呂浩昌 趙云馳 楊光 董博聞 祁杰 張靜言 朱照照 孫陽 于廣華 姜勇 魏紅祥 王晶 陸俊 王志宏 蔡建旺 沈保根 楊峰 張申金 王守國?

1) (北京科技大學(xué)材料科學(xué)與工程學(xué)院材料物理與化學(xué)系, 北京 100083)

2) (中國科學(xué)院物理研究所, 磁學(xué)國家重點實驗室, 北京 100190)

3) (中國科學(xué)院理化技術(shù)研究所, 功能晶體與激光技術(shù)重點實驗室, 北京 100190)

基于磁二色效應(yīng)的光發(fā)射電子顯微鏡磁成像技術(shù)是研究薄膜磁疇結(jié)構(gòu)的一種重要研究手段, 具有空間分辨率高、可實時成像以及對表面信息敏感等優(yōu)點.以全固態(tài)深紫外激光(波長為177.3 nm; 能量為7.0 eV)為激發(fā)光源的光發(fā)射電子顯微技術(shù)相比于傳統(tǒng)的光發(fā)射電子顯微鏡磁成像技術(shù)(以同步輻射光源或汞燈為激發(fā)源), 擺脫了大型同步輻射光源的限制; 同時又解決了當(dāng)前閾激發(fā)研究中由于激發(fā)光源能量低難以實現(xiàn)光電子直接激發(fā)的技術(shù)難題, 在實驗室條件下實現(xiàn)了高分辨磁成像.本文首先對最新搭建的深紫外激光-光發(fā)射電子顯微鏡系統(tǒng)做了簡單介紹.然后結(jié)合超高真空分子束外延薄膜沉積技術(shù), 成功實現(xiàn)了L10-FePt垂直磁各向異性薄膜的磁疇觀測, 其空間分辨率高達43.2 nm, 與利用X射線作為激發(fā)源的光發(fā)射電子顯微鏡磁成像技術(shù)處于同一量級, 為后續(xù)開展高分辨磁成像提供了便利.最后, 重點介紹了在該磁成像技術(shù)方面取得的一些最新研究成果: 通過引入Cr的納米“臺階”, 成功設(shè)計出FePt的(001)與(111)雙取向外延薄膜; 并在“臺階”區(qū)域使用線偏振態(tài)深紫外激光觀測到了磁線二色襯度, 其強度為圓二色襯度的4.6倍.上述研究結(jié)果表明: 深紫外激光-光發(fā)射電子顯微鏡磁成像技術(shù)在磁性薄膜/多層膜體系磁疇觀測方面具備了出色的分辨能力, 通過超高真空系統(tǒng)與分子束外延薄膜制備系統(tǒng)相連接, 可以實現(xiàn)高質(zhì)量單晶外延薄膜制備、超高真空原位傳輸和高分辨磁疇成像三位一體的功能, 為未來磁性薄膜材料的研究提供了重要手段.

特邀綜述

1 引 言

近年來, 隨著自旋電子學(xué)的快速發(fā)展, 磁性薄膜材料在超高密度信息存儲與邏輯運算方面展現(xiàn)出廣闊的應(yīng)用前景[1?8].而磁疇結(jié)構(gòu)作為磁性材料的基本特性, 在蘊含豐富物理圖像的同時也與材料性能息息相關(guān), 因此成為相關(guān)領(lǐng)域的研究熱點[9?16].薄膜體系中的磁疇結(jié)構(gòu)受材料種類、晶體結(jié)構(gòu)、表面/界面結(jié)構(gòu)、各向異性、雜質(zhì)與缺陷、以及器件尺寸等諸多因素影響[17?23], 在材料的器件化應(yīng)用中具有重要意義.

磁成像技術(shù)可以直觀地呈現(xiàn)樣品的磁疇結(jié)構(gòu),同時也能夠?qū)ν鈭?磁場、電場、自旋極化電流等)調(diào)控作用下的薄膜磁疇變化開展實時觀測, 因此獲得了越來越廣泛的應(yīng)用.磁成像技術(shù)的基本原理是利用光子或電子等與物質(zhì)磁矩的相互作用, 從而形成可探測的光電信號, 最終轉(zhuǎn)化為圖像.目前,磁成像技術(shù)主要包括磁光克爾顯微鏡、磁力顯微鏡、洛倫茲透射電子顯微鏡、自旋極化低能電子顯微鏡以及基于磁二色效應(yīng)的光發(fā)射電子顯微鏡(photo emission electron microscopy, PEEM)等.上述磁成像技術(shù)各具特色, 實驗中針對所測量的材料體系和不同外在條件(如低溫、高壓、強場)來選擇合適的技術(shù), 例如: 磁光克爾顯微鏡對樣品的要求較低, 可以非常方便地對薄膜、塊材樣品進行磁疇觀察, 但空間分辨率相對較低; 洛倫茲透射電子顯微鏡具有較高的空間分辨率, 但制備樣品的工藝十分復(fù)雜, 技術(shù)要求較高, 難度較大; 基于磁二色效應(yīng)的光發(fā)射電子顯微技術(shù)在觀察磁疇方面具有其獨特的優(yōu)勢, 不僅能夠更為直觀地對磁疇結(jié)構(gòu)進行實時成像并進行定量分析, 還能結(jié)合表面形貌與微結(jié)構(gòu)等信息, 給出更為清晰、更加全面的物理圖像, 是目前開展磁疇成像、磁化翻轉(zhuǎn)、磁性定量分析等研究的有力工具[24?31].

PEEM系統(tǒng)在閾激發(fā)模式下一般是采用高壓Hg燈(光子能量為4.9 eV)作為激發(fā)光源, 主要用于樣品表面形貌的觀察.20世紀80年代以來,隨著大型同步輻射裝置在國際上的快速發(fā)展,PEEM技術(shù)開始采用X射線作為激發(fā)源(X-ray PEEM, X-PEEM), 并應(yīng)用于磁性薄膜樣品的磁疇成像觀測.PEEM磁成像技術(shù)利用的是偏振態(tài)X光激發(fā)的磁二色效應(yīng), 相關(guān)實驗的開展需要依托于大型同步輻射光源.簡單來說, 所謂同步輻射指的是具有相對論性的帶電粒子在電磁場作用下發(fā)出的輻射.與其他光源相比, 同步輻射強度高, 能量可調(diào), 同時具有偏振性與高準直性等優(yōu)點.因此,結(jié)合不同的測試需求, 科研人員可以利用同步輻射光源開展多種科學(xué)研究, 如小角X射線散射、X射線吸收譜的精細結(jié)構(gòu)測定、角分辨光電子能譜與真空紫外電離質(zhì)譜等.通過橢圓偏振波蕩器裝置, 同步輻射光源還可以產(chǎn)生圓偏振態(tài)或線偏振態(tài)的X射線, 專門用于磁性樣品磁二色譜的測定與磁疇成像.

根據(jù)所使用X射線偏振狀態(tài)的不同, 采用XPEEM可實現(xiàn)X射線磁圓二色(X-ray magnetic circular dichroism, XMCD)譜與 X 射線磁線二色 (X-ray magnetic linear dichroism, XMLD)譜的測定.XMCD技術(shù)的物理基礎(chǔ)是磁性材料對于具有不同旋性的圓偏振態(tài)X射線的吸收程度不同,即存在“二色性”[32].當(dāng)入射X射線的能量超過某一閾值時, 能夠?qū)崿F(xiàn)芯能級電子激發(fā), 將會出現(xiàn)共振吸收現(xiàn)象.對于磁性材料而言, 選擇定則的限制與交換作用引發(fā)的能帶劈裂使得樣品對于左旋偏振態(tài)與右旋偏振態(tài)X射線的吸收存在差異, 體現(xiàn)為不同強度的吸收譜信號[32?41], 這種強度差異可直接正比于原子磁矩, 因此, XMCD技術(shù)常用來測定磁矩的大小和方向, 有關(guān)這方面的內(nèi)容可以參考復(fù)旦大學(xué)吳義政教授[32]和南京大學(xué)丁海峰等[42]的綜述文章.而XMLD的機理與XMCD略有不同, 需要采用線偏振態(tài)X射線激發(fā), 起源于交換相互作用和自旋-軌道相互作用引起的相對于樣品易磁化軸的電荷各向異性.在鐵磁材料和反鐵磁材料中, 自旋軌道耦合使得自旋和晶格相互作用, 產(chǎn)生宏觀的“易磁化”軸, 使自旋沿著這個軸取向.宏觀磁軸的存在使得偏振矢量與磁軸平行和垂直的X射線的吸收強度產(chǎn)生差異, 形成磁線二色性.目前, XMCD技術(shù)主要用來研究鐵磁和亞鐵磁材料的磁性行為, 而XMLD技術(shù)則被廣泛用來研究反鐵磁材料, 特別是對薄膜表面的反鐵磁性軸的取向的測定, 以及對反鐵磁性疇成像[43?49].

以此為基礎(chǔ)將電子顯微技術(shù)與同步輻射光源結(jié)合后, 可利用XMCD/XMLD實現(xiàn)高分辨的磁疇成像, 相關(guān)的裝置有X射線透射顯微鏡、X射線掃描透射顯微鏡與X射線光發(fā)射電子顯微鏡(XPEEM)等.對于PEEM技術(shù)而言, 與閾激發(fā)過程產(chǎn)生光電子不同, X-PEEM主要收集躍遷吸收過程中產(chǎn)生的二次電子, 依據(jù)電子產(chǎn)額的差異形成圖像襯度.與其他技術(shù)相比, PEEM具有表面信息敏感與實時成像等優(yōu)勢, 可以用于動態(tài)過程與時間分辨的相關(guān)實驗研究.與X射線磁二色譜技術(shù)類似,X-PEEM在進行磁成像時可以通過選擇不同波長的X射線來實現(xiàn)元素分辨功能, 并通過“加和定則”進行自旋磁矩與軌道磁矩的定量計算[31,34,50?53],具有十分強大的磁性表征能力.

與此同時, X-PEEM技術(shù)也具有其局限性, 依托于大型同步輻射光源裝置, 使得實驗的開展在空間與時間上受到了嚴苛的限制.伴隨著近年來理論研究的不斷深入, 價帶電子在激發(fā)過程中的磁二色效應(yīng)被證實[33?35,43], 這就為使用其他光源替代同步輻射光源在PEEM系統(tǒng)中進行磁二色效應(yīng)研究與磁疇觀察提供了可能.在利用閾激發(fā)PEEM進行磁疇觀察的初期實驗探索中, 極化的高壓Hg 燈被用作激發(fā)光源.例如: Marx 等[44,54]使用光子能量為4.9 eV的線偏振態(tài)UV光在Fe薄膜中觀測到了0.37%的磁線二色襯度.此后, 單色性與偏振性更好的激光成為光源的另一選擇, 比如:Nakagawa和Yokoyama[55]使用波長為325 nm的HeCd激光通過對光電流的探測成功觀察到了鐵磁金屬表面的閾激發(fā)磁二色信號.在結(jié)合偏振調(diào)制功能后, 不同波長的激光開始被應(yīng)用到閾激發(fā)PEEM磁成像觀測實驗中, 比如波長為635, 405,325 和 267 nm[55?61]的圓偏振態(tài)激光等.但這類應(yīng)用的技術(shù)瓶頸在于: 上述激光的光子能量均未達到在單質(zhì)鐵磁金屬與含有重金屬的鐵磁合金表面直接實現(xiàn)閾激發(fā)的能量要求(常見鐵磁金屬Fe, Co,Ni功函數(shù)分別為 4.5, 5.0, 5.2 eV[62], 而含有重金屬的鐵磁合金功函數(shù)更高).為實現(xiàn)光電子激發(fā), 研究人員需對材料表面功函數(shù)進行調(diào)制, 目前通用的做法是利用沉積Cs等方式降低表面功函數(shù)[59,60,63,64],而這一過程不可避免地干預(yù)了樣品表面本征狀態(tài),也在一定程度上導(dǎo)致磁襯度信號的衰減與空間分辨率的損失.更為重要的是上述降低表面功函數(shù)的方法, 僅僅適用于比激發(fā)源能量稍高的金屬磁性薄膜(如Fe), 而對于功函數(shù)更高的金屬-重金屬合金薄膜, 則無能為力.因此, 采用具有更高光子能量的激光作為激發(fā)光源是解決上述技術(shù)瓶頸的唯一方法.

2 深紫外全固態(tài)激光器-光發(fā)射電子顯微鏡系統(tǒng)

2.1 KBBF晶體與177.3 nm深紫外激光

深紫外波段的電磁輻射(波長小于200 nm)主要依靠同步輻射和氣體放電等傳統(tǒng)方式獲取, 雖保持了波長短、波段寬的優(yōu)點, 但因受實驗設(shè)備、能量分辨率、光子通量等因素的限制, 無法應(yīng)用于閾激發(fā)磁成像的相關(guān)實驗研究[65].相比之下, 深紫外全固態(tài)激光 (deep-ultraviolet diode-pumped solidstate laser, DUV-DPL)優(yōu)勢突出, 具有體積小、效率高、穩(wěn)定性好等特點(如表1所列).

表1 三種光源的特性比較[65]Table 1.Properties comparing of the three source[65].

然而, 深紫外全固態(tài)激光的輸出一般是利用非線性光學(xué)晶體通過倍頻過程實現(xiàn), 這要求晶體需要滿足: 1)至少達到 150 nm 的紫外截止邊; 2)能實現(xiàn)寬波段相位匹配的高雙折射率.而傳統(tǒng)晶體如LiB3O5(LBO)與 b-BaB3O6(BBO)均因結(jié)構(gòu)或光學(xué)特性不能同時滿足以上兩個條件, 無法實現(xiàn)倍頻.為此, 中國科學(xué)院理化技術(shù)研究所的陳創(chuàng)天院士與許祖彥院士所領(lǐng)導(dǎo)的團隊[66]利用KBe2BO3F2(KBBF)晶體并結(jié)合棱鏡耦合技術(shù)發(fā)明了KBBFPCT (prism-coupled technique)器件并通過倍頻過程成功實現(xiàn)了波長為 l = 177.3 nm, 光子能量為 hn = 7.0 eV 的深紫外激光的輸出.這一全新的光源技術(shù)隨后被應(yīng)用于能量分辨率優(yōu)于1 meV的角分辨光電子能譜系統(tǒng), 開展材料的費米面與能帶結(jié)構(gòu)研究; 以及作為激發(fā)光源用于具有像差矯正系統(tǒng)的PEEM系統(tǒng)中并實現(xiàn)了優(yōu)于5 nm空間分辨率的PEEM圖像觀測, 主要開展催化行為的動態(tài)研究(非磁)[67,68].

2.2 深紫外激光偏振態(tài)的調(diào)制

由于PEEM磁成像過程中磁疇的襯度與入射光的偏振狀態(tài)存在關(guān)聯(lián), 激光偏振態(tài)可調(diào)對于利用DUV-PEEM系統(tǒng)開展磁疇成像的研究尤為重要, 因此需要在光路系統(tǒng)中引入偏振調(diào)制模塊.通過使用l/4波片可實現(xiàn)圓偏振態(tài)旋性的切換(圖1(a)), 通過使用l/2波片來實現(xiàn)線偏振態(tài)偏振方向的連續(xù)可變 (圖1(b))[69].以此為基礎(chǔ), 177.3 nm深紫外激光將可用于磁性薄膜體系中近費米能級光電子激發(fā)的磁二色效應(yīng)研究與磁疇結(jié)構(gòu)觀察.

圖1 (a)通過 l/4 波片輸出圓偏振態(tài) DUV 激光; (b)通過l/2波片調(diào)制DUV激光線偏振態(tài)[69]Fig.1.Schematic drawings of the DUV laser optical system with (a) circular and (b) linear polarizations[69].

2.3 深紫外激光-光發(fā)射電子顯微鏡系統(tǒng)

在本系統(tǒng)中, 波長為177.3 nm深紫外激光源以圖2所示的方式接入PEEM系統(tǒng), 激光穿過PEEM系統(tǒng)中的棱鏡與能量選擇器之間的狹縫并從物鏡孔中射出, 以幾乎正入射的狀態(tài)到達樣品表面, 此時激光圓形光斑直徑約為1 mm.

圖2 深紫外激光與 PEEM 的連接示意圖Fig.2.Optical system of the DUV-PEEM system.

據(jù)此, 接入了深紫外激光源的PEEM系統(tǒng)可使用正入射的深紫外激光(光子能量hn = 7.0 eV)與斜入射高壓Hg燈輸出的紫外光(稱為UV光,光子能量 hn = 4.9 eV)進行 PEEM 觀測.需要指出的是, PEEM系統(tǒng)可結(jié)合其低能電子顯微鏡(low energy electron microscopy, LEEM)和低能電子衍射 (low energy electron diffraction, LEED)技術(shù), 實現(xiàn)多模式協(xié)同工作, 如圖3所示[69].

圖3 深紫外激光-光發(fā)射電子顯微鏡系統(tǒng)裝置示意圖[69]Fig.3.A schematic layout of the DUV laser-based LEEM/PEEM system[69].

2.4 光發(fā)射電子顯微鏡系統(tǒng)與超高真空分子束外延系統(tǒng)的連接

由于PEEM成像技術(shù)對樣品表面的平整度與潔凈度要求極為嚴苛, 為此我們構(gòu)建了聯(lián)合實驗系統(tǒng), 將上述PEEM系統(tǒng)與超高真空分子束外延(MBE)系統(tǒng)通過超高真空管道與中間腔體相互連接(如圖4所示), 使得樣品從制備、傳輸、直到表征測量的整個過程不脫離超高真空環(huán)境, 可實現(xiàn)高質(zhì)量單晶外延薄膜制備、樣品傳輸、與高分辨PEEM/LEEM觀測等一系列實驗流程.

圖4 MBE-PEEM 系統(tǒng)連接示意圖和實物照片F(xiàn)ig.4.Schematic setup and photo of MBE-PEEM combined system.

3 閾激發(fā)光發(fā)射電子/低能電子顯微鏡的空間分辨率

電子顯微鏡的空間分辨率通常指圖像中鄰近區(qū)域間可辨認空間幾何長度的最小距離, 能夠反映系統(tǒng)對精細結(jié)構(gòu)的解析能力.具體測定方法是: 通過對存在襯度的區(qū)域進行線掃描, 由此得到的圖像強度曲線會呈現(xiàn)“臺階”狀的變化規(guī)律, 以“臺階”高度的16%與84%之間相對應(yīng)的物理距離定義為空間分辨率.本文利用上述方法首先對PEEM系統(tǒng)使用高壓Hg燈作為激發(fā)光源時的空間分辨率進行了測定.實驗中選取具有(0001)取向的Ru單晶樣品為研究對象, 讓少量C原子在Ru表面吸附,由于C與Ru原子的功函數(shù)存在較大的差異, 從而形成PEEM觀測中的圖像襯度.圖5給出了相關(guān)的實驗結(jié)果, 其中圖5(a)中亮區(qū)(1)對應(yīng)Ru (0001)表面, 暗區(qū)(2)與(3)對應(yīng)表面有碳原子分布區(qū)域,同為暗區(qū)存在襯度是由于不同層數(shù)碳原子之間亦存在功函數(shù)差異[70].在圖5(a)所示的PEEM圖像中選取一個跨過區(qū)域(2)與(3)邊界的位置(如圖中標記所示)進行強度線掃描, 結(jié)合圖像灰度數(shù)值、觀測視野大小與CCD傳感器像素陣列信息可得到圖5(b)所示的光電子收集強度關(guān)于空間位置的變化曲線[71].根據(jù)上述方法, 測得UV-PEEM空間分辨率約為8.9 nm, 證明了該系統(tǒng)具有高空間分辨PEEM表面觀測的能力.

圖5 (a) Hg 燈激發(fā)下碳原子吸附于 Ru (0001) 表面的PEEM圖像; (b)在PEEM圖像所示位置進行線掃描的歸一化強度曲線與計算得到的空間分辨率[71]Fig.5.(a) PEEM image of multilayer graphene on Ru(0001) taken with Hg arc lamp; (b) spatial resolution calculated from obtained PEEM image[71].

當(dāng)切換至LEEM模式時, 系統(tǒng)可使用冷場發(fā)射槍作為電子束源, 其電子光路如圖6所示.電子束發(fā)射后在15 kV加速電壓下進入棱鏡系統(tǒng)發(fā)生90°偏轉(zhuǎn)并穿過物鏡后正入射至樣品表面.在LEEM工作模式下, 除了可利用更高空間分辨率進行精細的表面形貌觀察外, 還能通過LEED模式對樣品表面重構(gòu)、缺陷與晶面取向進行分析, 更深入地探究電子與材料表面的相互作用.

圖6 LEEM 模式的電子光路系統(tǒng) (電子槍部分)Fig.6.Optical system of LEEM (E-Gun).

采用具有(001)取向的單晶Si襯底來測定LEEM的分辨率.圖7(a)給出了暗場像模式下所獲得的Si (001)表面的LEEM圖像, 其中內(nèi)插圖圖7(b)為該區(qū)域的LEED圖譜, 可以觀測到LEEM模式下 Si (001)表面對應(yīng) (2 × 1)與 (1 × 2)重構(gòu)的互為反相的暗場像襯度.據(jù)此, 通過選擇圖像中標定的區(qū)域并使用與上述PEEM實驗中相同的方法, 在圖7(c)所示的強度曲線中測定出LEEM空間分辨率為4.6 nm, 優(yōu)于PEEM模式下的8.9 nm,進一步證明了LEEM技術(shù)可以對樣品的表面信息進行更為精細地解析[71].

圖7 (a) Si (001) 的 LEEM 暗場像; (b) Si (001) 表面的 (2 × 1)重構(gòu)LEED圖像; (c)在LEEM圖像所示位置進行線掃描的歸一化強度曲線與計算得到的空間分辨率[71]Fig.7.(a) Dark field image and (b) LEED pattern of a (2 × 1)reconstructed Si (001) surface; (c) spatial resolution calculated from obtained LEEM image[71].

4 DUV-PEEM系統(tǒng)的空間分辨率和能量分辨率

深紫外激光光源成功接入PEEM系統(tǒng)后, 利用相同的方法可對PEEM系統(tǒng)使用177.3 nm深紫外激光作為激發(fā)光源時的空間分辨率及能量分辨率分別進行測定.實驗中, 以生長在(0001)取向單晶Ru表面上的島狀PbO薄膜為研究的材料對象.圖8(a)給出了生長在Ru單晶表面島狀PbO的PEEM圖像, 可以看出, 島狀的PbO與Ru (0001)的功函數(shù)襯度差別顯著, 可被PEEM系統(tǒng)明確觀測到; 圖8(b)中的歸一化灰度曲線對應(yīng)圖8(a)所示PEEM圖像中的標記位置, 由此測得DUVPEEM成像的空間分辨率為18.3 nm, 這一結(jié)果有力地證明了深紫外激光作為激發(fā)光源可用于高空間分辨率PEEM成像觀測[71].

圖8 (a) 單晶 Ru (0001) 表面 生長的島狀 PbO 的 DUVPEEM圖像; (b)在PEEM圖像所示位置進行線掃描的歸一化強度曲線與計算得到的空間分辨率[71]Fig.8.(a) DUV-PEEM image of PbO islands on Ru(0001);(b) spatial resolution calculated from obtained PEEM image[71].

此外, 利用能量狹縫可在色散模式下對DUVPEEM系統(tǒng)的能量分辨率進行測定, 其基本原理如圖9(a)所示.圖9(b)所示為采集自Ru (0001)表面生長的島狀PbO樣品的深紫外激光-光發(fā)射譜圖, 據(jù)此可得到圖9(c)所示費米邊附近的強度曲線, 通過測量譜線高度16%—84%位置所對應(yīng)的動能差并扣除激光本征線寬與熱效應(yīng)的影響后,測定DUV-PEEM系統(tǒng)能量分辨率為0.19 eV, 表明以177.3 nm深紫外激光作為激發(fā)光源具有高能量分辨率.

圖9 (a) PEEM 系統(tǒng)能量狹縫的結(jié)構(gòu)示意圖; (b)色散模式下采集得到的單晶Ru (0001)上生長島狀PbO樣品的深紫外激光-光發(fā)射譜圖; (c)線掃描得到的費米邊附近激光光發(fā)射譜的歸一化強度曲線Fig.9.(a) Schematic drawing of energy filter in PEEM system; (b) DUV-photo emission spectrum obtained from island-shaped PbO grown on Ru (0001) in dispersion mode;(c) normalized line profile with the calculated spatial resolution from selected area marked in panel (b).

5 DUV-PEEM系統(tǒng)在單晶外延FePt薄膜磁疇結(jié)構(gòu)研究中的應(yīng)用

5.1 PEEM磁成像中的磁二色性

前期的工作表明, 磁二色性的本質(zhì)來源于自旋-軌道耦合[33,43], 分為磁圓二色性 (magnetic circular dichroism, MCD)和磁線二色性 (magnetic linear dichroism, MLD).對 XMCD 而言, 在鐵磁材料中, 因價電子態(tài)出現(xiàn)Stoner分裂, 位于費米面附近自旋方向不同的電子態(tài)密度存在差異, 對旋性不同的X射線激發(fā)的光電子會基于選擇定則躍遷,產(chǎn)生不同強度的共振吸收, 從而產(chǎn)生XMCD[34,35,55].與芯能級激發(fā)類似, 近費米面能級光激發(fā)的磁二色性也和價電子帶中的自旋-軌道耦合密不可分.在鐵磁材料具有自旋極化特性的能帶結(jié)構(gòu)中, 自旋-軌道耦合引發(fā)的對稱性破缺導(dǎo)致自旋方向不同的能帶之間發(fā)生雜化后簡并解除, 使得對光電子的激發(fā)產(chǎn)生偏振依賴關(guān)系[43].目前, 對于光發(fā)射磁二色性效應(yīng)的物理圖像, 已經(jīng)有了一些具體的理論計算與實驗結(jié)果, 機理相對清晰.例如: Kuch 等[34,35]在垂直磁化的單晶Ni (001)薄膜體系中觀測到了價帶光電子激發(fā)過程中的MCD信號, 同時結(jié)合能帶理論計算給出了具體的闡釋; Rampe和Güntherodt[43]在單晶Fe (110)體系中實現(xiàn)了MLD的觀測, 所采用的手段為角分辨光電子能譜技術(shù), 理論解釋較為統(tǒng)一, 認為磁二色信號來源于自旋-軌道耦合引起的軌道雜化對費米面附近能帶結(jié)構(gòu)的影響.

5.2 單晶FePt薄膜的DUV-PEEM磁成像研究

深紫外激光光源具有光子能量高的優(yōu)勢, 可對3d磁性金屬、重金屬以及其合金薄膜表面實現(xiàn)光電子激發(fā).下面將以L10-FePt薄膜為研究對象,基于DUV-PEEM系統(tǒng)進行磁疇結(jié)構(gòu)的觀測和分析[69].

L10-FePt合金具有面心四方結(jié)構(gòu), 實驗中利用MBE技術(shù)成功制備出具有(001)晶體取向的高質(zhì)量單晶L10-FePt薄膜樣品, 采用與L10-FePt/MgO/ L10-FePt磁性隧道結(jié)工作[72]中類似的樣品結(jié)構(gòu)和制備工藝, 如圖10(a)所示.相關(guān)的磁性測量數(shù)據(jù)表明該樣品具有良好的垂直磁各向異性, 其中磁滯回線如圖10(a)所示 (1 Oe =103/(4π) A/m).

圖10(b)給出了LEEM觀測所得的圖像, 實驗結(jié)果表明樣品表面呈“島狀”形貌, 同時結(jié)合LEED技術(shù)測定了FePt薄膜為(001)取向高質(zhì)量單晶外延結(jié)構(gòu).隨后, 在PEEM工作模式下以波長為177.3 nm的深紫外激光作為激發(fā)源對上述薄膜樣品進行磁成像實驗.分別采用左旋和右旋的圓偏振態(tài)激光對FePt薄膜的同一區(qū)域進行PEEM圖像采集, 通過將左旋與右旋偏振態(tài)激光的PEEM圖像做除法運算, 從而將非磁的表面信息(如形貌、功函數(shù)差異等)扣除, 最終得到了僅保留磁信息的PEEM圖像[73], 如圖10(c)所示.從圖10(c)可以看出, FePt表面的磁疇形狀為“迷宮”疇, 呈現(xiàn)出L10-FePt薄膜磁疇的典型特征.為進一步確認圖像襯度的磁性起源, 圖10(d)給出了磁力顯微鏡對同一樣品進行表面磁疇結(jié)構(gòu)的觀測結(jié)果.將PEEM磁疇圖像(圖10(c))和磁力顯微鏡磁疇圖像(圖10(d))進行比較, 可以看出: 尺寸和形狀近乎相同的磁疇結(jié)構(gòu)再次證明經(jīng)過圖像處理后的DUV-PEEM圖像中的襯度真實地反映了樣品的磁疇結(jié)構(gòu).這是國際上首次采用深紫外激光作為激發(fā)光源, 在PEEM系統(tǒng)中成功地對樣品表面直接激發(fā)觀察到清晰的磁疇圖像.

圖10 (a) MgO/Cr (5 nm)/Pt (10 nm)/FePt (20nm)結(jié)構(gòu)樣 品垂 直于膜面的 磁滯 回線; (b) FePt薄膜 的 LEEM 圖像 (Ep =8.6 eV), 插圖所示為該區(qū)域的LEED圖像(Ep = 16.3 eV); (c)圖(b)紅色方框標識區(qū)域使用圓偏振DUV獲得的PEEM磁疇圖像;(d)使用磁力顯微鏡采集同一樣品的磁疇照片; (e)插圖所示視野內(nèi)對DUV-PEEM磁疇成像空間分辨率的測定[69]Fig.10.(a) Schematic structure and out-of-plane hysteresis loop of MgO (001) sub./Cr (5 nm)/Pt (10 nm)/FePt (20 nm) films;(b) LEEM image (Ep = 8.6 eV) and LEED (Ep = 16.3 eV) pattern (inset) of FePt film; (c) magnetic domain (contrast enhanced) of the area marked by a red dashed rectangle in (b) taken with circularly polarized DUV laser; (d) magnetic domain image of the FePt films with the same structure obtained by magnetic force microscopy; (e) normalized line profile with the estimated spatial resolution from selected area marked in inset[69].

目前, 采用大型同步輻射光源的X射線作為激發(fā)源的X-PEEM磁成像技術(shù)分辨率通常在20—100 nm 范圍內(nèi)[30,74?77].通過在圖10(e)所示的視野中紅色方框標注的區(qū)域進行圖像灰度線掃描, 得到了相應(yīng)的歸一化強度曲線, 最終計算得到其磁成像的空間分辨率約為43.2 nm, 這意味著在普通實驗室條件下即可實現(xiàn)的DUV-PEEM技術(shù)在磁成像空間分辨率方面與大型同步輻射條件下才能完成的X-PEEM技術(shù)處于同一水平, 更加方便研究人員在普通實驗室中開展高分辨磁成像觀測.

此外, 磁圓二色效應(yīng)的強弱可以通過不對稱度 (magnetic dichroism asymmetry)來定量表示,不對稱度數(shù)值越高表明磁圓二色信號越強, 磁疇襯度的對比度越強.較高磁疇襯度的對比度能夠更好地呈現(xiàn)磁疇結(jié)構(gòu), 其計算方法為

其中IR與IL分別為右旋光與左旋光對應(yīng)的圖像強度, IR/IL由運算后的磁疇圖像給出, 區(qū)域 1 與區(qū)域2對應(yīng)其中的亮區(qū)與暗區(qū), 計算得到AMCD的值為2.2%.對于正入射的線偏振光, 由于垂直磁各向異性薄膜中磁矩方向垂直于激光偏振方向, 所以不論電場矢量在偏振面內(nèi)怎樣轉(zhuǎn)動, 其與磁矩的相對關(guān)系都是等效的, 因此產(chǎn)生的磁線二色信號在理論上應(yīng)為零, 這在實驗中也得到了證實.

單晶外延生長的FePt薄膜晶體結(jié)構(gòu)取決于先它生長的種子層(Pt層), 而Pt層的晶體取向又可以通過緩沖層(這里選擇Cr插層)來進行有效的調(diào)控[72,78,79].利用MBE系統(tǒng)中配置的垂直雙擋板,可以在MgO (001)襯底上設(shè)計出Cr的“臺階”底層結(jié)構(gòu)(圖11(a)所示[69]), 誘導(dǎo)實現(xiàn)Pt種子層(001)和(111)兩種晶向各占據(jù)表面一半的共存狀態(tài).

圖11(b)給出了雙晶體取向Pt種子層結(jié)構(gòu)的UV-PEEM成像, 視野中兩側(cè)區(qū)域呈現(xiàn)出明顯襯度差異, 其中標記A, B與C分別對應(yīng)視野中暗區(qū)、亮區(qū)與邊界區(qū)位置(圖中藍色標記), 結(jié)合LEEM/LEED技術(shù)對兩側(cè)區(qū)域進行更為精確的分析[69].標記A處的LEEM圖像中呈現(xiàn)的清晰原子臺階形貌與銳利的六重對稱性LEED圖譜, 如圖11(c)所示, 證明了該處是高質(zhì)量 Pt (111)面; 標記 B 處則呈現(xiàn)島狀形貌的LEEM圖像及形成(5 × 1)重構(gòu)的四重對稱性LEED圖譜, 如圖11(d)所示, 這也是高質(zhì)量Pt (001)面的典型特征; 而標記C位置為Pt(111)晶面與(001)晶面區(qū)域的分界, 可通過不同電子初始能量下的LEEM圖像得以確定, 如圖11(e)所示, 證實了兩側(cè)襯度的差異是由晶面取向不同導(dǎo)致的功函數(shù)差異造成的[80].圖11(f)給出了Pt種子層選區(qū)(圖11(b)中紅色線框內(nèi)) DUVPEEM圖像, 可以看出清晰的圖案.對圖11(f)圖像區(qū)域, 采用不同線偏振態(tài)深紫外激光激發(fā), 獲得對應(yīng)的圖像, 扣除非磁信息后獲得的圖像如圖11(g)所示.可以看出, 經(jīng)過運算后(扣除非磁本底)的圖像, 在Pt雙取向的“臺階”分界處沒有呈現(xiàn)出依賴于激光偏振方向的線二色信息, 證明了線偏振的調(diào)制在非磁表面不具有線二色性.類似的結(jié)論在圓偏振深紫外激光實驗中也得到了證實.

在上述 Pt (111)和 Pt (001)共存的基礎(chǔ)上,采用MBE技術(shù), 繼續(xù)生長20 nm厚的FePt鐵磁薄膜, 采用DUV-PEEM對其磁疇結(jié)構(gòu)進行觀察.由于FePt薄膜的外延結(jié)構(gòu)依然取決于其底層的Pt薄膜, 可以推測FePt薄膜也將出現(xiàn)兩種晶體取向共存的現(xiàn)象.

圖11 (a) Cr納米臺階上外延生長的 Pt種子層結(jié)構(gòu)示意圖; (b) Pt種子層的 UV-PEEM 圖像; (c)暗區(qū) A 對應(yīng)的 LEEM 與LEED圖像; (d)亮區(qū)B對應(yīng)的LEEM與LEED圖像; (e)過渡區(qū)域的LEEM圖像(區(qū)域A, B與C的位置在(b)圖中標出); (f) Pt種子層選區(qū)((b)圖中紅色線框) DUV-PEEM圖像; (g)與(f)圖同區(qū)域的線二色DUV-PEEM圖像[69]Fig.11.(a) Schematic drawing of a Pt seed layer with Cr step.(b) UV PEEM image of Pt seed layer consisting of two orientations.LEEM and LEED patterns of the selected areas marked by blue rectangles in panel (b): (c) dark area A, (d) light area B and(e) boundary area C.(f) DUV-PEEM image of the selected area marked by a red dashed rectangle in panel (b).(g) Linear dichroism image of the same area as panel (f)[69].

圖12 (a)在具有雙晶體取向的 Pt種子層上生長 FePt后的 UV-PEEM 圖像; (b)區(qū)域 I ((a)圖標注位置)的 LEED圖像; (c)區(qū)域 II的 LEED 圖像; (d)使用線偏振態(tài)深紫外激光在選定區(qū)域((a)圖紅色線框標記位置)采集的DUVPEEM圖像[69]Fig.12.(a) UV-PEEM image of FePt film deposited on Pt seed layer with two orientations.LEED patterns of selected areas marked by blue rectangles in panel (a): (b) light area I and (c) dark area II.(d) DUV-PEEM image of the selected area marked by a red dashed rectangle in panel (a)taken with linearly polarized laser[69].

圖12(a)為紫外汞燈為光源的PEEM圖像,從UV-PEEM圖像中仍然能夠看到不同晶體取向的FePt間形成的功函數(shù)襯度[69].圖中明暗兩區(qū)域的晶體取向可以通過LEED圖譜給出, 如圖12(b)和圖12(c)所示.與在Pt表面觀測到的結(jié)果類似,FePt薄膜表面同樣實現(xiàn)了(001)與(111)兩種取向共存的狀態(tài).將光源從紫外汞燈換成深紫外激光后再次進行表面結(jié)構(gòu)觀察, 圖12(d)為圖12(a)中鄰近兩晶體取向邊界的暗區(qū)(紅色線框標注位置)的深紫外激光PEEM圖像.可以明顯看出與UV-PEEM圖像相比, DUV-PEEM圖像呈現(xiàn)出了更多的樣品表面信息.采用旋性不同的圓偏振態(tài)激光對上述FePt薄膜樣品區(qū)域進行DUV-PEEM圖像采集, 通過除法運算來扣除非磁表面的信息,可以得到該區(qū)域的磁圓二色襯度, 對應(yīng)的磁疇結(jié)構(gòu)如圖13(a)—(c)所示[69].與之前(001)取向L10-FePt表面得到的磁疇圖像相比, 該區(qū)域磁疇結(jié)構(gòu)差異明顯, 呈“塊狀”形態(tài)且尺寸更大.經(jīng)過計算得到該區(qū)域的AMCD數(shù)值為2.5%, 與之前的實驗結(jié)果相近.

圖13 在同一視野下分別使用(a)左旋與(b)右旋的圓偏振態(tài)深紫外激光采集的DUV-PEEM圖像; (c)計算得到的MCD磁疇圖像; 在同一視野下分別使用偏振方向為(d)豎直與(e)水平的線偏振態(tài)激光采集的DUV-PEEM圖像; (f)計算所得MLD磁疇圖像; (g)磁線二色襯度隨激光偏振方向的變化規(guī)律[69]Fig.13.DUV-PEEM images taken with (a) left-circularly polarized and (b) right-circularly polarized light; (c) MCD image of FePt film; (d), (e) DUV-PEEM images taken with linearly-polarized laser (polarization shown by red arrow); (f) MLD image of FePt film; (g) polarization dependent MLD asymmetry for the selected area[69].

值得指出的是, 除上述的MCD襯度外, 該區(qū)域PEEM圖像具有明顯的MLD襯度, 且其顯示的磁疇結(jié)構(gòu)與圓二色信號下的磁疇結(jié)構(gòu)相一致, 如圖13(d)—(f)所示[69].與MCD不對稱度計算類似,計算得到的AMLD值為11.5%, 為AMCD的4.6倍,說明在納米臺階的過渡區(qū)域MLD遠強于MCD.由于線偏振光的偏振方向可通過l/2波片實現(xiàn)連續(xù)變化, 因此磁襯度隨偏振方向的依賴關(guān)系能夠較為完整地給出(圖13(g)所示[69]).類似的實驗方法在以線偏振態(tài)激光或者X射線激發(fā)的PEEM系統(tǒng)中開展對多鐵材料BiFeO3鐵電疇的觀察以及反鐵磁有序排列的研究中就使用過[81,82], 該區(qū)域下測定的MLD磁疇成像的空間分辨率為47.1 nm, 該數(shù)值與MCD模式對應(yīng)的磁疇圖像接近.需要指出的是, 對于該過渡區(qū)域出現(xiàn)的MLD襯度, 我們尚且需要更為深入的認識, 目前更進一步的研究工作正在開展, 伴隨該體系中價帶電子結(jié)構(gòu)、晶體結(jié)構(gòu)與磁結(jié)構(gòu)等物理圖像之間的關(guān)聯(lián)逐步清晰, 有望對于這一新奇的實驗現(xiàn)象予以清晰地闡釋.總之, 以上的實驗結(jié)果仍有力地證實了深紫外激光PEEM磁成像技術(shù)具備對磁性薄膜體系進行磁疇成像的能力, 這一進展將使得PEEM技術(shù)可在擺脫同步輻射光源限制的前提下使用深紫外激光開展高空間分辨和高能量分辨磁疇結(jié)構(gòu)研究成為可能.

6 總結(jié)與展望

基于磁二色效應(yīng)的PEEM磁成像技術(shù)具有空間分辨率高、可實時成像以及對表面信息更為敏感等優(yōu)勢, 在使用波長為 177.3 nm、能量為 7.0 eV的深紫外激光作為激發(fā)源后, 可成功克服傳統(tǒng)XPEEM技術(shù)依賴大型同步輻射裝置的短板, 解決了目前磁性薄膜閾激發(fā)研究中由于光源能量低難以實現(xiàn)光電子直接激發(fā)的難題.利用DUV-PEEM系統(tǒng), 以垂直磁各向異性FePt薄膜為研究對象,首次從實驗上證明其在磁疇成像方面具備出色的分辨能力, 在普通實驗室中實現(xiàn)了高分辨磁成像,該技術(shù)有望成為未來磁性材料研究的重要手段.

本研究中采用超高真空分子束外延薄膜制備技術(shù)與光發(fā)射電子顯微鏡聯(lián)合系統(tǒng)(MBE-PEEM)成功實現(xiàn)了高質(zhì)量單晶外延薄膜制備、超高真空原位傳輸和高分辨磁疇成像三位一體的功能, 系統(tǒng)盡管剛安裝和調(diào)試完畢, 卻已經(jīng)獲得了空間分辨率優(yōu)于50 nm的磁成像.但需要指出的是, 該技術(shù)雖然在空間分辨率方面已經(jīng)能夠與X-PEEM處于同一水平, 但仍存在一些局限性.由于光電子產(chǎn)生于近費米能級激發(fā)過程以及入射光子能量不可調(diào)等特點, 使其目前無法兼顧實現(xiàn)元素分辨功能及對自旋/軌道磁矩進行的定量分析, 例如: DUV-PEEM的磁疇圖像中襯度標度與自旋的對應(yīng)關(guān)系目前尚無法明確給出, 這方面工作還處于探索階段.此外,DUV-PEEM的磁成像分辨率仍具有進一步提高的空間, 光源與電子光學(xué)系統(tǒng)的進一步完善可為該技術(shù)的改進提供更多的可能性.前期的工作表明,磁二色信號與磁性樣品費米面附近的態(tài)密度密切相關(guān), 因此利用費米面以下較小范圍內(nèi)(如費米面下0.5 eV)的電子來成像才可能獲得較高的空間分辨率.遺憾的是本研究中的DUV-PEEM系統(tǒng)使用的深紫外激光能量為7.0 eV, 遠高于普通3d磁性金屬的功函數(shù)(約為5.0 eV)或者FePt合金薄膜(大于5.0 eV), 因此該深紫外激光作為激發(fā)源將激發(fā)出費米面以下更深能級的電子, 利用上述電子進行顯微成像將大大降低其空間分辨率.在未來的研究中, 我們擬通過PEEM系統(tǒng)中的能量選擇器對激發(fā)出來的電子能量進行篩選, 最終進行磁成像,有望獲得更強的磁二色信號, 并進一步提高其空間分辨率和該技術(shù)對磁疇結(jié)構(gòu)的解析能力.

此外, 近費米能級光電子激發(fā)的磁二色效應(yīng)中蘊含著豐富的物理圖像, 與材料的晶體結(jié)構(gòu)、能帶結(jié)構(gòu)以及電子結(jié)構(gòu)等關(guān)聯(lián)密切, 同時自旋-軌道耦合作用的存在也使得光電子激發(fā)過程變得更為復(fù)雜, 對這一領(lǐng)域的很多問題目前還沒有明確的定論, 更加深入的理論分析與精確的實驗論證亟需展開, 特別是微磁學(xué)模擬與能帶結(jié)構(gòu)計算的結(jié)合, 預(yù)期可以對價帶電子在近費米能級的能量狀態(tài)與自旋相關(guān)的物理圖像進行更為準確的分析.