Từ tính của các kim loại chuyển tiếp và hợp kim của chúng
3.3.3. Từ tính bề mặt
Chúng ta đã chỉ ra ở phần 3.3.1 rằng từ tính của một nguyên tử tạp chất phụ thuộc vào mật độ trạng thái địa ph−ơng tại vị trí mà nó chiếm giữ. Mật độ trạng thái này phụ thuộc rất nhiều vào số l−ợng các nguyên tử lân cận gần nhất và bản chất của các nguyên tử lân cận đó. Hãy xét một số ví dụ sau đây.
Trong cấu trúc lập ph−ơng tâm khối, Fe-bcc là một chất sắt từ. Khi đ−ợc chế tạo d−ới dạng màng rất mỏng với một cấu trúc khác là cấu trúc lập ph−ơng tâm mặt - Fe-fcc, vật liệu lại không có từ tính.
Nếu xem xét một màng mỏng Fe có từ tính, môi tr−ờng xung quanh của một nguyên tử trên bề mặt sẽ không giống môi tr−ờng của một nguyên tử ở bên trong màng. Khi đó mômen từ của các nguyên tử ở các vị trí khác nhau cũng sẽ khác nhau. Điều này đ−ợc minh họa ở trên hình 3.24. Thông th−ờng, Fe-bcc có tr−ờng siêu tinh tế (tỉ lệ với mômen từ MFe) Bhf = 33 T. Đối với một màng Fe(110) lắng đọng trên đế bằng Ag, tr−ờng siêu tinh tế Bhf có giá trị lớn hơn và thay đổi theo từng lớp nguyên tử Fe (tức là theo độ dày màng). So sánh với từ độ trong các vật liệu khối, Gradmann [3.13] còn đánh giá thấy rằng mômen từ tăng từ 32 đến 38% trên bề mặt màng Fe(100) và tăng từ 19 đến 26% trên bề mặt màng Fe(110).
Một kim loại không từ tính nh− Vanadium có thể trở nên có từ tính ở trên bề mặt, vì mật độ trạng thái ở đó tăng lên rất mạnh. Một cách định tính có thể đoán nhận đ−ợc rằng độ lớn của mật độ trạng thái tỉ lệ với số nguyên tử lân cận. Theo cách
nói khác, ở bề mặt số nguyên tử lân cận bớt đi (về một phía) nên mật độ trạng thái sẽ tăng lên. Tiêu chuẩn Stoner vì vậy có thể thoả mãn trong một số tr−ờng hợp. Đây là những ý t−ởng cơ bản, làm cơ sở cho việc điều khiển tính chất vật lý của vật liệu bằng cách thay đổi môi tr−ờng tinh thể. Vấn đề này sẽ còn đ−ợc tiếp tục trình bày trong ch−ơng VI.
Hình3.24. Sự biến đổi của tr−ờng siêu tinh tế Bhf theo vị trí của nguyên tử 57Fe trong màng mỏng Fe (100) có độ dày vào khoảng 30 lớp nguyên tử
đ−ợc lắng đọng trên đế Ag (111) [3.14] 3.3.4. Dị h−ớng từ bề mặt
Một cách tổng quát có thể nói rằng, khác với các nguyên tử ở trạng thái thể tích, các nguyên tử ở trạng thái bề mặt làm thành một pha mới với các tính chất rất đặc biệt: bậc đối xứng thấp, số phối vị giảm,... và sẽ gây nên nhiều tính chất vật lý rất lý thú. Ngay cả khi đang xét nguyên tử trong bề mặt trạng thái của chúng cũng phụ thuộc rất mạnh vào quỹ đạo của điện tử. Thật vậy, mặc dù cùng ở trongỏtạng thái bề mặt nh−ng các điện tử có quỹ đạo nằm trong mặt phẳng (IPO = in-plane orbital, tức
là các quỹ đạo xy, x2- y2 (ví dụ quĩ đạo x2 – y2, xem hình 3.25a) có mômen từ định h−ớng vuông góc với mặt phẳng của màng) không khác gì so với tính chất của các điện tử trong trạng thái thể tích: sự chuyển dời điện tử từ quĩ đạo của nguyên tử này sang nguyên tử khác xảy ra dễ dàng (xem thêm hình 3.26a).
Hình3.25. Các hàm sóng quĩ đạo x2 - y2 (a) và z2 (b) của các điện tử
Các trạng thái có quỹ đạo vuông góc với mặt phẳng (OPO =
out-of-plane orbital, tức là các quỹ đạo xz, yz, 3x2- y2 và z2 (ví dụ quĩ đạo z2, xem hình 3.25b) có mômen nằm trong mặt phẳng màng) thì hoàn toàn khác hẳn: chuyển dời của các điện tử từ quĩ đạo của nguyên tử bề mặt này sang nguyên tử bề mặt khác rất khó khăn (xêm thêm hình 3.26a).
Dấu của hằng sốdị h−ớng từ đ−ợc đánhgiá bằng cách so sánh xem kiểu đối xứng nào có đóng góp chủ yếu ở gần mức Fermi. Giả thiết rằng chúng ta đang xét tr−ờng hợp chất sắt từ mạnh. Khi đó, vùng spin thuận (↑) đã hoàn toàn lấp đầy nên chỉ cần xem xét các trạng thái trong phân vùng spin nghịch (↓). Nh− đã nói ở trên, sự chuyển dời của các điện tử giữa các trạng thái IPO dễ dàng hơn nhiều so với các trạng thái OPO, tức là độ
linh động của các điện tử có trạng thái IPO cao hơn. Hệ quả là độ rộng của phân vùng IPO sẽ lớn hơn độ rộng của phân vùng OPO (xem hình 3.26b). Nói theo cách khác, các trạng thái OPO không thể liên kết trực tiếp với bề mặt nên tính định xứ cao hơn. Do đó độ rộng của vùng năng l−ợng sẽ hẹp hơn so với khi ở trong trạng thái thể tích. Ng−ợc lại cấu trúc phân vùng IPO hầu
N( E ) E hay n3d E hay n3d Dị h − ớn g K S Fe Co Ni Đế (a) (b) (c) IPO OPO Vậ t l iệ u từ Trạng thái bề mặt Trạng thái thể tích OPO IPO Hình3.26.
(a)-Minh họa các kiểu quĩ đạo điện tử trong trạng thái thể tích và trạng thái bề mặt
(b)-Cấu trúc vùng năng l−ợng của các trạng thái quĩ đạo IPO và OPO (c)- Sự phụ thuộc mức độ lấp đầy vùng của dị h−ớng từ bề mặt [3.13, 3.14]
nh− không bị ảnh h−ởng. Thêm vào đó phân vùng OPO còn bị dịch về phía năng l−ợng cao do sự tăng c−ờng của lực đẩy giữa các trạng thái có tính định xứ cao hơn. Đặc tr−ng của các phân vùng năng l−ợng nh− vậy đ−ợc minh họa ở trên hình 3.26b. Rõ ràng là các trạng thái ở đáy và đỉnh của phân vùng spin nghịch (↓) có đặc tr−ng IPO, tức là biểu thị dị h−ớng từ vuông góc với mặt phẳng. Đối với tr−ờng hợp mức độ lấp đầy vùng thấp, ví dụ nh− Fe (so với Co và Ni), dị h−ớng từ bề mặt là dị h−ớng vuông góc vì trạng thái IPO là chủ yếu. Khi mức độ lấp đầy vùng tăng lên, đóng góp của các trạng thái OPO tăng lên và dị h−ớng bề mặt trở thành dị h−ớng từ mặt phẳng. Tiếp tục tăng số điện tử 3d, dị h−ớng từ giảm và triệt tiêu khi vùng hoàn toàn lấp đầy. Cách lý giải này rất phù hợp với các kết quả tính toán lý thuyết cũng nh− các quan sát thực nghiệm đôi với Fe: dị h−ớng từ bề mặt vuông góc nh−ng yếu; Co: dị h−ớng từ bề mặt song song với mặt phẳng và Ni: dị h−ớng từ vuông góc rất yếu (hình 3.26c) [3.13, 3.14, 3.15, 3.16].
Ch−ơng IV