Диэлектрические свойства тонких пленок Bi 1. xLa xFeÜ3

Полный текст

Введение. В настоящее время большое внимание уделяется исследованию материалов с сильной взаимосвязью между электрическими и магнитными свойствами в связи с практическим интересом создания элементарной базы микроэлектроники [1; 2]. Муль-тиферроики на основе BiFeÜ3 широко и интенсивно исследуются как модельные объекты для исследования механизма взаимодействия между электрической и магнитной подсистем, так и для возможного использования их в спиновой электронике [3]. Сосуществование магнитной и сегнетоэлектрической подсистем предполагает взаимодействие между ними. В средах с магнитным и электрическим упорядочением, помимо линейного эффекта, можно ожидать нелинейных эффектов более высокого порядка по электрическому и магнитному полю (квадратичных, кубических), а также переключения электрической поляризации магнитным полем [4] и, наоборот, переключения намагниченности электрическим полем [5]. Обширную группу мультиферроиков образуют среды с неоднородным распределением магнитного параметра порядка. Период пространственной модуляции намагниченностей подрешёток в таких веществах может на несколько порядков превосходить размер элементарной ячейки. В таких веществах имеют место МЭ-взаимодействия и другого неоднородного типа [6], описываемые линейными по электрической поляризации инвариантными. Неоднородное МЭ-взаимодействие проявляется в виде пространственно-модулированных спиновых структур, наведённых электрической поляризацией. Двухионный механизм использует зависимость обменных взаимодействий (изотропного гейзенберговского [7] и антисимметричного Дзялошинского-Мория (D[S1 х S2]) [8]) от координат магнитных ионов и промежуточных лигандов (например кислорода). Смещение иона лиганда приводит к изменению величины вектора Дзялошинского, что влечёт за собой скос антиферромагнитных подрешёток. Возможен и обратный эффект: возникновение поляризации под действием магнитного поля. Антисимметричный обмен Дзялошинского-Мория ответственен также за наблюдаемую в спиральных мультиферроиках взаимосвязь спиновых циклоид и электрической поляризации. Электрическая поляризация может возникнуть в результате образования доменных границ, которые могут рассматриваться как фрагменты магнитных спиралей, и к ним может быть применена та же идеология спинового флексоэлектричества, что и для «спиральных» мультиферроиков. Прямым следствием этого является электрическая поляризация доменных границ и возможность управления ими с помощью электрического поля [9]. Сегнетоэлектрические доменные границы и магнитные доменные границы в мультиферроиках оказываются взаимосвязанными [10]. Одним из возможных механизмов такой связи в муль-тиферроиках является флексомагнитоэлектрический эффект. Скачок электрической поляризации на границах сегнетоэлектрических доменов должен приводить к скачку пространственной производной от магнитного параметра порядка [11], что проявляется в виде неоднородностей в магнитной структуре на границах. Если в материале сосуществуют магнитная (антифер-ромагнитная) и сегнетоэлектрическая доменные структуры, то указанный эффект может проявляться в виде пиннинга (закрепления) магнитных доменных границ на сегнетоэлектрических доменных границах [12]. Образование потенциального барьера вблизи границы приводит к повышению концентрации носителей заряда, к уменьшению ширины запрещённой зоны в полупроводнике на 3 % (около 0,1 эВ) и к высокой проводимости доменной границы, которую можно «переключать» с помощью электрического поля (изменять её величину более чем на порядок), что позволяет создавать мемристорные устройства. Спиновая циклоида с периодом около 62 нм [13], лежащая в плоскости, перпендикулярной базисной, и бегущая вдоль одной из трёх осей симметрии второго порядка, обнаружена в феррите висмута BiFeÜ3. Причиной возникновения спиновой циклоиды является флексомагнитоэлектрическое взаимодействие. Структура и период циклоиды зависят от температуры, магнитной анизотропии и концентрации примесей [14] и подавляется в больших магнитных полях [15]. Другой тактикой, позволяющей достичь того же эффекта, является замещение атомов висмута редкоземельными ионами. В этом случае отпадает необходимость в слое ферромагнетика, поскольку замещённый состав феррита висмута обладает собственной намагниченностью. Те же управляющие напряжения (10 В) перестраивали магнитную доменную структуру из лабиринтной в полосовую [16]. Возможность электрического управления намагниченностью материала при комнатной температуре представляет интерес с точки зрения его использования в элементах компьютерной памяти с электрической записью и магнитным считыванием. Относительно небольшие механические напряжения (7 МПа) [1] снимают вырождение в базисной плоскости по направлениям пространственной модуляции, что приводит к повороту плоскости спиновой циклоиды, поэтому вполне естественно ожидать, что большие давления могут привести к разрушению спиновой циклоиды. Своеобразным аналогом механического давления может служить частичное замещение ионов кристалла BiFe03 примесями, которые варьируют величину магнитоэлектрической связи [17]. Составы на основе феррита висмута можно разбить на две основные группы: с замещением ионов висмута 193 Вестник СибГАУ. 2014. N 3(55) и с замещением ионов железа. В первом случае используются, как правило, редкоземельные примеси, и по мере увеличения их процентного состава свойства феррита висмута становятся ближе к свойствам, характерным для ортоферритов [18]. Цель работы - определить изменение магнитоэлектрического взаимодействия в результате варьирования антисимметричного обмена при замещении висмута лантаном. Для объемного феррита висмута установлены аномалии физических характеристик при температурах Т1 = 140 К и Т2 = 550 К, которые связываются с поверхностным фазовым переходом. В этом случае этот переход проявится в тонких пленках и обнаружится в аномалиях диэлектрической проницаемости. Экспериментальные результаты и обсуждение. На пленках LaxBi1-xFeÜ3 (x = 0,1) толщиной 160 нм проведены измерения диэлектрической проницаемости, тангенса угла потерь в области температур 100 К < T < 1000 K без магнитного поля и в магнитном поле Н = 0,8 Тл. На рис. 1 изображены температурное поведение диэлектрической проницаемости, нормированной на величину проницаемости при Т = 300 К, и тангенса угла потерь для LaxBi1-xFeÜ3 для состава с х = 0,1. Производная dz/dT (рис. 1, б) обнаруживает максимум при и излом при Ті = 835 К. температуре T1 = 583 K Т, К Рис. 1. Диэлектрическая проницаемость, нормированная на величину проницаемости при Т = 300 К (а), тангенс угла потерь (1), производная диэлектрической проницаемости по температуре (2) (б) для LaxBi1-xFeO3 для состава с х = 0,1 на частоте 105 Гц от температуры Замещение ионов висмута лантаном приводит к росту температуры Нееля, например от TN = 646 K (х = 0) до TN = 660 K (x = 0,05) [19]. В объемных образцах BiFeÜ3 коэффициент теплового расширения имеет пик при Т = 533 К и перегиб в температурной зависимости теплоемкости при Т = 540 К [19], который связывается со структурным переходом. В результате замещения висмута лантаном в объемных образцах меняется величина обменного взаимодействия с дисперсией распределения локальных обменных полей, что приводит к размытию магнитного фазового перехода и к отсутствию взаимосвязи диэлектрических и магнитных характеристик. Это может быть также связано и с тем, что при структурном переходе меняется тип магнитного порядка от несоразмерной структуры к коллинеарной, что приводит к исчезновению магнитоэлектрического взаимодействия. Рост диэлектрических потерь вызван увеличением радиуса взаимодействия между дипольными моментами через спиновые волны и усилением рассеяния полярных оптических мод. Температурная зависимость тангенса угла потерь приведена на рис. 1, б. При приближении к сегнето-электрическому переходу резко возрастает диэлектрическая проницаемость и диэлектрические потери. При температуре Т1 = 835 К, возможно, происходят изменения в кристаллической структуре, связанные с переходом в орторомбическую фазу. В области низких температур также найден максимум в диэлектрической проницаемости при Т = 145 К и минимум при Т = 220 К. Диэлектрические потери в образце LaxBi1-xFeÜ3 также максимальны при Т = 145 К, и существует перегиб в температурной зависимости tgS(T) при Т = 220 К. Низкотемпературная аномалия в диэлектрических, структурных характеристиках наблюдалась в нанотрубках феррита висмута BiFeÜ3 [20] и отсутствует в объемных образцах. Так, меняется наклон частоты Рамановских фононных мод от температуры при Т = 140 К. Частота фононной моды Е типа увеличивается на 14 см-1. Растет диссипация ультразвука, скачок импеданса (который связывается с ростом емкости) при Т = 150 К, изменение объема элементарной ячейки. Все эти изменения характеристик приписываются поверхостным структурным и магнитным фазовым переходам [21; 22]. Пироэлектрический ток имеет резкий максимум при Т = 150 К, температура которого смещается в сторону низких температур при охлаждении образца в магнитном поле. Ток индуцирован электронами, расположенными в ловушках. Изменение концентрации электронов фиксируется по асимметрии формы линии ЭПР сигнала. Таким образом, механизм наблюдаемой диэлектрической аномалии в образце LaxBi1-xFeÜ3 обусловлен делокализацией электронов проводимости в доменных стенках сегнетоэлектрического и магнитного типов. В области температур 150-200 К электроны локализуются в потенциальных ямах в доменной границе, где существует повышенная концентрация электронов. В доменной границе сегнетоэлектрического типа электрическое поле равно нулю и электроны свободно двигаются внутри границы. С понижением температуры подвижность электронов падает, и при Т = 145 К потенциальная энергия превалирует над кинетической энергией, что приводит к локализации электронов и дополнительной поляризации. На рис. 2 приведены температурные зависимости электроемкости C(T) без поля и в магнитном и электрическом полях. В отсутствие электрического поля смещения емкость (диэлектрическая проницаемость) а б 194 Технологические процессы и материалы монотонно растет при нагревании, причем в магнитном поле емкость увеличивается на 2,5 %. Замещение висмута лантаном привело к росту магнитоемкости по сравнению с BiFeO3 [19]. Электрическое поле смещения прикладывалось перпендикулярно плоскости пленки для двух значений напряжений U = 0,5 В, U = 1 В. В поле смещения U = 0,5 В емкость незначительно уменьшается от температуры, проходит через минимум и растет. Температура минимума смещается в сторону высоких температур. Магнитоемкость (є(Н) - є(0)) / є(0) имеет максимум, величина которого в пять раз превышает значение магнитоемкости без внешнего электрического поля (рис. 2, б). C ростом электрического поля смещения магнитоемкость уменьшается и исчезает при Т = 430 К в поле смещения U = 1 В. компенсируется деполяризующим полем. В результате границы доменных стенок фиксируются и при нагревании, достигнув некоторой температуры, начинают двигаться, схлопываться и исчезать. Внешнее магнитное поле приводит к росту вектора электрического смещения за счет магнитоэлектрической связи и, соответственно, к увеличению диэлектрической проницаемости. В больших электрических полях уменьшается плотность доменных стенок и пьезоэлектрическое взаимодействие между ними. Уменьшение упругих деформаций в пленке вызывает понижение магнитоупругого взаимодействия и константы антисимметричного взаимодействия, что может привести к исчезновению магнитоэлектрической связи и эффекта магнитоемкости. Т, К а Т, К б Рис. 2. Емкость LaxBi1.xFeO3 на частоте 105 Гц от температуры в магнитном поле Н = 0,8 Тл (1), 0 Тл (2) с U = 0, в электрическом поле с напряжением U = 0,5 В в поле Н = 0,8 Тл (3), 0 Тл (4), с U = 1 В, Н = 0,8 Тл (5), 0 Тл (6) (а); относительное изменение емкости в магнитном поле Н = 0,8 Тл с напряжением смещения U = 0 B (1), 0,5 B (2), 1 В (3) (б) Эти эффекты можно объяснить в модели доменных структур магнитного и сегнетоэлектрического типов. Внешнее электрическое поле перестраивает магнитную структуру из лабиринтной в полосовую с уменьшением плотности доменов и образованием результирующей поляризации. Энергия взаимодействия вектора поляризации с электрическим полем Т, К б Рис. 3. Тангенс угла диэлектрических потерь на частоте 105 Гц от температуры в магнитном поле Н = 0 (3), 0,8 (4) Тл, U = 0,5 B; Н = 0 (2), 0,8 (1) Тл, U = 1 B (a); изменение диэлектрических потерь в магнитном поле Atg = (tg 5(H) - tg S(0))/tg 5(0) с U = 1 B (б) Диэлектрические потери в пленке с напряжением смещения U = 0,5 B практически не зависят от внешнего магнитного поля и плавно растут при нагревании (рис. 3, а). В то время как в поле смещения U = 1 B диэлектрические потери минимальны при Т = 360 К и сильно возрастают во внешнем магнитном поле (рис. 3). Относительное изменение потерь в магнитном 195 Вестник СибГАУ. 2014. № 3(55) поле от температуры имеет максимум и исчезает в области высоких температур (рис. 3, б). Это также объясняется в рамках модели взаимодействия магнитной и электрической подсистем через упругую решетку. Корреляция колебаний доменных стенок осуществляется через доменную область. Чем больше область домена, тем сильнее рассеяние полярных оптических мод на акустических колебаниях решетки и дефектах. В магнитном поле размер домена увеличивается и возрастают диэлектрические потери. Плотность акустических колебаний имеет максимум в окрестности температуры Дебая, которая для BiFeO3 имеет величину 340 К [23]. Температура максимума диэлектрических потерь находится вблизи температуры Дебая. Заключение. В твердом растворе LaxBi1-xFeO3 обнаружены максимумы в диэлектрической проницаемости и в диэлектрических потерях в области низких и высоких температур, которые вызваны локализацией электронов в доменных стенках и структурным переходом в высокотемпературной области. В окрестности магнитного фазового перехода аномалий в температурном поведении диэлектрической проницаемости не найдено. Замещение висмута лантаном приводит к небольшому увеличению магнитоемкости по сравнению с чистым BiFeO3. Магнитоемкость увеличивается во внешнем электрическом поле смещения, проходит через максимум и падает с ростом температуры. Изменение тангенса диэлектрических потерь в магнитном поле достигает максимальной величины в области температуры Дебая, что указывает на упругий характер взаимодействия между поляризацией и намагниченностью в твердых растворах LaxBii-xFeO3.

Об авторах

Сергей Степанович Аплеснин

Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М.Ф. Решетнева

Email: aplesnin@sibsau.ru
доктор физико-математических наук, профессор заведующий кафедрой физики

Алексей Александрович Остапенко

Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М.Ф. Решетнева

Email: kuraxara1992@mail.ru
студент

Василий Владимирович Кретинин

Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М.Ф. Решетнева

Email: kretin@mail.ru
студент

Алёна Михайловна Панасевич

Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению

Email: alyona_panasevich@mail.ru
аспирант

Анатолий Иванович Галяс

Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению

Email: kazimir@physics.by
кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник

Казимир Иосифович Янушкевич

Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению

Email: kazimir@physics.by
доктор физико-математических наук, заведующий лабораторией

Список литературы

Дополнительные файлы