-of-plane bei tiefen Temperaturen verschiebt. Daher wurde das reine Kupfersubstrat auf etwa 120 K abgekühlt und im abgekühlten Zustand oxidiert. In Abbildung 41 sind der Realteil des RAS-Signals und die Kerr-rotation in Abhängigkeit der Schichtdicke bei 120K und Raumtemperatur gegenübergestellt. Leider wurden während des Wachstums keine nicht-remanente Kerr-Transiente aufgenommen, da zu diesem Zeitpunkt die Messprogrammerweiterung noch nicht abgeschlossen war. Es ist daher unklar, bei welcher Schichtdicke die ferromagnetische Phase einsetzt. In Abbildung 30 wurde festgestellt, daß durch Extrapolation des remanenten Kerr-Signals die Filmdicke ermittelt werden kann, bei der der Film ferromagnetisch wird. Mit der selben Methode erhält man aus Abbildung 41 eine Schichtdicke von etwa 5 ML für den bei 120 K gewachsenen Film. Eine ferromagnetische Ordnung würde also etwa eine Monolage früher einsetzen als bei Raumtemperatur. Der Spinreorientierungsübergang liegt zwischen 11 ML und 12.5 ML und daher erstens gegenüber der bei Raumtemperatur gewachsenen Schicht zu höheren Schichtdicken verschoben und zwei- 57

61 7.5 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat Abbildung 41: Ni/Cu(110)-O: Vergleich des RAS- bzw. remanenten Kerr-Signals in Abhängigkeit der Schichtdicke während Wachstums bei 120K und Raumtemperatur. Werden beide Kerr-Signale auf Null extrapoliert, ergeben sich Schichtdicke von 5 ML für den kaltgewachsenen und 6 ML für den bei Raumtemperatur gewachsenen Film. tens innerhalb eines breiteren Schichtdickenbereichs. Dieses Verhalten wird auch in [66] an Ni/Cu(100) beobachtet, jedoch ist dort der Spinreorientierungsübergang bei etwa 8 ML (120 K). In Abbildung 41 fällt auf, daß die Steigung des Kerr-Signals kleiner als die des bei Raumtemperatur gewachsenen Films ist. Dies ist nicht auf eine reduzierte Magnetisierung zurückzuführen, sondern ein reiner Temperatureffekt. Das MOKE Spektrum ist bei tieferen Temperatur zu höheren Energien verschoben (Abbildung 42). Durch die hohe negative Steigung im Bereich von 2.1 ev werden deutlich kleinere Werte für die Remanenz gemessen. Der lineare Anstieg ab 12.5 ML und die rechteckige Form der Hystereseschleifen zeigen, daß alle ferromagnetischen Atomlagen zur out-of-plane Magnetisierung beitragen. Aus der vollständigen out-of-plane Magnetisierung kann man auf lagenweises Wachstum schliessen. Augerspektren zeigen für beide Wachstumstemperaturen etwa gleich große Anteile Sauerstoff. Der Sauerstoff bleibt also an der Oberfläche und es liegt surfactantunterstütztes Wachstum vor. Der Verlauf des RAS Signals unterscheidet sich deutlich von Wachstum bei Raumtemperatur. Es wird vermutet, daß der kaltgewachsene Film aufgrund kleinerer Mobilität rauher ist, als der bei Raumtemperatur gewachsene. Das LEED Bild der Probe zeigte nur eine undeutliche (2x1) Rekonstruktion, was diese Vermutung bestätigt. 7.5 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat Abbildung 43 zeigt den typischen Verlauf von RAS- und Kerr-Signal während des Wachstums von Nickel auf dem reinen Cu(110) Substrat. Die Wachstumstransienten wurden wie in Abbildung 29 bei einer Photonenenergie von 2.1 ev aufgenommen. Das Wachstum wurde in diesem Fall nicht unterbrochen. Im RAS Signal werden keine Strukturen wie in 58

62 7.5 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat 0.4 Kerr-rotation / mrad Raumtemperatur 120 K Energie / ev Abbildung 42: MOKE Spektren eines 14 ML dicken Films bei Raumtemperatur und 120 K. Die Spektren sind gegeneinander verschoben. Die Linie bei 2.1 ev markiert die Photonenenergie, bei der Transienten aufgenommen werden. Bei 2.1 ev wird bei 120 K ein kleinerer Werte für die Kerr-rotation gemessen. 59

63 7.5 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat Abbildung 29 beobachtet, was ein Hinweis auf eine rauhere Oberfläche sein kann. Während das RAS-Signal immer das gleiche Verhalten zeigte, variierte die Verlauf des Kerr-Signals von Film zu Film. Das nicht-remanente Signal beginnt zwischen 5 ML und 7 ML. Ein remanentes Signal wurde nicht vor 6 ML, teilweise auch erst ab 13 ML gemessen. Die MO- KE Signale setzen nicht wie in Abbildung 30 abrupt ein sondern beginnen langsam und nicht-linear anzusteigen. Das remanente Signal durchläuft ein Maximum bei 14 bis 28 ML. Es existiert kein Filmdickenbereich, in dem der Film vollständig out-of-plane magnetisiert ist. Das ist ein Anzeichen dafür, daß der durch verspanntes Wachstum erzeugte Anisotropiebeitrag ( zumindest teilweise) fehlt, sodaß die leichte Richtung in der Ebene liegen sollte. Es liegt dann dreidimensionales Wachstum vor. Davon wird auch in [52] berichtet. Erstaunlich ist die Tatsache, daß dann überhaupt ein remanentes out-of-plane Signal gemessen wird. Allerdings wurde bei einigen Filmen durch Auger-Spektren Sauerstoff auf der Oberfläche festgestellt, teilweise bis zu 3%, was etwa einem Fünftel des Anteils von Sauerstoff in Augerspektren einer Cu(110)-2x1-O Oberfläche beträgt. Da der Druck in der Kammer vor dem Verdampfen stets < mbar betrug und die RAS Spektren vor dem Aufdampfen typische Spektren einer reiner Cu(110) Oberfläche zeigen, wird davon ausgegangen, daß der Film während des Wachstums kontaminierte. Wahrscheinlich führte das Oxidieren des Kupfersubstrat bei vorherigen Messungen zu Oxidationen des Nickelstabs im Verdampfer. Dadurch wird beim Verdampfungsprozess Sauerstoff auf die Probe gebracht. Das würde die von Messung zu Messung unterschiedlichen remanenten Anteile erklären. Abbildung 43: RAS-, remanentes- und nicht remanentes MOKE-Signal in Abhängigkeit der Schichtdicke, aufgenommen während des Wachstum von Nickel auf dem reinen Cu(110) Substrat. Die Sprünge im nicht remanenten Kerr-Signal stammen von Änderungen des Magnetfeldes während der Messung. Es wird angenommen, daß diese mehr oder weniger starke Sauerstoffkontamination zu Bereichen mit out-of-plane Domänen führt. Geringe Mengen Sauerstoff ordnen sich in breiten Streifen als Überstruktur auf der Oberfläche an [58]. Innerhalb dieser Streifen könnte 60

64 7.5 Wachstum und magnetische Eigenschaften von Nickel auf reinem Cu(110) Substrat nm 100 [110] 2.17 nm [001] 1.08 rel Höhe / nm nm nm 0.00 Abbildung 44: an der TU-Berlin gemessene STM Aufnahme eines 10 ML dicken Nickelfims auf Cu(110). Man sieht in [110] Richtung laufende Strukturen mit einer Durchschnittshöhe von etwa 0.5 nm und eine Breite von 5 nm (siehe Höhenprofil rechts). es zu verspanntem Wachstum kommen. Das könnte auch die unterschiedlichen experimentellen Ergebnisse in der Literatur erklären. In [52] wird von einer ausschliesslich in-plane liegenden Magnetisierung gesprochen, während in [51] von einem Spinreorientierungsübergang nach out-of-plane bei 16 ML berichtet wird. Allerdings geben die Autoren in [51] ihre Sauerstoffkontamination mit 10%, so daß man wohl das Surfactant-unterstützte Wachstum beobachtete STM Die STM Aufnahmen bestätigen die Annahme, daß kein lagenweises Wachstum auf der reinen Cu(110) Oberfläche vorlag. Es entstehen in [110] Richtung gestreckte Strukturen (Abbildung 44). Die Rauhigkeit des Films war so groß, daß keine atomare Auflösung möglich war. Bei der Präparation des Films wurde keine remanente out-of-plane Komponente der Magnetisierung festgestellt. Eine kleine remanente Magnetisierung zeigte sich jedoch nachdem die Probe nach einer Woche in die RAS/MOKE UHV-Kammer rücktransferiert wurde. Eine weitere Oxidation des Filmes änderte an den magnetischen Eigenschaften jedoch nichts. Der out-of-plane Anteil der Magnetisierung blieb konstant. 61