1.简介

人工制造的材料，如多层或图案化结构，至少在一维上局限于纳米尺度，显示出不同于块体的新特性。其中包括磁性多层膜，其性能由位于界面或层厚度小于特征长度的大量原子决定(例如电子平均自由程或自旋扩散长度）（赫尔曼等人。, 2017; 砂光机等人。, 2017). 层间磁耦合是过去三十年来研究最深入的现象之一（Grünberg等人。, 1986; Carbone&Alvarado，1987年; Grolier公司等人。, 1993). 其振荡特性通常由电子介导的Ruderman–Kittel–Kasuya–Yosida（RKKY）相互作用来解释，该模型最初是为稀磁离子开发的（Ruderman&Kittel，1954; 卡苏亚，1956年; 尤西达，1957年). 这种结构的功能性增加了要求，需要进一步修改以获得所需的性能。这种效果是通过制造方法实现的（Schlage等人。, 2016)生长结构的适当配置（Bandiera等人。, 2012; 赫尔维格等人。, 2003; 法拉里诺等人。, 2016; 斯托比奇基等人。, 2008; 徐等人。, 2015; 加里夫等人。, 2011; 赛尔贝克等人。, 2011)和生长后处理（Wawro等人。, 2017一; 德莫克里托夫等人。, 2003; 德米多夫等人。, 2004; 麦考德等人。, 2011; 格林等人。, 2014; 巴厘岛等人。, 2014).

理解导致独特特性的物理机制是具有所需特性的材料设计的基础。在磁性多层膜中，界面磁性通常起着至关重要的作用，它受到组分材料边界处局部结构和电子修饰的影响。块体中的非磁性原子可能具有磁矩近距离相互作用。这种复杂的效应可以用X射线成功探测磁圆二色性（XMCD）。主要是4d日和5d日大块非磁性金属，如钼或钨，是我们关注的焦点。然而，钼对界面磁性的贡献尚未得到深入研究。迄今为止，人们主要在合金或复杂化合物中研究了Mo位的感应磁矩。

高级₂FeMoO公司₆由于它显示了电荷载流子由于一个自旋通道中存在间隙而产生的总自旋极化，因此在自旋电子学应用中得到了广泛的研究。观察到的特性由五个局部的配置来解释d日导致Fe位高自旋态的电子秒Mo和其他位置（Besse）之间共享的电子等人。, 2002). 旋转磁矩第页，共3.05页μ_B类根据Fe和诱导的XMCD测量值（−0.32μ_B类)在Mo是耦合反平行的，导致亚铁磁有序化。实验观察由从头算Mo的计算L（左）_2,3-边缘（Kanchana等人。, 2007). Mo位的自旋矩和轨道矩等于−0.29μ_B类和0.020μ_B类根据洪德第三定律，它们分别是反平行的。在焦绿石型molibdenates中R（右）₂钼₂O（运行）₇（其中R（右）是一种稀土元素）已根据元素研究了Mo感应力矩的相关性R（右）Mo现场的瞬间高达1.54μ_B类为Sm（Imada）找到等人。, 2005). 在八氰基钼酸铜中，观察到的光致磁性在300K加热后是可逆的，这归因于低自旋和高自旋Mo（IV）离子之间的自旋转换。XMCD测量表明，Mo离子感应的平均力矩等于0.42μ_B类该值对应于激光照射后光转化的三分之一的钼离子（Brossard等人。, 2012). 较高的力矩（轨道0.13μ_B类并旋转1.22μ_B类)Arrio报道了在高自旋三重态Mo（IV）的亚稳态中诱导等人。(2010). 由于强大杂交O 2的第页–第4个月d日MoO中观察到铁磁耦合轨道₂（塔库尔等人。, 2009).

这个磁矩在中感应d日-在多层金属结构中，也研究了形成界面的能带元件。相当大的磁矩约0.2μ_B类由XMCD在非磁性5中探测d日垫片W和Ir在多层结构中分离Fe薄膜（Wilhelm等人。, 2001). 发现钨与相邻的铁层以反铁磁性和铱铁磁性耦合。特别是，在不到一半填充的5d日W壳层的自旋和轨道磁矩是平行耦合的，这与Hund第三定律的预期相反。在Fe/W多层膜（Jaouen等人。, 2004). A类磁矩第页，共0.4页μ_B类第一层原子层的W位与铁相反磁矩，与之前引用的工作中报告的观察结果类似（威廉等人。, 2001). 下一个W原子层中的一个时刻较低，与形成界面的时刻相反。对W间隔物的更深入了解揭示了类似于RKKY相互作用的阻尼振荡。W位置测得的力矩远大于理论计算预测的力矩。正如数值计算所证实的那样，由于界面粗糙度，这种力矩的增加可能与W原子周围较高的Fe配位有关（Tyer等人。, 2003). 在L（左）和M（M）根据圆形偏振对总光束的贡献以及Fe/Mo多层膜（Tomaz等人。, 1998). 这个M（M） 吸收边缘被推断为钼元素的首选元素。预计诱发磁矩高达0.4μ_B类. The磁矩发现Mo位置与Fe层的力矩成反平行排列。

在这项工作中，我们研究了Co/Mo多层膜中非磁性（体）间隔层的Mo原子的磁极化。由Mo垫片隔开的钴层的磁化是反平行排列的（Wawro等人。, 2017一)仅在钼间隔层厚度约0.9nm的窄范围内。为了探讨Mo间隔原子的诱导力矩在层间耦合中的作用，利用XMCD研究了两种类型的Co/Mo多层膜，即有反平行耦合和无耦合。此外，公司₉₆钼₄研究了钼原子稀释在钴基体中的合金。预计在这种参考结构中磁矩Mo原子达到最大值。引起观察到的层间耦合的各种可能机制，包括诱导的磁矩详细讨论了Mo间隔原子。

2.实验细节

研究样品在分子束中生长外延以下配置的（MBE）系统：S/V/[Mo(d日_钼)/钴（4纳米）]_三/莫(d日_钼)/V、 其中S表示蓝宝石（11–20）衬底。在600°C下将20 nm厚的钒缓冲液沉积在基底上，以减少表面波纹。这种缓冲类型为层状样品的外延生长提供了良好的条件。此外，选择V缓冲区以避免光子能量与Mo和Co的吸收边重叠。在室温下沉积了顺序生长的Mo和钴层以及5 nm厚的V覆盖层。在沉积过程中，用12 keV监测生长样品的晶体结构反射高能电子衍射（右侧）。两层样品d日_有限公司=4 nm和各种Mo垫片厚度d日_钼=0.9 nm和d日_钼=1.8nm，分别表现出钴层磁化的反平行和平行面内排列。第三个调查样本，S/V/Co₉₆钼₄/五、 在室温下的V缓冲液中，通过钴和钼的共蒸发，制备了厚度为110 nm的合金膜。通过适当设置每个元素的蒸发速率，获得合金的选定成分。对于这种成分，每个钼原子在统计上都完全由钴原子配位。

通过高角X射线衍射（XRD）、，θ–2θ几何，步长为0.04°，X射线反射率（XRR）步长为0.004°。使用带有铜阳极和石墨单色仪的X’Pert-MPD衍射仪进行测量。

利用磁光克尔效应的磁强计探测磁性。因为所研究样品的磁化强度在平面上对齐，所以测量是在纵向结构（LMOKE）中进行的。

XMCD在Mo的实验L（左）_2,3-边缘在室温下在ESRF光束线ID12处进行，该光束线专用于偏振相关的X射线吸收实验。螺旋波荡器Helios-II发射能量范围为2-6keV的一次谐波，是圆极化X射线的来源。波荡器辐射的高（97%）圆偏振率在Mo处降至约12%L（左）_三-边缘（2523 eV）和Mo的4%L（左）₂-边缘（2629 eV），因为布拉格角在这些光子能量下，单色器的角度接近布鲁斯特角。样品安装在一个小真空室中，该真空室插入一个电磁铁的两极之间，提供高达0.9 T的磁场。平行于磁场和样品表面的入射X射线之间的角度设置为10°。X射线吸收近边结构（XANES）光谱使用荧光产额探测模式，硅光电二极管安装在真空室内，与入射X射线束成90°角。该检测技术探测分层Co/Mo结构的整个体积（约20 nm厚）。XMCD信号是通过翻转XANES光谱中每个光子能量的磁场方向获得的。为了确保XMCD结果没有伪影，在反转X射线束的螺旋度后也记录了信号。由于薄膜厚度较小，尚未检查自吸收效应。

3.结果

RHEED检查了多层膜和合金膜中每个完整成分层的结构。图案顺序如图1所示特征条纹证明多层结构是外延的。无论生长阶段如何，相同层类型的条纹质量都是相似的。这意味着连续组件层的结构和属性是可复制的，不会随着系统中的深度位置而改变。Co层的条纹比Mo层的条纹更连续。这可能表明Mo组分层的表面粗糙度高于Co组分层的表面粗糙度透射电子显微镜具有相似结构的样品在相同条件下生长，但具有较高的双层重复数（本工作中未给出）的图像表明，组成层清晰且连续。此外，公司的XANES简介K-六边形封闭（h.c.p.）结构的典型边缘（Wawro等人。, 2017b条)证明钴以块状方式生长，界面合金化可以忽略不计。合金中略带点状的RHEED条纹表明，晶体结构也保持不变；然而，表面比分层样品的表面粗糙得多。

图1 每个成分层完成后记录的RHEED图案顺序（上排：使用较薄的Mo垫片的样品；中排：使用更厚的Mo垫圈的样品；下排：沉积过程最后阶段的合金层）。

还通过高角度XRD和XRR研究了样品的内部结构。图2显示XRDθ–2θ样本的配置文件。蓝宝石衬底（约38°）、缓冲层和盖V层（约42.5°）的强峰是所示光谱中的常见特征。在分层样品中，由于钴层的厚度较小，来自钴层的信号较低。可见，弱峰在44°到49°之间展宽。它们的宽度与根据Scherrer方程确定的值很好地匹配，其粒度等于钴层厚度。在层状结构的光谱中，精细振荡，即所谓的厚度条纹，非常清晰。它们提供了光滑表面的证据，因此，也提供了此类样品中的界面。在合金样品的光谱中，Co在44.5°和47°的两个较强的峰非常明显。它们从钴面心立方（f.c.c.）（111）和钴面心立方（002）的体积位置偏移。这可能表明，在钴层中，由于钼原子使钴基体晶格变形，f.c.c.和h.c.p.结构共存或峰偏移。

图2 X射线衍射θ–2θ分层样品的剖面d日钼=0.9 nm（黑色），d日钼=1.8 nm（红色）和合金样品（蓝色）。

测量的XRR曲线如图3所示描述分层样品和厚合金膜之间的明显差异。由两个Kiessig条纹分开的Bragg峰是典型的层状结构，具有双层的三重重复。不同的峰密度是分层样品周期性不同的结果。厚合金样品的反射率曲线显示出厚样品预期的密集均匀条纹。与分层样品相比，由于较高的表面粗糙度，信号强度随角度下降得更快。数值计算的曲线与实验线吻合良好。该程序确认了组件层的假定厚度。

图3 分层样品的XRR曲线（黑线）和数字拟合（红线）(一)d日钼=0.9nm(b条)d日钼=1.8 nm和(c（c）)合金样品。

研究样品在平面上磁化。图4描述了归一化磁化剩磁的依赖性米_R（右）Mo垫片厚度（由带有Mo楔形垫片的样品确定，本工作中未讨论）和来自具有d日_钼等于0.9 nm和1.8 nm。

图4 (一)剩余状态下的归一化磁化强度与Mo间隔层厚度的关系。具有均匀组件层厚度的分层样品的位置d日钼图中还显示了比例尺。展示样品的LMOKE磁滞回线(b条)反平行耦合(d日钼=0.9 nm）和(c（c）)磁化平行对准(d日钼=1.8纳米）。箭头显示了组件钴层中的磁化排列。

倾斜平台米_R（右）(d日_钼)大约d日_钼=0.9 nm是明显的（图4一). 它对应于组分钴层的反平行磁化耦合。对于更薄和更厚的d日_钼,米_R（右）取值为1，表示剩磁时所有钴层的磁化方向相同。

样本中的三分量子循环d日_钼=0.9nm显示了Co板的反铁磁耦合（图4b条). 在饱和状态下，钴层沿外加磁场磁化。磁场降低到0.8 kOe以下会导致钴层的反平行排列的磁化结构发生变化。这种结构在剩磁时是稳定的。在相反方向施加的磁场下，整个样品的磁化方向反转180°，保持组分钴层的反平行耦合。磁场的进一步增加使所有钴板的磁化平行排列，导致样品饱和。

用较厚的Mo垫片对样品进行磁化反转（图4c（c）)不那么复杂。所有钴层在饱和和剩磁时的磁化方向相同。一个完美的矩形线圈证明所有成分钴层同时发生磁化反转，这可能表明该样品的磁化是平行耦合的。

XANES和XMCD光谱在MoL（左）₂-和L（左）_三-分层样品和合金膜中的边缘（图5). 具有较厚Mo间隔层的分层样品的XMCD信号低于检测阈值（未显示），尽管XANES信号非常明显。边缘上方~10 eV能量处的弱峰值是钼间隔棒良好结晶质量的指纹（Evans&Mosselmans，1991）). Mo4的磁极化d日状态非常明确。在L（左）_2,3-分层样品和合金样品的边缘很容易被注意到。

图5 XANES（黑线）和XMCD（红线）光谱(一)合金样品和(b条)分层样品d日钼=0.9纳米。阶跃函数的轮廓以灰色绘制。

为了进行定量分析，对XANES光谱进行了归一化，并对XMCD信号进行了不完全圆极化率校正。在应用总和规则之前，X射线吸收横截面每个孔都被取回。为此L（左）_三-和L（左）₂-根据统计数据，边缘分别归一化为1和1/2分支比率。下面的区域L（左）_三和L（左）₂白线与4个孔的数量成正比d日从归一化XANES谱中减去阶跃函数模拟的连续态跃迁。这个面积的值除以4d日孔，取自钼金属的带结构计算（Yaresko，2016)发现等于n个_小时= 5.46.

为了确定Mo原子感应磁矩的自旋和轨道分量，应用了磁光和规则（Thole等人。, 1992; 卡拉等人。, 1993). 在计算公式时米_S公司和米_我根据Stöhr（1995）的工作使用)具有X射线吸收横截面之前确定的每个孔C类= (我_L（左）2+我_{L（左）三})/n个_小时轨道力矩由以下求和规则给出：米_我= 2 μ_B类(A类+B类)/3C类，其中A类和B类是L（左）_三和L（左）₂XMCD分别达到峰值。第二个求和规则(A类 − 2B类) = −C类米_S公司/μ_B类产生自旋分量米_S公司，假设Mo中没有自旋各向异性，即一个期望值属于T型_Z=0，因为轨道力矩很低。

图5所示XMCD谱的导出力矩(一)和5(b条)如下所示：米_S公司= −0.21μ_B类和米_我= 0.014μ_B类对于合金样品和米_S公司= −0.03μ_B类和米_我= 0.005μ_B类对于多层样品(d日_钼=0.9 nm）（表1中列出了所有确定的参数). 负号表示力矩与外加磁场相反，因此与钴磁化相反。的值磁矩在CoMo合金中，可与局部系统的值相比较（Brossard等人。, 2012)，比FeMo的力矩小两倍（托马兹等人。, 1998). 考虑到钴的自旋矩比铁小，由此推算出的钼的磁极化是合理的。轨道分量对测量信号的贡献很小，这是典型的离域系统。Mo原子的自旋矩和轨道矩的耦合是反平行的。在钼原子中d日根据Hund定律，这个带的填充不到一半，这会引起自旋和轨道矩的反平行排列。

4.讨论

在本节中，我们简要回顾了可能导致钴层反平行磁化耦合的机制。我们在归纳的上下文中讨论可能的场景磁矩在钼间隔层的原子上。

许多基于间接交换相互作用的模型被提出来解释跨非磁性间隔层的层间耦合。其中一种方法利用RKKY方法，假设一种振荡类型的相互作用，最初是为局部磁矩开发的。耦合是通过传导电子介导的(s–d或秒–（f）交换）。自过渡铁磁性金属(例如钴）3d日电子态是强杂化的，已经提出了离域电子的描述（Lacroix&Gavigan，1991; 布鲁诺和查珀特，1992年). 借助间隔层费米表面动量空间中的急剧截断，对观察到的耦合振荡进行了解释。

另一个模型基于这样的观察，即电子在间隔层/铁磁体界面上的反射与自旋有关。电子的空间限制类似于量子阱（QW）中的电子行为（Hathaway&Cullen，1992）; 巴纳西，1992年; 爱德华兹等人。, 1991). 量子阱中的状态随间隔层厚度的变化而变化。当量子阱能级穿过费米表面时，多层膜的能量增加。为了降低系统的能量，磁化从平行排列转换为反平行排列。

上述两种方法产生了相同的相互作用振荡和衰减特性。它们也适用于具有光滑和尖锐界面的完美结构。

在更真实的多层结构中，界面不太完美，显示出粗糙度。在某些情况下，粗糙度可以建模为间隔棒的空间波动厚度。由于层间交换耦合，铁磁层中的磁化在空间中不会快速旋转。相反，正如Slonczewski（1991）在理论上预测的那样，磁化方向是正交的, 1995)Demokritov的实验表明，他对耦合的贡献是双二次的等人。(1994). 在我们的样品中没有观察到这种磁性排列。

界面处出现的磁极是粗糙度的另一个结果。极点的存在是因为铁磁层中的直接交换相互作用阻止了自旋旋转遵循界面的波状轮廓。如果垫片厚度相对较低，磁极可能会导致铁磁元件层之间的静磁耦合。当粗糙度同相时，即下一个接口复制上一个接口，然后磁层平行耦合（Neel提出的称为桔皮耦合）（Schrag等人。, 2000; 乔普拉等人。, 2000). 在不相关粗糙度的情况下，上述桔皮耦合的贡献被抑制。

上述机制无法明确解释Co/Mo多层膜中观察到的反平行耦合。由于界面粗糙度，涉及纯形式RKKY相互作用或QW行为的机制可能并不完全合适。随着磁化强度的反平行排列的发展，相关粗糙度的贡献似乎不大。也可以排除可能由粗糙度引起的针孔耦合效应。桥接应引起平行排列的钴层之间的局部直接交换。尽管粗糙，但在这一点上不存在双二次耦合d日_钼厚度范围。由于缺乏基于上述机制的令人信服的解释，应考虑Mo间隔原子的感应磁矩的作用。

从合金样品中Mo位置的XMCD测量获得的感应力矩用作参考信号。在这个样品中，每个钼原子都是由钴基体原子完全配位的。此外，每两个钼原子应该由位于它们之间的两个钴原子进行统计分离。因此，预计在合金样品中磁矩达到最大可能值。

在分层样品中d日_钼=0.9 nm磁矩与合金样品相比几乎小一个数量级，并且在样品中未检测到d日_钼=1.8纳米。纯XMCD信号仅来自具有诱导力矩的钼原子。诱导力矩的抑制可以部分解释为层状样品中钼原子的配位较低。然而，与理想的平面界面（Tyer等人。, 2003).

在第一种可能的解释中磁矩仅在与钴层形成界面的钼原子层处感应。当Mo垫片较厚时，XMCD信号相对于明显白线的强度变低。高于某一厚度阈值时，它可能会与噪声级相当，因此无法检测到，正如在样品中观察到的那样d日_钼=1.8纳米。

然而，多层膜中的层间耦合强度d日_钼=0.9 nm相当大，而测得的巨磁电阻（GMR）非常低。在由五个Co层耦合反平行组成的分层系统中，GMR信号达到0.1%的水平（传输测量不是本工作的主题，将在别处讨论）。在Mo（110）/Co（0001）界面处，结构失配（体心立方与闭路），晶格参数发生差异。此外，在Mo缓冲区生长的钴晶格的快速弛豫表明位错密度较高（Wawro等人。, 2017b条). 这些因素可能导致电子及其自旋的大量散射。如果只有RKKY机制负责观察到的强层间耦合，那么它应该仅在钴层的界面区域有效。在这种情况下，钴层的中心部分将起到分流作用，因此，如实验所观察到的那样，GMR将大大降低。

在第二种解释中，与强耦合和非常弱的GMR相一致，在具有较薄Mo间隔层的分层样品中，XMCD信号的实质性抑制可能是由Mo间隔物的顺序原子层中相对较强的矩的反平行排列引起的，类似于Fe/W系统（Jaouen等人。, 2004). 这种自旋配置如图6所示(一)在较小和较大的Mo垫片厚度下，组件Co层的磁化方向相同（图4一). 钴层磁化的反平行耦合只发生在d日_钼四个钼原子层对应的范围。通过类比Fe/W系统，界面处Co和Mo力矩之间以及连续Mo层之间的反平行耦合组合（图6b条和6c（c）)，很好地解释了这种层间耦合，表明了其交换特征。根据这样的解释，当d日_钼对应于钼间隔层中偶数个原子单层。最有可能的是，两个单层厚的间隔层不是连续的，耦合由铁磁桥（针孔）控制。在六个或更多单层膜的情况下，Mo间隔层中心部分的感应力矩太小，无法通过交换相互作用迫使整个系统的反平行耦合。

图6 单个原子层中感应磁矩（灰色箭头）对齐的示意图(一)穿过Fe/W结构中的W垫片厚度（Jaouen等人。, 2004)，并穿过Mo垫片(b条)没有磁场，并且在样品饱和场中(c（c）)在XMCD测量期间。红色箭头表示磁性层的磁化对齐：(一)Fe/W多层膜中的Fe和(b条, c（c）)Co/Mo中的Co研究了结构。

5.结论

Co/Mo多层膜中Co膜的强反平行耦合磁化可以用两个模型来解释。在第一种可能性中，RKKY机构负责耦合。然后，Mo间隔层原子处的磁矩可能仅在界面处的原子层中感应。然而，磁电阻相对于耦合强度的低值表明，由流动电子介导的层间耦合仅限于形成界面的钴层的外部。在第二种方法中，反平行层间耦合可以用跨间隔层扩展的交换相互作用来解释。连续Mo原子层中诱导的磁矩反平行排列以及与界面处Co层的反平行排列合理地解释了在Mo间隔层厚度的窄范围内Co膜之间的强层间耦合。因为我们无法明确证明哪种类型的互动占主导地位，我们相信我们的工作将激励我们进行进一步的研究。