Herstellung und Charakterisierung von Y3Fe5O12-Pt Bilagen für … · 2014. 10. 12. · echnischeT Universität München Fakultät für Physik Walther-Meiÿner-Institut für Tieftemperaturforschung

Technische Universität München

Fakultät für Physik

Walther-Meiÿner-Institut für Tieftemperaturforschung

Abschlussarbeit im Bachelorstudiengang Physik

Herstellung und Charakterisierung von

Y3Fe5O12-Pt Bilagen für Spinstrom

basierte Experimente

Fabrication and Characterization of Y3Fe5O12-Pt Bilayers for SpinCurrent Based Experiments

Schneider, Marc

Garching, 2. August 2013

Betreuer: Prof. Dr. Rudolf Gross

Erstgutachter (Themensteller): Prof. Dr. Rudolf Gross

Zweitgutachter: ............................................................

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1

2 Verwendete Materialsysteme und Methoden . . . . . . . . . . . . . . . . 32.1 Verwendete Materialsysteme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32.2 Probenherstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42.3 Analyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

3 Induziertes magnetisches Moment in Platin . . . . . . . . . . . . . . . . 73.1 Ausgangssituation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73.2 Röntgenanalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123.3 XMCD-Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

4 Spin-Hall-Magnetwiderstand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 194.1 Berschreibung des Spin-Hall-Magnetwiderstands . . . . . . . . . . . . . 194.2 YIG Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen auf Gd3Ga5O12-Substraten . 21

4.2.1 Röntgenanalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 224.2.2 SQUID-Analyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 264.2.3 Zusammenfassung der strukturellen und magnetischen

Eigenschaften der YIG-Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen aufGd3Ga5O12-Substraten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

4.3 YIG-Pt Bilagen auf Y3Al5O12-Substraten . . . . . . . . . . . . . . . . 304.3.1 Röntgenanalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 304.3.2 SQUID-Analyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 364.3.3 Zusammenfassung der strukturellen und magnetischen

Eigenschaften der YIG-Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen aufY3Al5O12-Substraten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.4 Diskussion der Ergebnisse bezüglich der SMR-Proben . . . . . . . . . . 38

5 Zusammenfassung und Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

A Probenliste . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

Literaturverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

iii

Inhaltsverzeichnis

Danksagung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

iv

Abbildungsverzeichnis

2.1 Probenherstellung: PLD und EVAP . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52.2 Probenherstellung: Cluster . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

3.1 Magnetwiderstand in Bilagen mit Platin . . . . . . . . . . . . . . . . 73.2 XMCD-Signal-Herkunft . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83.3 XMCD-Messaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93.4 XMCD-Egebnisse der Gruppe um S. T. B. Gönnenwein und der

Gruppe um C. L. Chien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103.5 2θ-ω-Scan der XMCD-Proben YY38 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123.6 Rockingkurve und Messung sowie Simulation der Re�ektometrie der

XMCD-Probe YY38 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133.7 Messung und Simulation der Re�ektometrie der Analyse-Probe YY45 143.8 Rockingkurve und Messung sowie Simulation der Re�ektometrie der

Probe YY46 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153.9 XMCD-Signal der XMCD-Probe YY38 im Vergleich zur Probe der

Gruppe um C. L. Chien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

4.1 Spin-Hall-Magnetwiderstand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 204.2 Magnetwiderstandsmessungen für die Pt-Dickenserie . . . . . . . . . 214.3 2θ-ω-Scan für Proben auf GGG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 224.4 2θ-ω-Scan für Proben auf GGG im Zoom . . . . . . . . . . . . . . . 234.5 Gitterkonstante in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke auf GGG . . . 244.6 Beispiele für Messung und Simulation der Re�ektometrien von

Proben auf GGG-Substraten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 254.7 Rauigkeit der YIG-Schicht in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke auf

GGG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 264.8 Sättigungsmagnetisierung in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke auf

GGG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 274.9 Koerzitivfeldstärke in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke auf GGG . 284.10 AFM-Bild für GGG-YIG Probe (YIG#115) . . . . . . . . . . . . . . 294.11 AFM-Bild der YAG-YIG Probe (YY46) . . . . . . . . . . . . . . . . 304.12 2θ-ω-Scan für Proben auf YAG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 314.13 2θ-ω-Scan für Proben auf YAG im Zoom . . . . . . . . . . . . . . . . 324.14 Gitterkonstante in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke auf YAG . . . 33

v

Abbildungsverzeichnis

4.15 Beispiele für Re�ektometrie von Bilagen auf YAG-Substrateninklusive Simulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

4.16 Rauigkeit der YIG-Schicht in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke aufYAG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

4.17 Sättigungsmagnetisierung in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke aufYAG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

4.18 Koerzitivfeldstärke in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke auf YAG . 37

A.1 Probenliste . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

vi

Kapitel 1

Einleitung

Die Spin-Elektronik, bei der nicht nur die elektrische Ladung sondern auch die Ei-genrotation (der Spin) von Elektronen genutzt wird, kann zu neuartigen Konzeptenin der Informationstechnologie führen. Schnellere und energiee�zientere Bauteilekönnten Wirklichkeit werden bei der Verwendung von reinen Spinströmen an Stel-le von reinen Ladungsströmen. Bei der Generation, Manipulation und Detektionreiner Spinströme traten in den letzten Jahren Bilagen aus Yttrium-Eisen-Granat(Y3Fe5O12) und Platin (Pt) immer mehr in den Fokus der Forschung. Insbesonderewurde in solchen Bilagen ein neuartiger magnetfeldabhängiger elektrischer Wider-stand in Pt entdeckt (vgl. Refs.: [1], [2], [3], [4]). Im Zuge der Interpretation diesesMagnetwiderstandes etablierten sich zwei Theorien.

Ein Erklärungsversuch des Magnetwiderstandes beinhaltet die Annahme einesinduzierten, magnetischen Momentes in Pt hervorgerufen durch einen magnetischenProximity-E�ekt an der Y3Fe5O12-Pt Grenz�äche. Tatsächlich wurde kürzlich vonder Gruppe um C. L. Chien ein induziertes, magnetisches Moment in Pt in ihrenY3Fe5O12-Pt Bilagen beobachtet (vgl. Ref.: [5]). Diese kürzlich verö�entlichten Er-gebnisse sind allerdings im Widerspruch zu den Messungen, die in den letzten Jahrenam Walther Meissner Institut durchgeführt wurden (vgl. Ref.: [6]). Ein erstes Zieldieser Bachelorarbeit besteht darin diese Diskrepanz der experimentellen Ergebnissebezüglich eines induzierten magnetischen Momentes in Pt in Y3Fe5O12-Pt Bilagenzu untersuchen.

Eine zweite Interpretation des beobachteten Magnetwiderstands basiert auf demsogenannten Spin-Hall- bzw. auf dem inversen Spin-Hall-E�ekt und wird aufgrunddessen als Spin-Hall-Magnetwiderstand bezeichnet (vgl. Refs.: [3], [4], [16]). Beiden bisherigen Untersuchungen des Spin-Hall-Magnetwiderstands wurde der Fokusauf unterschiedliche Schichtdicken der Pt-Lage in Y3Fe5O12-Pt Bilagen gelegt (vgl.Ref.: [4]). Als zweites Ziel dieser Arbeit wurden Y3Fe5O12-Pt Bilagen mit konstanterPt-Schichtdicke aber unterschiedlicher Y3Fe5O12-Schichtdicke hergestellt und ihrestrukturellen und magnetischen Eigenschaften eingehend untersucht.

1

Kapitel 1 Einleitung

Die Bachelorarbeit ist wie folgt gegliedert. In Kapitel 2 werden die verwendetenMaterialsysteme, sowie die Methoden zu Herstellung und die Analysemethoden kurzvorgestellt. In Kapitel 3 wird anfangs auf die Diskrepanz der experimentellen Datenverschiedener wissenschaftlicher Gruppen bezüglich des Vorhandenseins bzw. Nicht-Vorhandenseins eines induzierten magnetischen Momentes in Y3Fe5O12-Pt Bilagenund kurz die Methode des magnetischen Röntgendichroismus beschrieben. Im wei-teren Verlauf dieses Kapitels werden die strukturellen Eigenschaften der für die Un-tersuchung des induzierten magnetischen Momentes hergestellten Bilage diskutiertund abschlieÿend die Ergebnisse der Messung des magnetischen Röntgendichroismusanalysiert. Zu Beginn des 4. Kapitels wird der Spin-Hall-Magnetwiderstand vorge-stellt. Anschlieÿend werden die strukturellen und magnetischen Eigenschaften derY3Fe5O12-Pt Bilagen vorgestellt und besprochen. Eine Zusammenfassung der Ba-chelorarbeit sowie ein Ausblick über die zukünftigen Herausforderungen bezüglichder Y3Fe5O12-Pt Bilagen werden in Kapitel 5 gegeben.

2

Kapitel 2

Verwendete Materialsysteme und

Methoden

Im folgenden Kapitel werden die verwendeten Materialien, die zur Schichtherstel-lung verwendet wurden, vorgestellt (vgl. Kap.: 2.1). Zudem werden in Kap. 2.2 undKap. 2.3 kurz die verwendeten Methoden und Geräte zur Probenherstellung undProbenanalyse präsentiert.

2.1 Verwendete Materialsysteme

Ziel dieser Arbeit war es Y3Fe5O12 (YIG) Dünnschichten beziehungsweise Pt-YIGBilagen mit unterschiedlichen YIG-Schichtdicken für die Untersuchung sowohl einesinduzierten magnetischen Momentes als auch eines vorhandenen Magnetwiderstan-des in der Platinschicht herzustellen. Für die Herstellung wurden Y3Al5O12 (YAG)und Gd3Ga5O12 (GGG) als Substratmaterialien gewählt. Die physikalischen Eigen-schaften dieser Materialien werden im Folgenden kurz vorgestellt.Bei Y3Fe5O12 (YIG, engl.: Yttrium-Iron-Garnet) handelt es sich um einen ferrima-gnetischen Isolator, welcher in der kubisch raumzentrierten Granatstruktur mit einerGitterkonstante von 1,238 nm kristallisiert. Die Sättigungsmagnetisierung beträgtbei einer Temperatur von 0K 195,70 kA/m und bei Raumtemperatur 143,40 kA/m.Die Curie-Temperatur liegt bei 560K, weshalb YIG auch im Hinblick auf anwen-dungsbezogene Einsatzmöglichkeiten interessant ist (vgl. Ref.: [11]).Bei Platin (Pt) handelt es sich um ein paramagnetisches Edelmetal. Der Grundwarum die benannten E�ekte gerade in Platin untersucht werden, liegt in seinerstarken Spin-Bahn-Kopplung.Das Substrat Y3Al5O12 (YAG, engl.: Yttrium-Aluminium-Garnet) liegt ebenfalls inForm der kubischen Granatstruktur vor, jedoch hier mit einer Gitterkonstante von1,2006 nm. Dies bedeutet im Bezug auf die YIG-Schicht eine hohe Gitterfehlanpas-sung von 3%. Im Bezug auf das magnetische Verhalten von YAG ist zu bemerken,dass es sich um ein diamagnetisches Materialsystem handelt (vgl. Ref.: [11]).

3

Kapitel 2 Verwendete Materialsysteme und Methoden

Das zweite verwendete Substrat ist Gd3Ga5O12 (GGG, engl.: Gadolinium-Gallium-Garnet). Die kristalline Struktur dieses Systems ist die kubische Granatstruktur miteiner Gitterkonstante von 1,238 nm. Dies bedeutet eine Gitterfehlanpassung von nuretwa 0,03%, was deutlich besser ist als für YAG-Substrate. Da es sich bei GGG um einparamagnetisches Material handelt, liefert es bei SQUID-Magnetometriemessungenein deutlich stärkeres Hintergrundsignal wie bei der Verwendung von YAG alsSubstratmaterial, welches das Signal der betrachteten YIG-Schicht überlagert (vgl.Ref.: [12]).Wichtig ist, dass beide Substrate in der (111)-Orientierung verwendet wurden, wasauch die kristalline Orientierung der YIG-Schicht auf die (111)-Richtung festlegt.

2.2 Probenherstellung

Für die Herstellung der Proben wurden insgesamt 3 unterschiedliche Methodenverwendet.

Im ersten Schritt wurde eine Platinschicht auf die Rückseite aller Substrate mitHilfe einer Sputteranlage aufgebracht. Diese erhöht die Absorption des Heizlaserswährend dem Wachstumsprozess.Im zweiten Schritt wurde mit Hilfe der gepulsten Laserdeposition (PLD) die YIG-Schicht auf die Vorderseite des Substrates gewachsen (vgl. Abb.: 2.1(a)). Das be-sondere an dem PLD-Prozess liegt darin, dass es sich nicht um einen thermischenVerdampfungsprozess handelt, weshalb YIG stöchiometrisch und kristallin auf dasverwendete Substrat aufgebracht werden kann (vgl. Abb.: 2.1 und Ref.: [11]). DieSubstrattemperatur, bei der die YIG-Schichten auf die YAG-Substrate aufgebrachtwurden betrug 500◦C. Dies geschah in einer Sauersto�atmosphäre bei einem Druckvon 25µbar. Die eingestellte Energiedichte des Excimerlasers an der Targetober-�äche lag bei 2 J/cm2. Der Laser arbeitete mit einer Frequenz von 10Hz und 285Pulsen pro Packet. Zwischen den jeweiligen Packeten war eine Relaxationszeit von25 s eingestellt, um der frisch abgesonderten YIG-Schicht die Möglichkeit zu gebensich kristallin auszurichten. Für GGG-Substrate wurden fast die selben Parameterwie für die YAG-Substrate verwendet. Der einzige Unterschied lag hierbei in einerhöheren Substrattemperatur von 550◦C.Der letzte Schritt der Probenherstellung bestand für die Bilagen in einer Elektro-nenstrahlverdampfung (EVAP, engl.: Electron-Beam-Evaporation, vgl. Abb.: 2.1(b))in der die Platinschicht polykristallin auf die YIG-Dünschicht gedampft wurde (vgl.Abb.: 2.1 und Ref.: [11]). Hierbei wurde eine Bedampfungsrate von etwa 1,1 Å/sverwendet.Der Prozessdruck während der EVAP-Prozesse betrug etwa 3 ·10−7 mbar.

4

2.2 Probenherstellung

Abbildung 2.1: (a) Schematische Darstellung der gepulsten Laserdeposition (PLD).(b) Funktionsweise und Aufbau der Anlage zur Elektronenstrahlverdampfung(EVAP) (vgl. Ref.: [13]).

An dieser Stelle ist anzumerken, dass die gepulste Laserdepositionsanlage und dieElektronenstrahlverdampfungsanlage Teil eines Ultrahochvakuum-Systems sind (vgl.Abb.: 2.2). Somit kann die Pt-Schicht auf die YIG-Schicht aufgebracht weren, ohnedas Vakuum zu brechen. Dies führt zu einer sehr guten Grenz�äche zwischen der Pt-und der YIG-Dünnschciht (vgl. Ref.: [13]).

Abbildung 2.2: Schematischer Aufbau des für die Probenherstellung verwendetenVakuumsystems (vgl. Ref.: [13]).

5

Kapitel 2 Verwendete Materialsysteme und Methoden

2.3 Analyse

Für die Analyse der Proben wurden vier unterschiedliche Methoden verwendet.

Die Röntgenanalyse wurde am hauseigenen, hochau�ösenden Röntgendi�rak-tometer (HR-XRD, engl.: High-Resolution-X-Ray-Di�ractometer) vorgenommen(vgl. Ref.: [14]). Über dieses wurden die 2θ-ω-Scans und die Re�ektometrien auf-genommen. Die Simulation der Re�ektometrien erfolgte unter Zuhilfenahme desSimulationsprogramms Leptos.

Die Aufnahme der magnetischen Hysteresekurven erfolgte mit dem hausinter-nen �Superconducting-Quantum-Interference-Device (SQUID)� Magnetometer (vgl.Ref.: [14]).

Zudem wurde der magnetische Röntgenzirkulardichroismus (XMCD, engl.: X-rayMagnetic Circular Dichroism) einer Proben am European Synchrotron Radiation Facility(ESRF) in Grenoble aufgenommen (vgl. Ref.: [11]) .

Die Rasterkraftmikroskopie (AFM, engl.: Atomic-Force-Microscopy) der Pro-ben wurde am Zentrum f ür Nanotechnologie und Nanomaterialien in Garching beiMünchen durchgeführt1 (vgl. Ref.: [14]).

1Die AFM-Aufnahmen wurden von Felix Schade durchgeführt

6

Kapitel 3

Induziertes magnetisches Moment in

Platin

Im folgenden Kapitel wird genauer auf die Erklärung des Magnetwiderstandes vonPlatin in YIG-Pt-Bilagen, nach der Gruppe um Chien, mit Hilfe eines induziertenMoments eingegangen.

3.1 Ausgangssituation

In YIG-Pt Bilagen wurde ein magnetfeldabhängiger Widerstand beobachtet (vgl.Abb.: 3.1).

Abbildung 3.1: (a) Messung zumMagnetwiderstand in YIG-Pt Bilagen von der Grup-pe um S.T.B Gönnenwein (vgl. Ref.: [1]). (b) Messung der magnetischen Widerstan-des für verschiedene Bilagen durch die Gruppe um Chien (vgl. Ref.: [2]).

Der Ansatz diesen über das induzierte Moment in Platin durch die YIG-Schicht zuerklären scheint nahe zu liegen, da dieses Verhalten bereits für dünne Platinschichtenauf ferromagnetischen Metallen, wie Eisen (Fe) und Nickel (Ni) beobachtet wurde

7

Kapitel 3 Induziertes magnetisches Moment in Platin

(vgl. Ref.: [10], [9]). Ob dies auch der Fall für Platinschichten auf ferromagnetischenIsolatoren ist, muss nun diskutiert werden.

Ein induziertes magnetisches Moment lässt sich mit Hilfe des magnetischen Röntgen-zirkulardichroismus (XMCD, engl.: X-ray Magnetic Circular Dichroism) überprüfen.Diese Methode wurde auch für die von uns diesbezüglich hergestellten Proben ver-wendet.Um die Herkunft des XMCD-Signals zu verstehen, wird dieses im Folgenden an-hand der Doktorarbeit von Karl-Wilhem Nielsen (vgl. Ref.: [13]) kurz erklärt (vgl.Abb: 3.2), sowie eine Skizze des verwendeten Messaufbaus gezeigt (vgl. Abb: 3.3).Das Signal selbst hat seinen Ursprung in einer unsymmetrischen Zustandsdichtever-teilung der beiden Spinrichtungen nahe der Fermikante EF (vgl. Abb.: 3.2(a)). Wirddie Probe nun einmal mit linkszirkular polarisiertem (lcp) Licht und einmal mitrechtzirkluar polarisiertem (rcp) Licht bestrahlt (vgl. Abb.: 3.2(a)), erhält man dasXMCD-Signal (vgl. Abb: 3.2(c)) aus der Di�erenz der beiden gemessenen Absorpti-onskurven (vgl. Abb.: 3.2(b)). Das Vorhandensein einer solchen Di�erenz begründetsich auf unterschiedlichen Übergangswahrscheinlichkeiten der verschiedenen Über-gänge für entgegengesetzt polarisiertes Licht (vgl. Abb.: 3.2(a)). Für weitere Detailsder XMCD-Technik sei auf Refs.: [7], [13], [14] verwiesen.

Abbildung 3.2: Beschreibung des Ursprungs des XMCD-Signals: (a) Die Ausgangssi-tuation um ein XMCD-Signal zu erhalten, ist eine unsymmetrische Zustandsdichte-verteilung der beiden Spinrichtungen nahe der Fermikante EF. Zudem gelten für dieAnregungen von Elektronen aus dem 2p3/2-Zustand (L3) und aus dem 2p1/2-Zustand(L2), in die 3d-Zustände, für linkszirkular (lcp) und rechtzirkular (rcp) polarisiertesLicht unterschiedliche Anregunswahrscheinlichkeiten. Wird nun die Absorptionskur-ve eimal für links- und einmal für rechtszirkular polarisiertes Licht aufgenommen (b)und die Di�erenz der beiden Kurven ausgewertet, erhält man das XMCD-Signal (c)(vgl. Ref.: [13]).

8


Der experimentelle Aufbau, für die Aufnahme eines solchen Signals besteht auseinem Synchrotronring, mit dessen Hilfe über Undulatoren und Monochromatorenzirkular polarisiertes Licht mit einer bestimmten Energie erzeugt wird und einemFluoreszenzdetektor (FY-Detektor), um die Absorptionslinie aufnehmen zu können(vgl. Abb.: 3.3).

Abbildung 3.3: Vereinfachter Aufbau eines Experiments zur Messung des XMCD-Signals: Über den Synchrotron-Ring werden die Undulatoren (dunkelgrün) mit be-schleunigten Elektronen gespeisst und somit die links (lcp)-, bzw. rechtszirkular (rcp)polarisierte Röntgenstrahlung mit hoher Brillianz erzeugt. Über einen Monochroma-tor (olivgrün) wird dann die Energie der verwendeten Strahlung eingestellt, welche soanschlieÿend auf die Probe tri�t. Über den Fluoreszenzdetektor (blau) wird schlieÿ-lich die Absorptionskurve aufgenommen, deren Auswertung das XMCD-Signal ergibt(vgl. Ref.: [13], [14]).

Der entscheidene Vorteil der XMCD-Technik und damit auch der Grund, warumdiese zur Vermessung der Moments in den Proben verwendet wurde liegt in ihrerElementspezi�tät. Das bedeutet, dass man mit dieser Methode tatsächlich nur dasmagnetische Moment der Platinschicht untersuchen kann.

Um zu überprüfen, ob in YIG-Pt Bilagen tatsächlich ein induziertes magnetischesMoment vorliegt, wurden am Walther Meissner Institut in Garching bei Münchendrei Proben, jeweils bestehend aus einer YIG-Pt Bilage, hergestellt und anschlieÿendam European Synchrotron Radiation Facility (ESRF) in Grenoble bezüglich ihresXMCD-Signals an der Pt L3-Kante untersucht (vgl. Ref.: [6]).Die Ergebnisse dieser Untersuchung sind in Abb. 3.4(a) bis (c) zu �nden. Dietatsächlich gemessenen Absorptionskurven (XANES, engl.: X-ray Absorption NearEdge Spectra) und die erhaltenen XMCD-Signale der Proben, welche eine Di-ckenserie für die Platinschicht darstellen, sind in Abb. 3.4(a) illustriert. Für dievermessene Probenserie wurde jedoch kein XMCD-Signal erhalten. Im Vergleich

9


ist unter Abb. 3.4(b) das XMCD-Signal einer Fe-Pt-Probe, in der ein induziertenMoment vorliegt, abgebildet. Das lässt auf ein fehlendes magnetisches Moment inPlatinschichten auf ferrimagnetischen Isolatoren schlieÿen.Bei genauer Analyse der Proben mit Hilfe der Intergration des XMCD-Signals derdünnsten Proben (3nm) von der Gruppe um S. T. B. Gönnenwein lässt sich jedochein schwaches Signal (vgl. Abb.: 3.4(c)) erkennen. Aus diesem Grund stellte dieGruppe um C. L. Chien eine Probe mit einer Platinschichtdicke von etwa 1,5 nm herund untersuchte diese bezüglich eines möglichen XMCD-Signals. Das XMCD-Signaldieser neuen Probe ist in Abb. 3.4 (d) und (e) zu �nden. Hier taucht ein deutlicherkennbares XMCD-Signal, sowohl für die L3-, wie auch für die L2-Kante, auf, waswiederum die Theorie des induzierten Moments in der Platinschicht, als Ursprungdes Magnetwiderstandes, untermauert.

Abbildung 3.4: XMCD-Signale der Proben von (a)-(c) der Gruppe um S. T. B. Gön-nenwein (vgl. Ref.: [6]) und (d)-(e) der Probe von der Gruppe um C. L. Chien (vgl.Ref.: [5]). (a) Absorptionskurven (XANES) und XMCD-Signale der Probenserie. (b)Signal der YIG-Pt(10 nm)-Probe im Vergleich zu einer Platinschicht der gleichen Di-cke, jedoch nun auf Eisen gewachsen, in der ein induziertes magnetisches Momententhalten ist und (c) das Intergral über das XMCD-Signal der Proben aus (a) mitzusätzlich dem Signal für die Fe-Pt-Probe um den Faktor 10 abgeschwächt. (d) istdie Absorptionskurve (XAS) und (e) das erhaltene XMCD-Signal der Probe derChien-Gruppe.

10


Nun besteht die Frage darin, ob für sehr dünne Platinschichten (ca. 1,5 nm) wirk-lich ein induziertes magnetisches Moment vorhanden ist oder ob das erhaltene Signalder Probe von der Gruppe um Chien auf einen anderen Ursprung, wie zum BeispielKontamination oder Oxidation der Probe, zurückzuführen ist. Um den ersten Aspektzu überprüfen, wurde im Zuge dieser Arbeit ebenfalls eine Probe mit sehr dünnerPlatinschicht (dPt =1,6 nm) hergestellt und anschlieÿend zur Vermessung bezüglichdes XMCD-Signals nach Grenoble geschickt. Im Folgenden wird als erstes die Rönt-genanalyse und schlieÿlich das XMCD-Signal der Probe vorgestellt und besprochen.Der Grund warum für die XMCD-Messungen YAG als Substrat verwendet wurdeliegt darin, dass hier kein Gadolinium enthalten ist. Dessen Absorptionskante liegtnahe der von Platin und könnte somit das Platinsignal überlagern und verfälschen(vgl. Ref.: [11]).

11


3.2 Röntgenanalyse

Bevor die YIG-Pt Bilage YY38 mit den angestrebte Parametern von dYIG =50 nmund dPt =1,5 nm zur Untersuchung nach Grenoble geschickt wurde, wurde einehochau�ösende Röntgenbeugungsanalyse (HR-XRD, engl.: High-Resolution-X-Ray-Di�ractometry) durchgeführt. Im Zuge dieser, wurde neben dem 2θ-ω-Scan (vgl.Abb.: 3.5) auch eine Rockingkurve (vgl. Abb.: 3.6(a)) und eine Re�ektometrie (vgl.Abb.: 3.6(b)) aufgenommen.Der 2θ-ω-Scan der Probe YY38 zeigt anhand des Re�exes, der YIG zugeordnet wer-den kann, dass YIG kristallin auf das Substrat YAG wächst. Auÿerdem sind keinerleiFremdre�exe zu erkennen, was dafür spricht, dass keine kristallinen Fremdphasen inder Probe enthalten sind und die aufgedampfte Platinschicht polykristallin ist. DerUnterschied in der Gitterkonstante zwischen YAG und YIG zeigt sich in der starkenVerschiebung der jeweiligen Re�exe relativ zueinander (vgl. Abb.: 3.5(b)).

2 0 ° 4 0 ° 6 0 ° 8 0 ° 1 0 0 ° 1 2 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

5 0 ° 5 1 ° 5 2 ° 5 3 ° 5 4 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

YAG(

888)

YAG(

666)

YAG(

444)

I (cps

)

2 θ

( a )

YAG(

222)

Y Y 3 8

Y A GY I G

P t

YIG(44

4)

YIG(44

4)

YAG(

444)

I (cps

)

2 θ

( b ) Y Y 3 8

Y A GY I G

P t

Abbildung 3.5: (a) 2θ-ω-Scan der XMCD-Probe YY38 (angestrebte Parameter:dYIG =50 nm, dPt =1,5 nm) über den Winkelbereich von 10◦ − 130◦. (b) Ausschnittdes 2θ-ω-Scans im Winkelbereich 50◦ ≤2θ ≤ 54◦.

Die Rockingkurve (vgl. Abb.: 3.6(a)) wurde aufgenommen, um die kristallineQualität der YIG Dünnschicht YY38 untersuchen zu können. Deutlich sind zweiKomponenten zu erkennen. Die breite Komponente mit einer Halbwertsbreite vonetwa 1◦ deutet auf eine sehr dünne, jedoch auch sehr schlechte kristalline Schichthin. Dabei handelt es sich höchstwahrscheinlich um die Grenz�äche zwischen demYAG Substrat und der YIG-Schicht. Die schlechte kristalline Qualität in diesemBereich der Probe ist begründet durch die groÿe Gitterfehlanpassung zwischendem Materialsystem YIG und dem YAG Substrat (vgl. Kap.: 2.1). Dies hat jedoch

12

3.2 Röntgenanalyse

keinen entscheidenen Ein�uss auf die Grenz�ächeneigenschaften zwischen YIG undder Platinschicht, welche für das XMCD-Signal ausschlaggebend sind. Interessan-ter ist die zweite Kompnente mit einer Halbwertsbreite von etwa 0, 023◦ und dervergleichsweise hohen Intensität. Die sehr kleine Halbwertsbreite ist ein Zeichen füreine auÿerordentlich gute kristalline Stuktur der YIG-Schicht.

1 ° 2 ° 3 ° 4 ° 5 ° 6 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

1 0 0

2 5 ° 2 6 °05

1 01 52 02 53 0

I (cps

)

2 θ

R e f l e k t o m e t r i e S i m u l a t i o n

( a )

Y Y 3 8

Y A GY I G

P t I (cps

)

ω

( b )R o c k i n g - K u r v e

Y Y 3 8

Y A GY I G

P t

Abbildung 3.6: (a) Rockingkurve und (b) Messung sowie Simulation der Re�ektome-trie der XMCD-Probe YY38.

Zudem wurde eine Re�ektometrie (vgl. Abb.: 3.6(b)), welche Rückschlüsse auf dieSchichtdicken und die Rauigkeiten der Schichten zulässt, aufgenommen. In dieserhängt die Oszillationsperiode direkt mit der inversen Schichtdicke und der exponen-tielle Abfall direkt mit der Rauigkeit der Schichten zusammen. Man erkennt sofort,dass die erhaltene Kurve nur sehr schwer zu simulieren ist und zudem nur eine Schichtaufzulösen ist. Da die Dicken der beiden Schichten jedoch von groÿer Bedeutung sind,wurden zwei weitere Proben (YY45 und YY46) hergestellt.Für die Probe YY45 wurde nur Platin, mit den selben Parametern wie für die XMCD-Probe YY38, direkt auf YAG aufgedampft, um eine Probe mit vergleichbarer Pt-Dicke zu erhalten. Die Simulation der Re�ektometrie dieser Probe (vgl. Abb.: 3.7)ergibt eine Platinschichtdicke von 1,6 nm. Dieser Wert wurde im weiteren Verlauf alsPt-Schichtdicke der XMCD-Probe YY38 angenommen.

13


2 ° 4 ° 6 ° 8 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

I (cps

)

2 θ

R e f l e k t o m e t r i e S i m u l a t i o n

Y Y 4 5

Y A G P t

Abbildung 3.7: Messung und Simulation der Re�ektometrie einer Pt-Dünnschicht(Probe YY45) mit den selben Parametern wie für die XMCD-Probe YY38.

Da aus der Re�ektometrie für die XMCD-Probe YY38 auch nicht auf die YIG-Schichtdicke geschlossen werden konnte, wurde hierfür die Probe YY46 hergestelltund analysiert. Um diese zu erhalten wurde nur YIG auf das YAG-Substrat mit denselben Parametern wie für die XMCD-Probe YY38 gewachsen.Die Rockingkurve der YIG-Dünnschicht (vgl. Abb: 3.8(a)) lässt auf eine gute, wennauch im Vergleich zu Probe YY38 (vgl. Abb.: 3.6(a)) deutlich schlechtere kristallineQualität schlieÿen. Die Halbwertsbreiten liegen bei 0,033◦ für die schmale Kompo-nente und bei 0,406◦ für die breite Komponente. Zudem ist die Intensität der breitenKomponente im Vergleich zur Intensität der schmalen Komponente deutlich gröÿerals in Abb. 3.6(a). Die Simulation ergibt eine YIG-Schichtdicke von 53 nm, was fürdie weiteren Diskussionen auch als YIG-Dicke der XMCD-Probe YY38 angenommenwird.Im Vergleich zu der XMCD-Probe YY38 stimmen die Messungen und die Simulatio-nen der Re�ektometrien deutlich besser überein (vgl. Abb.: 3.8 und Abb.: 3.6(b)).

14

3.2 Röntgenanalyse

1 ° 2 ° 3 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

1 0 0

2 5 ° 2 6 ° 2 7 °01 02 03 04 05 06 0 R e f l e k t r o m e t r i e

S i m u l a t i o n

I (cps

)2 θ

( a )

Y Y 4 6

Y A GY I G I (c

ps)

ω

R o c k i n g - K u r v e ( b )

Y Y 4 6

Y A GY I G

Abbildung 3.8: (a) Rockingkurve und (b) Messung sowie Simulation der Re�ekto-metrie der Probe YY46. Die Probe besteht aus einer YIG-Schicht auf einem YAG-Substrat, die mit den gleichen Parametern für das YIG-Wachstum wie für die XMCD-Probe YY38 hergestellt wurde.

Nachdem nun sowohl die kristalline Qualität, wie auch die Schichtdicke der XMCD-Probe YY38 analysiert wurden, wird im nächsten Kapitel auf die Auswertung derMessung des magnetischen Röntgenzirkulardichroismus eingegangen.

15


3.3 XMCD-Auswertung

Die Röntgenabsorptionsspektroskopie der Probe YY38 wurde am EuropeanSynchrotron Radiation Facility (ESRF) in Grenoble analgo zu den Proben ausRef. [6] und Ref. [5] an der Platinkante durchgeführt. Dies geschah bei Raumtempe-ratur (T =295K) und bei einem angelegten magnetischen Feld der Stärke 0,6T.

In Abb.: 3.9(a) ist die erhaltene Absorptionskurve (XANES)(schwarz) an derL3- und L2-Kante, sowie das XMCD-Signal (rot) der Probe YY38 abgebildet. ZumVergleich ist in Abb.: 3.9(b) und (c) das Signal, welches von der Gruppe um C. L.Chien für ihre Probe der gleichen Platinschichtdicke erhalten wurde, zu sehen.

Abbildung 3.9: (a) Absorptionskurve (XAS) (schwarz) und XMCD-Signal (rot)der Probe YY38.(b) Absorptionskurve (XAS, engl.: X-ray Absorption Spectra) derChien-Probe. (c) XMCD-Signal der �Lu-Probe�. Die für Platin charakteristischen�Wiggles� sind mit blauen Pfeilen markiert. Die mit Sternchen markierten Peaksrühren von Beugunsre�exen her, welche jedoch nichts mit dem eigentlichen XMCD-Signal zu tun haben.

16

3.3 XMCD-Auswertung

Man erkennt sofort, dass die Probe YY38 an der Pt-L3-Kante und an der Pt-L2-Kante kein XMCD-Signal aufweist, das über das Hintergrundsignal hinausgeht.Insbesondere wird im Vergleich zu den Ergebnissen der Gruppe um C. L. Chi-en, welche ein XMCD-Signal von etwa 2-3% erhalten haben, ein solches für dieXMCD-Probe YY38 nicht beobachtet. Weiterhin fällt der Unterschied in der Höheder Absorptionsmaxima im Vergleich zum übrigen Verlauf der Kurve (step-height)auf. Während diese für die Chien-Probe bei etwa 3 und 1 liegen, zeigt die XMCD-Probe YY38 nur step-hights von 1,3 und 0,4. Dies lässt sich nicht komplett aufdie unterschiedlichen Normierungen der Proben zurückführen, könnte jedoch mitden unterschiedlichen Magnetfeldstärken während den Messungen zusammenhängen.

Bei genauerer Betrachtung der Absorptionskurven der L3- und L2-Kanten derProbe YY38 in Abb. 3.9(a) fallen zudem �Wiggles� auf (markiert mit blauen Pfeilen).Diese �Wiggles� sind ein Charakteristikum für die Absorption der L3- und L2-Kantevon reinem Platin (vgl. Ref.: [15]). Beim Vergleich der Absorptionsspektren derProbe YY38 mit den Absorptionsspektren, die von Lu et al. publiziert wurden,wird deutlich, dass diese �Wiggles� bei der Messung von Lu et al. fehlen (vgl.Abb.: 3.9(b) mit Abb.: 3.9(a)). Dies deutet darauf hin, dass die Platin-Dünnschichtder YIG-PT Bilage, die von Lu et al. gemessen wurde, kein reines Platin enthältund möglicherweise kontaminiert sein könnte. Diese Kontaminierung könnte durchein unterschiedliches Herstellungsverfahren begründet sein.

Nachdem somit ein induziertes Moment in der Platinschicht durch den ferrima-gnetischen Isolator YIG als unwahrscheinlich angenommen werden kann, wird imFolgenden eine alternative Erklärung für den beobachteten Magnetwiderstand inPlatin in YIG-Pt Bilagen, und zwar der sogenannte Spin-Hall-Magnetwiderstand,weiterverfolgt.

17

Kapitel 4

Spin-Hall-Magnetwiderstand

Der Spin-Hall-Magnetwiderstand (SMR) stellt eine weitere Möglichkeit als Erklärungdes beobachteten Magnetwiderstandes in YIG-Pt Bilagen dar. Aus diesem Grundwird dieser am Anfang des folgenden Kapitels kurz erklärt, sowie der Stand derForschung zu Beginn dieser Arbeit dargestellt. Im Anschluss daran folgt die Diskus-sion der physikalischen Eigenschaften der für die Untersuchung des SMR-E�ekteshergestellten YIG-Pt Bilagen.

4.1 Berschreibung des Spin-Hall-Magnetwiderstands

Der Spin-Hall-Magnetwiderstand ist ein Produkt des sogenannten Spin-Hall-E�ektes,welcher sich am einfachsten über den Vergleich mit dem konventionellen Hall-E�ekterklären lässt (vgl. Abb.: 4.1(a)-(f)).Betrachtet wird zunächst ein nicht ferromagnetisches Materialsystem (NM). Fürden herrkömmlichen Hall-E�ekt in diesen Materialsystemen, wird ein Strom −Jqdurch ein magnetisches Feld B beein�usst. B bewirkt aufgrund der LorentzkraftFlor = q(E + v × B) eine Ablekung der Elektronen, welche senkrecht auf −Jqund B steht. Dies wird über den Strom −Jq,y ausgedrückt (vgl. Abb.: 4.1(a)). Dasführt zu einer Anhäufung der entgegengesetzten Ladungen an den beiden Seitender Probe, was ein elektrisches Feld Ey hervorruft (vgl. Abb.: 4.1(b)). Sobald dierücktreibende Kraft des so hervorgerufenen elektrischen Feldes Fel = qE geradegroÿ genug ist, kompensieren sich die Kräfte der beiden Felder (vgl. Abb.: 4.1(b)).Werden daraufhin die beiden Ladungszentren der Probe kurzgeschlossen, enstehtein kontinuierlicher Strom −Jq,y (vgl. Abb.: 4.1(c)), der sich durch die Stärke desMagnetfeldes B einstellen lässt.

Für den Spin-Hall-E�ekt kommt es nicht wie für den Hall-E�ekt zu einer Ab-lenkung die von der Ladung der Teilchen (Elektronen) abhängt. Aus dem Spin-Hall-E�ekt resultiert eine Ablenkung der Elektronen, deren Richtung vom Spin ab-hängt (vgl. Abb.: 4.1(d)) und damit ein Spinstrom −Js,y. Diese Ablenkung trittauch ohne äuÿeres Magnetfeld auf und ist das Ergebnis der sogenannten Spin-Bahn-Wechselwirkung. Der erhaltene Sprinstrom steht sowohl senkrecht zum elektrischen

19

Kapitel 4 Spin-Hall-Magnetwiderstand

Strom −Jq, wie auch senkrecht zur Ausrichtung der Spins S (vgl. Abb.: 4.1(d)).Dieser Spinstrom führt zu einer Spin-Akkumulation an den gegenüberliegenden Sei-ten der Probe. Analog zum elektrischen Feld für den Hall-E�ekt bildet sich für denSpin-Hall-E�ekt ein Potential, das durch einen Gradienten des spinabhängigen che-mischen Potentials ∇µS bedingt ist, welches nach Erreichen ausreichender Stärkeden Spinstrom zu erliegen bringt (vgl. Abb.: 4.1(e)). Schlieÿt man die beiden Seiten,zwischen denen sich der Gradient des chemischen Potentials ausgebildet hat kurz,führt dies zu einem kontinuierlichen Spinstrom −Js,y (vgl. Abb.: 4.1(f)).

Abbildung 4.1: (a)-(c) Funktionsweise des normalen Spin-Hall-E�ekts. (d)-(f) Prinzipfür den Spin-Hall-E�ekt. (g)-(i) Funktionsweise und Messaufbau zur Untersuchungdes Spin-Hall-Magnetwiderstands.

Wird nun eine Schicht des nichtferromagnetischen Materialsystems (NM), in derder Spin-Hall-E�ekt auftritt, auf einen ferromagnetischen Isolator (FMI) gewachsen,erhält man zwei mögliche Spin-Magnetisierungs-Einstellungen, wie sie in Abb. 4.1(g)und Abb. 4.1(h) gezeigt sind. Für den Fall, dass die Spins senkrecht auf die Magneti-sierung stehen (M ⊥ S) (vgl. Abb.: 4.1(g)), kann das Moment in den Ferromagnetenübertragen werden, womit der Spinstrom absorbiert wird. Stehen die Spins, wie inAbb.: 4.1(h) gezeigt, parallel zur Magnetisierung (M ‖ S), kann kein Moment über-tragen werden. In diesem einfachen Modell erwartet man einen höheren Widerstandin der NM Dünnschicht fürM ⊥ S und einen niedrigen Widerstand fürM ‖ S. Die-se Abhängigkeit des elektrischen Widerstands wird als Spin-Hall-Magnetwiderstandbeschrieben. Messen lässt sich dieser über den in Abb: 4.1(i) skizzierten Messaufbau(Quelle und weitere Informationen unter Ref.: [4]).

20

4.2 YIG Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen auf Gd3Ga5O12-Substraten

4.2 YIG Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen auf

Gd3Ga5O12-Substraten

Um diesen Spin-Hall-Magnetwidestand in YIG-Pt Bilagen zu untersuchen, wurdeim letzen Jahr am Walther Meissner Institut bereits eine Probenserie erstellt undanalysiert, für die die Schichtdicke von Platin in YIG-Pt Bilagen auf GGG-Substratenvariiert wurde (vgl. Ref.: [4], [7]).Hierbei wurde das GGG-Substrat verwendet, daes wie in Kap.: 2.1 beschrieben eine kleinere Gitterfehlanpassung gegenüber YIGbesitzt. Die Analyse der Proben führte zu dem Ergebnis, dass der Magnetwiderstand(MR) in YIG-Pt Bilagen für Platinschichten mit einer Dicke von 3 nm am gröÿstenist (vgl. Abb.: 4.2).

Abbildung 4.2: Ergebnisse der Magnetwiderstandsmessungen in YIG-Pt Bilagen füreine Pt-Dickenserie tPt aus Ref. [4].

Nachdem so die optimale Dicke der Platinschicht ermittelt wurde, gilt es nun, dieYIG-Schichtdicke zu variieren. Die physikalischen Eigenschaften dieser Probenseriewerden in diesem Kapitel präsentiert und diskutiert.

21


Die Proben dieser Serie wurden mit den, bereits in Kapitel 2, eingeführten Me-thoden hergestellt. Die Platindicke dPt wurde konstant auf 3 nm gesetzt, da sich diesbereits, wie soeben besprochen (vgl. Abb.: 4.2), als optimale Platindicke herausge-stellt hat. Die YIG-Schichtdicke wurde in dem Bereich von etwa 25 nm bis 200 nmvariiert. Zudem wurde als Referenz die selbe Dickenserie für die YIG-Schicht, jedochohne Platin, hergestellt. Beide Serien wurden analog zu Ref. [7] auf GGG-Substratengewachsen. Analysiert wurden die erhaltenen Proben bezüglich ihrer strukturellenEigenschaften mittels Röntgendi�raktometrie (HR-XRD) und bezüglich ihrer ma-gnetischen Eigenschaften mittels SQUID-Magnetometrie.

4.2.1 Röntgenanalyse

Im Zuge der Röntgenanalyse wurden die 2θ-ω-Scans (vgl. Abb.: 4.3, 4.4) und dieRe�ektometrien (vgl. Abb.: 4.6) der Proben, sowie die daraus ergebende Abhängig-keit der Gitterkonstante (vgl. Abb.: 4.5) und die Funktionalität der Rauigkeit (vgl.Abb.: 4.7) von der YIG-Schichtdicke, untersucht.

Um festzustellen, ob YIG auf dem verwendeten GGG Substraten kristallin wächstund ob kristalline Fremdphasen in der Probe enthalten sind, wurde zu Beginn ein 2θ-ω-Scan über den gesamten Winkelbereich von 10◦−130◦ durchgeführt. Exemplarischist in Abb. 4.3 für jede Serie jeweils eine Kurve abgebildet.

2 0 ° 4 0 ° 6 0 ° 8 0 ° 1 0 0 ° 1 2 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

YIG (4

44)

YIG (8

88)

YIG (4

44)

GGG

(888)

GGG

(666)

GGG

(444)

I (cps

)

2 θ

Y I G # 8 6( a )

GGG

(222)

G G GY I G

2 0 ° 4 0 ° 6 0 ° 8 0 ° 1 0 0 ° 1 2 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

YIG (8

88)

GGG

(888)

GGG

(444)

GGG

(666)

GGG

(222) I (cps

)

2 θ

Y I G # 1 1 8( b )

G G GY I G

P t

Abbildung 4.3: (a) der 2θ-ω-Scan einer GGG-YIG-Probe (YIG#86, dYIG =95 nm)und (b) 2θ-ω-Scan einer YIG-Pt Bilage (YIG#118, dYIG =107 nm). Die YIG(444)-und YIG(888)-Re�exe liegen unter den jeweiligen GGG-Re�exen und sind deshalbnicht klar zu erkennen

22


Anhand der beiden exemplarischen Graphen in Abb. 4.3 ist zu erkennen, dass YIGauf GGG-Substraten kristallin wächst. Zudem lässt sich jeder Re�ex in Abb. 4.3 ent-weder dem GGG-Substrat oder der YIG-Schicht zuordnen, was darauf schlieÿen lässt,dass in den Proben keine kristallinen Fremdphasen zu �nden sind und Platin poly-kristallin aufgedampft wird.Nachdem sich die beiden Re�exe der YIG-Schicht und des GGG-Substrates überla-gern und der Scan über den gesamten Bereich (vgl. Abb.: 4.3) zu ungenau ist, bildetAbb. 4.4 nur einen kleineren Winkelbereich ab. Bei diesem handelt es sich um denBereich 50◦ ≤ 2θ ≤ 52◦, in dem der YIG(444)- und der GGG(444)-Re�ex zu �ndensind.

5 0 , 0 ° 5 0 , 5 ° 5 1 , 0 ° 5 1 , 5 ° 5 2 , 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5 2 5 n m 5 0 n m 6 9 n m 9 5 n m 1 4 6 n m 1 8 9 n m

GGG

(444)

2 θ

I (cps

)

( a )

YIG (4

44)

Y I GG G GG G GY I G

P t

G G GY I G GG

G (44

4)YIG

(444

)

( b ) P t

5 0 , 0 ° 5 0 , 5 ° 5 1 , 0 ° 5 1 , 5 ° 5 2 , 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

I (cps

)

2 θ

1 6 n m 4 5 n m 7 4 n m 1 0 7 n m 1 5 1 n m 2 0 3 n m

Abbildung 4.4: 2θ-ω-Scans im Winkelberich 50◦ ≤ 2θ ≤ 52◦ von (a) YIG-Dünnschichten und (b) YIG-Pt Bilagen für unterschiedliche YIG-Schichtdicken. Dergroÿe Hauptre�ex rührt in beiden Bildern vom GGG-Substrat her, während derleicht zu kleineren Winkeln hin verschobene Re�ex, der als kleine Schulter des GGG-Re�exes zu erkennen ist, den YIG-Re�ex darstellt. Die roten Pfeile markieren Pro-ben, die deutlich andere strukturelle Eigenschaften aufweisen

Hierbei ist zu erkennen, dass für dünne YIG-Schichten (25 nm und 16 nm) Laueos-zillationen auftauchen, was von einer guten kristallinen Qualität herrührt. Weiterhinist zu erkennen, dass drei Proben deutlich andere strukturelle Eigenschaften aufwei-sen. Die 2θ-ω-Scans dieser Proben sind in Abb. 4.4 mittels roter Pfeile markiert.Nachdem der Ursprung dieser Abweichungen, die scheinbar weder von der YIG-Schichtdicke, noch von dem Vorhandensein einer Platinschicht abhängt, nichtbekannt ist, wurden diese Proben in den folgenden Auswertungen gesondert miteinem gekreuzten Quadrat gekennzeichnet und bei den folgenden Diskussionen se-parat behandelt.

23


Aus den gezeigten 2θ-ω-Scans (vgl. Abb.: 4.4) kann über die Bragg-Beziehung2d sin(θ) = nλ und der Annahme für die kubische Gittersymmetrie d = a√

h2+k2+l2

die Gitterkonstante a der jeweiligen YIG-Schicht berechnet werden (vgl. Ref.: [17]).Hierbei ist jedoch zu beachten, dass die Annahme einer kubischen Gittersymmetriekeineswegs richtig sein muss, da die YIG-Dünnschicht elastisch verspannt auf demGGG-Substrat aufwachsen kann. Auÿerdem kann aus den gezeigten 2θ-ω-Scans nurder Netzebenenabstand d in die (111)-Richtung exakt bestimmt werden. Zur Unter-suchung der Netzebenen in der Filmebene sind Röntgendi�raktometriemessungen anasymmetrischen Re�exen nötig.In Abb. 4.5 ist die berechnete Gitterkonstante a der YIG-Dünnschicht als Funk-tion der YIG-Schichtdicke dYIG gezeigt. Innerhalb der Unsicherheit der Gitterkon-stante von ∆a =0,015 nm ist keine Abhängigkeit der Gitterkonstante von der YIG-Schichtdicke erkennbar. Die Abweichung der erhaltenen Gitterkonstanten von derGitterkonstante eines YIG-Kristalls arelaxiert =0,015 nm, gekennzeichnet durch ei-ne rote gestrichelte Linie in Abb. 4.7, deutet auf eine Nichtstöchiometrie der YIG-Dünnschicht, vor allem hinsichtlich ihres Sauersto�gehalts hin. Die groÿe Ungenau-igkeit bei der Bestimmung des 2θ-Winkels der YIG-Re�exe in den 2θ-ω-Scans lässtjedoch keine genaue Schlussfolgerung hinsichtlich der Gitterkonstanten der YIG-Dünnschichten zu.

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 01 , 2 3 71 , 2 3 81 , 2 3 91 , 2 4 01 , 2 4 11 , 2 4 2

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 01 , 2 3 71 , 2 3 81 , 2 3 91 , 2 4 01 , 2 4 11 , 2 4 2

a (nm

)

d Y I G ( n m )

( a )G G GY I G

a (nm

)

d Y I G ( n m )

( b )G G GY I G

P t

Abbildung 4.5: Gitterkonstante a der YIG-Schicht in Abhängigkeit der SchichtdickedYIG für(a) GGG-YIG-Proben und (b) GGG-YIG-Pt-Proben. Die Unsicherheit derGitterkonstante beträgt für alle Proben ∆a =0,014 nm. Die gestrichelte rote Liniekennzeichnet die Gitterkonstante des relaxierten YIG (arelaxiert =1,238 nm). Für dieBerechung der Gitterkonstanten für die gesondert markierten Proben wurde der Re-�ex links des GGG-Re�exes verwendet, da dieser wohl am ehesten mit den anderenYIG-Re�exen vergleichbar ist.

24


Für die gesondert markierten Proben (vgl. Abb.: 4.5) fällt auf, dass sich ihreAbweichungen vom Trend deutlich unterscheiden.

Um die für Abb. 4.5 verwendeten YIG-Schichtdicken zu erhalten, wurden dieRe�ektometrien der Proben aufgenommen und mit Hilfe der Software Leptos dieSchichtdicken simuliert. Hierzu zeigt Abb. 4.6 analog zu Abb. 4.3 exemplarische Pro-ben (GGG-YIG-Probe: YIG#107 und YIG-Pt Bilage YIG#116).

1 ° 2 ° 3 ° 4 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

1 0 0

1 ° 2 ° 3 ° 4 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

1 0 0

( b )

I (cps

)

2 θ

M e s s u n g S i m u l a t i o n

( a )

Y I G # 1 0 7

G G GY I G Y I G # 1 1 6 I (c

ps)

2 θ


G G GY I G

P t

Abbildung 4.6: Messung und Simulation der Re�ektometrie (a) einer GGG-YIG-Probe (YIG#107, dYIG =50 nm) und (b) einer GGG-YIG-Pt-Probe (YIG#116,dYIG =151 nm). In (b) ist deutlich die Überlagerung von zwei Oszillationen, be-dingt durch die Streuung an der YIG- und eine an der Pt-Schicht zu erkennen (vgl.Abb.: 3.7, 3.8).

Während in Abb. 4.6(a) nur die YIG-Schichtdickenoszillationen zu erkennen sind,taucht in Abb. 4.6(b) zusätzlich die Platinoszillation auf. Da sich aus der Simulationder Re�ektometrie nicht nur auf die Schichtdicken, sondern auch auf die Rauigkeitender unterschiedlichen Lagen schlieÿen lässt, sind diese ebenfalls in Abhängigkeit derYIG-Dicke untersucht worden.In Abb. 4.7(a) ist die YIG-Schichtrauigkeit rYIG für die GGG-YIG-Proben dargestellt(schwarze Symbole). Für dYIG ≤150 nm ergibt die Simulation der Re�ektometrie ei-ne Rauigkeit von rYIG ≤1,0 nm. Dies deutet auf eine sehr glatte YIG-Schicht hin.Die prozentuale Rauigkeit bestätigt dies ebenfalls (rote Symbole). Die Rauigkeit derProbe mit einer Schichtdicke von 189 nm ist allerdings deutlich erhöht. Dieser An-stieg der Rauigkeit muss aber in Zukunft durch die Untersuchung weiterer Probenbestätigt werden.Abb. 4.7(b) zeigt zum einen, dass die Rauigkeit der YIG-Schicht (schwarze Sym-bole) für Proben mit zusätzlichem Platin im Vergleich zu den Proben ohne Platin

25


auf einen Wert von rYIG <0,5 nm reduziert ist. Die Rauigkeit zeigt aber keine ein-deutige Abhängigkeit von der YIG-Schichtdicke. Für die Platinrauigkeit rPt (grüneSymbole) zeigt sich für dYIG >100 nm, dass diese der YIG-Rauigkeit entspricht. Dasbedeutet, dass die Rauigkeit allein durch die YIG-Schichtdicke gegeben ist. Die ge-sondert markierten Proben zeigen eine ähnliche YIG-Schichtrauigkeit, während diePt-Schichtrauigkeit deutlich erhöht ist.

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 00

1

2

r YIG (n

m)

d Y I G ( n m )

R a u i g k e i t - Y I G ( n m ) R a u i g k e i t - Y I G ( % )

( a )

G G GY I G

0 , 0 0

0 , 0 1

0 , 0 2

0 , 0 3

0 , 0 4

rYIG (%)

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 00

1

2

r YIG (n

m)

d Y I G ( n m )

R a u i g k e i t - Y I G ( n m ) R a u i g k e i t - P t ( n m )

( b )

G G GY I G

P t

0 , 0

0 , 2

0 , 4

0 , 6

0 , 8

rPt (nm)

Abbildung 4.7: (a) Rauigkeit der YIG-Schicht rYIG für GGG-YIG-Proben in Ab-hängigkeit von dYIG in nm (schwarze Symbole) und prozentual im Verhältnis zurSchichtdicke dYIG (rote Symbole). (b) Rauigkeit der YIG-Schicht rYIG in nm (schwar-ze Symbole) und Pt-Schichtrauigkeit rPt in nm (grüne Symbole) für die GGG-YIG-Pt-Proben.

4.2.2 SQUID-Analyse

Nachdem die Röntgenanalyse Auskunft über die strukturellen Eigenschaften derProben ergeben hat, sind für den SMR-E�ekt auch die magnetischen Eigenschaftender Proben und ihre eventuelle Abhängigkeit von der YIG-Schichtdicke wichtig.Hierfür wurden mit Hilfe eines SQUID-Magnetometers (vgl. Kap.: 2.3) die jeweiligeHystereseschleifen der Proben bei T =300K aufgenommen. Aus diesen wurden dieSättigungsmagnetisierungen MS und die Koerzitivfeldstärken µ0HC bestimmt.

Der Verlauf Sättigungsmagnetisierung MS der GGG-YIG Proben ist in Abb. 4.8(a)als Funktionder YIG-Schichtdicke dargestellt. Für dYIG ≥50 nm besitzen dieYIG-Dünnschichten eine schichtdickenunabhängige Sättigungsmagnetisierung vonMS =(100±25)kA/m. In Abb. 4.8(a) ist allerdings deutlich zu erkennen, dass dieYIG-Dünnschicht mit einer Dicke von dYIG =25 nm eine deutlich niedrigere Sätti-

26


gungsmagnetisierung besitzt.Diese starke Schichtdickenabhängigkeit für dYIG <50 nm ist allerdings für die GGG-YIG-Pt Proben nicht zu erkennen (vgl. Abb.: 4.8(b)). Diese Proben besitzen imgesamten untersuchten Schichtdickenbereich der YIG-Dünnschicht eine konstanteSättigungsmagnetisierung von MS =(80±10)kA/m. Alle drei gesondert gekennzeich-neten Proben zeigen eine viel zu geringe Sättigungsmagnetisierung MS <40 kA/m.

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 00

5 0

1 0 0

1 5 0

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 00

5 0

1 0 0

1 5 0

M S (kA/m

)

d Y I G ( n m )

( a )

Y I GG G G

M S (kA/m

)

d Y I G ( n m )

( b )

P t Y I G

G G G

Abbildung 4.8: SättigungsmagnetisierungMS (a) der GGG-YIG-Proben und (b) derGGG-YIG-Pt-Proben in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke dYIG.

Die Auswertung der Hysteresekurven bezüglich der Koerzitivfeldstärke ist inAbb. 4.9 gezeigt.Für die GGG-YIG-Proben ist die Koerzitivfeldstärke ab einer YIG-Schichtdicke von100 nm bei dem Wert 2,4mT konstant (vgl. Abb.: 4.9(a)). Zudem sind hier nach derSättigung keine Schwankungen, wie sie in Abb. 4.8 für die Sättigungsmagnetisierungsichtbar sind, zu erkennen. Die Proben mit zusätzlicher Platinschicht weisen ab einerYIG-Schichtdicke von 100 nm ebenfalls eine Sätting der Koerzitivfeldstärke von etwa3,0mT auf (vgl. Abb.: 4.9(b)).

27


0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 00

2

4

6

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 00

2

4

6

µ 0H C (mT

)

d Y I G ( n m )

( a )Y I G

G G G

µ 0H C (mT

)

d Y I G ( n m )

( b ) P t Y I G

G G G

Abbildung 4.9: Abhängigkeit des Koerzitivfeldes µ0HC von dYIG für (a) die GGG-YIG-Proben und (b) die GGG-YIG-Pt-Proben.

Diese Ergebnisse lassen vermuten, dass das Koerzitivfeld für GGG-YIG-Probenmit dYIG ≥100,nm kleiner ist als für GGG-YIG-Pt-Proben ist. Doch da die bei-den Sättigungswerte relativ nahe bei einander liegen und ihre tatsächlichen Werteaufgrund der geringen Probenzahl nicht sicher ermittelt werden können, ist esnicht möglich, aus diesen Graphen auf einen eindeutigen Ein�uss der Platinschichtzu schlieÿen. Die starke YIG-Schichtdickenabhängigkei sowohl für die GGG-YIG-Proben, als auch GGG-YIG-Pt-Proben mit einer Schichtdicke dYIG <100 nm mussebenfalls durch die Analyse weiterer Proben veri�ziert werden.

4.2.3 Zusammenfassung der strukturellen und magnetischenEigenschaften der YIG-Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen aufGd3Ga5O12-Substraten

Im Bezug auf die strukturellen Eigenschaften fällt für die YIG-Schicht eine er-höhte Gitterkonstante im Vergleich zur relaxierten YIG-Gitterkonstante auf (vgl.Abb.: 4.5). Dies könnte seinen Ursprung in einer Nichtstöchiometrie der YIG-Schichtbesitzen, was jedoch aufgrund der groÿen Ungenauigkeit bezüglich der Gitterkonstan-te hier nicht weiter untersucht werden kann. Eine Dickenabhängigkeit ist nicht zuerkennen. Die Rauigkeiten der Schichten sind für die YIG-Dünnschichten unterhalbvon 1,0 nm und für die Proben mit zusätzlicher Platinschicht sogar unterhalb von0,5 nm zu �nden, was somit auf eine äuÿerst glatte Schicht hinweisen würde.Doch hierbei kommt es zu einem Widerspruch mit dem Ergebniss der zusätzlichangefertigten AFM-Analyse der Probe GGG-YIG Probe YIG#115 (vgl. Abb.: 4.10).

28


Abbildung 4.10: (a) AFM-Aufnahme der GGG-YIG-Probe (YIG#115)(RMS=10,11 nm).

Hierbei zeigt die Probe groÿe Facetten im zweistelligen nm-Bereich und somiteine Rauigkeit der YIG-Schicht von 10,11 nm. Bedenkt man, dass die aufgedampftePlatinschicht nur eine Dicke von etwa 3 nm aufweist, ist klar, dass man für dieweiteren Untersuchungen ein anderes Substrat mit einer geringeren Endrauigkeitder Proben wählen muss um aussagekräftige Ergebnisse zu erhalten.

Bezüglich der magnetischen Eigenschaften wurde für beide Probenseri-en für dYIG ≥50 nm jweils ein konstanter Wert der Sättigungsmagneti-sierung beobachtet (vgl. Abb.: 4.8). Hierbei liegt der Wert für die YIG-Dünnschichten bei MS =(100±25) kA/m und für YIG-Pt-Bilagen etwas niedrigerbeiMS =(80±10) kA/m. Für die Koerzitivfeldstärke lagt ab dYIG ≥100 nm der Wertfür die GGG-YIG-Proben bei 2,4mT und der Wert für die Proben mit zusätzlicherPlatinschicht bei 3,0mT.

Nachdem die Aussagekraft der hergestellten Proben auf GGG-Substraten aufgrundder groÿen Rauigkeiten anzuzweifeln ist, wurde für den weiteren Verlauf der Arbeitder Fokus auf ein neues Substrat und zwar YAG (vgl. Kap.: 2.1) gelegt.

29


4.3 YIG-Pt Bilagen auf Y3Al5O12-Substraten

Wie bereits angekündigt, wurden für das folgende Kapitel als neues Substrat YAGgewählt. Für dieses ist anhand des AFM-Bildes (vgl. Abb.: 4.11) zu erkennen, dassdie Endrauigkeit der Proben mit einem Wert von 0,54 nm deutlich geriger als für dieGGG-Substrate mit einer Rauigkeit von 10,11 nm ist.

Abbildung 4.11: AFM-Aufnahme der YAG-YIG Probe (YY46) (RMS=0,54 nm).

Im folgenden Kapitel werden die strukturellen und magnetischen Eigenschaftender YAG-YIG beziehungsweise YAG-YIG-Pt Proben mit unterschiedlichen YIG-Schichtdicken diskutiert.

4.3.1 Röntgenanalyse

Analog zu den Proben auf GGG-Substraten wird im Folgenden zuerst auf die2θ-ω-Scans (vlg. Abb.: 4.12, 4.13), dann auf die Abhängigkeit der Gitterkonstantevon der YIG-Schichtdicke (vgl. Abb.: 4.14) und schlieÿlich über die Re�ektometrie(vgl. Abb.: 4.15) auf die Rauigkeiten in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicken (vgl.Abb.: 4.16) eingegangen.

Der 2θ-ω-Scan der YAG-YIG Probe YY59 (dYIG =111 nm) und der YAG-YIG-PtProbe YY58 (dYIG =137 nm) ist über den gesamten Winkelbereich 10◦ < 2θ < 130◦

in Abb. 4.12 dargestellt. Das kristalline Wachstum von YIG auf YAG ist an denauftretenden Re�exen deutlich zu erkennen.

30


2 0 ° 4 0 ° 6 0 ° 8 0 ° 1 0 0 ° 1 2 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

YIG (6

66)

YAG

(888)

YIG (8

88)

YAG

(222)

YIG (4

44)

I (cps

)

2 θ

Y Y 5 9

YAG

(444)( a )

Y A GY I G

2 0 ° 4 0 ° 6 0 ° 8 0 ° 1 0 0 ° 1 2 0 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5 ( b )

YAG

(666) YA

G (88

8)YIG

(888

)

YAG

(444)

YIG (4

44)

YAG

(222)

I (cps

)2 θ

Y Y 5 8

Y A GY I G

P t

Abbildung 4.12: 2θ-ω-Scan über den gesamten Winkelbereich 10◦ ≤ 2θ ≤ 130◦ für(a) eine YAG-YIG-Probe (YY59, dYIG =111 nm) und (b) eine YAG-YIG-Pt-Probe(YY58, dYIG =137 nm). Die schwarzen Sternen markieren Re�exe, welche ebenfallsvom YAG-Substrat stammen (vgl. Ref.: [11]).

Anders, als für die Proben, welche auf GGG-Substraten gewachsen wurden (vgl.Abb.: 4.3), ist für die Proben auf YAG eine klare Trennung der Re�exe des YAG-Substrates und des aufgewachsenen YIGs zu sehen (vgl. Abb.: 4.12, 4.13). Dies istdurch die gröÿere Gitterfehlanpassung von YIG und YAG von 3% begründet (vgl.Kap.: 2.1).

Um weitere Informationen aus den 2θ-ω-Scans der Proben zu erhalten ist inAbb. 4.13 eine Vergöÿerung auf den Winkelbereich 50◦ ≤ 2θ ≤ 54◦ abgebildet.

Hierbei fällt auf, dass die Platinschicht einen deutlichen Ein�uss auf die kristal-linen Eigenschaften der YIG-Dünnschicht ausübt. Während für die ProbenserieYAG-YIG die Maximalintensität des YIG(444)-Re�exes mit der Schichtdicke zu-nimmt (vgl. Abb.: 4.13(a)), ist diese für die Proben mit zusätzlicher Pt-Schicht vonder YIG-Schichtdicke für dYIG >43 nm unabhängig (vgl. Abb.: 4.13(b)). Ob diesesVerhalten ebenfalls bei den Proben hergestellt auf GGG-Substraten vorhanden ist,lässt sich nicht endgültig klären, da bei diesen Proben die YIG-Re�exe von denGGG-Substraten überlagert ist (vgl. Abb.: 4.4).

31


5 0 ° 5 1 ° 5 2 ° 5 3 ° 5 4 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

YAG

(444)

I (cps

)

2 θ

1 1 n m 3 8 n m 8 1 n m 1 1 1 n m 1 8 5 n m

( a )

YIG (4

44)

Y I GY A G

5 0 ° 5 1 ° 5 2 ° 5 3 ° 5 4 °1 0 0

1 0 1

1 0 2

1 0 3

1 0 4

1 0 5

YAG

(444)

YIG (4

44)

I (cps

)

2 θ

4 3 n m 1 0 4 n m 1 3 7 n m 1 9 7 n m

( b )

P t Y I G

Y A G

Abbildung 4.13: 2θ-ω-Scans im Winkelberich 50◦ ≤ 2θ ≤ 54◦ der (a) YAG-YIG-Proben und (b) YAG-YIG-Pt-Proben, für unterschiedliche YIG-Schichtdicken dYIG.Der groÿe Hauptre�ex rührt in beiden Bildern vom YAG-Substrat her, während derzu kleineren Winkeln hin verschobene Re�ex den YIG-Re�ex darstellt.

Mit Hilfe des 2θ-ω-Winkels der YIG(444) und YIG(888) Re�exe kann unterAnnahme einer kubischen Symmetrie analog zu den Proben auf GGG-Substraten(vgl. Kap.: 4.2.1) über die Bragg-Beziehung die Gitterkonstante der unterschielichenProben berechnet werden. Untersucht man die Abhängigkeit, der so erhaltenen Git-terkonstanten a in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke dYIG, erhält man die Kurvenin Abb. 4.14.Für beide Kurven nähert sich die Gitterkonstante mit wachsender YIG-Schichtdickean den Wert der relaxierten Einheitszelle arelaxiert =1,238 nm an. Der einzigeUnterschied der zusätzlichen Platinschicht scheint eine Vergröÿerung der kristalli-nen Schichtdicke dYIG, ab der die Gitterkonstante der YIG-Dünnschicht ungefährgleich der relaxierten Einheitszelle arelaxiert ist. Während ohne Platin a ≈ arelaxiert abdYIG ≥75 nm ist, gilt dies für Proben mit zusätzlicher Platinschicht ab dYIG ≥125 nm(vgl. Abb.: 4.16).

32


0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 01 , 2 3 8

1 , 2 4 0

1 , 2 4 2

1 , 2 4 4

a (nm

)

d Y I G ( n m )

( a )

Y A GY I G

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 01 , 2 3 8

1 , 2 4 0

1 , 2 4 2

1 , 2 4 4

a (nm

)d Y I G ( n m )

( b )

Y A GY I G

P t

Abbildung 4.14: Gitterkonstante a der YIG-Schicht in Abhängigkeit der SchichtdickedYIG (a) für die YAG-YIG-Proben und (b) für die YAG-YIG-Pt-Proben. a wurdehierfür analog zu Abb. 4.5 aus den 2θ-ω-Scans unter Annahme einer kubischen Sym-metrie errechnet und dYIG aus den Röntgenre�ektometrien (vgl. Abb.: 4.15) extra-hiert. Die Unsicherheit der Gitterkonstante beträgt wie in Abb. 4.5 für alle Proben∆a =0,014 nm. Die gestrichelte rote Linie kennzeichnet die Gitterkonstante desrelaxierten YIGs (arelaxiert =1,238 nm).

Um die, für die jeweiligen Proben angenommenen, YIG-Schichtdicken zu erhaltenwurden Rockingkurven für die einzelnen Proben aufgenommen und daran die YIG-Schichtdicken simuliert. Exemplarisch sind in Abb. 4.15 zwei Re�ektometrien, einefür jede Probenserie, mit ihrer jeweiligen Dickensimulation abgebildet.

33


1 ° 2 ° 3 ° 4 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

1 0 0

( a )

Y Y 5 4

I (c

ps)

2 θ


Y A GY I G

1 ° 2 ° 3 ° 4 ° 5 °1 0 - 5

1 0 - 4

1 0 - 3

1 0 - 2

1 0 - 1

1 0 0

( b )

Y Y 6 1

I (cps

)

2 θ


Y A GY I G

P t

Abbildung 4.15: Messung und Simulation der Re�ektometrie (a) einer YAG-YIG-Probe (YY54, dYIG =38 nm) und (b) einer YAG-YIG-Pt-Probe (YY61,dYIG =43 nm). In (b) erkennt man die Überlagerung der beiden Oszillationen derYIG- und der Pt-Schicht (vgl. Abb.: 4.6).

In Abb. 4.15(b) wird wieder die Überlagerung der YIG-Schichtdickenoszillationdurch die Pt-Schichtdickenoszillation deutlich.Nachdem diese Simulationen auch auf die Rauigkeiten der unterschiedlichen Schich-ten schlieÿen lässt, wurde hier ebenfalls die Rauigkeit in Abhängigkeit der YIG-Dickeuntersucht (vgl. Abb. 4.16).

34


0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0

1

2

r YIG

(nm)

d Y I G ( n m )

R a u h e i t - Y I G ( n m ) R a u h e i t - Y I G ( % )

( a )

Y A GY I G

0 , 0 1

0 , 0 2

0 , 0 3

0 , 0 4

0 , 0 5

rYIG (%)

5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0

1

2

r YIG(nm

)d Y I G ( n m )

R a u h e i t - Y I G ( n m ) R a u h e i t - P t ( n m )

( b )

Y A GY I G

P t

0 , 5

1 , 0

1 , 5

2 , 0

2 , 5 rPt (nm)

Abbildung 4.16: (a) Rauigkeit der YIG-Schicht rYIG für YAG-YIG-Proben in Ab-hängigkeit von dYIG in nm (schwarze Symbole) und prozentual im Verhältnis zurSchichtdicke dYIG (rote Symbole). (b) Rauigkeit der YIG-Schicht rYIG in nm (schwar-ze Symbole) und Pt-Schichtrauigkeit rPt in nm (grüne Symbole) der YAG-YIG-Pt-Proben.

Hier fällt im Gegensatz zu den Proben hergestellt auf GGG-Substraten (vgl.Abb.: 4.7) ein Anstieg der Rauigkeit proportional zu dYIG auf. Dieses Verhaltenzeigen sowohl die Proben ohne Platin, wie auch die Proben mit zusätzlicher Pla-tinschicht. Doch auch wenn die tatsächliche Rauigkeit der Proben zunimmt (vgl.schwarze Symbole in Abb.: 4.16(a)), sinkt die relative Rauigkeit im Vergleich zurYIG-Schichtdicke (vgl. rote Symbole in Abb.: 4.16(a)). In Abb. 4.16(b) steigt zudemdie Platinrauigkeit analog zur YIG-Rauigkeit als Funktion der YIG-Schichtdicke an.Dies ist intuitiv zu erwarten und ein Zeichen dafür, dass das Platin nominell einegeringe Rauigkeit besitzt. Dieses Verhalten der Platinrauigkeit im Bezug auf die YIG-Rauigkeit wurde ebenfalls für die GGG-YIG-Pt Proben beobachtet (vgl. Abb.: 4.7).

35


4.3.2 SQUID-Analyse

Nach der strukturellen Untersuchen mit Hilfe der Röntgenanalyse wurden die Probenmit dem SQUID-Magnetometer bezüglich ihrer magnetischen Eigenschaften unter-sucht. Leider konnten aus zeitlichen Gründen und der Kapazitätsgrenze des SQUID-Magnetometers nicht alle Hysteresekurven der Proben aufgenommen werden, wes-halb im folgenden Abschnitt die magnetischen Eigenschaften nicht aller Proben be-trachtet werden können.Analog zu den Proben hergestellt auf GGG-Substraten wurden aus den erhaltenenHysteresekurven die SättigungsmagnetisierungenMS (vgl. Abb.: 4.17) und die Koer-zitivfeldstärken µ0HC (vgl. Abb.: 4.18) ermittelt und ihre Abhängigkeiten von derYIG-Schichtdicke untersucht.

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 002 04 06 08 0

1 0 0

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 002 04 06 08 0

1 0 0

M S (kA/m

)

d Y I G ( n m )

( a )Y I G

Y A G

M S (kA/m

)

d Y I G ( n m )

( b )

P t Y I G

Y A G

Abbildung 4.17: SättigungsmagnetisierungMS (a) der YAG-YIG-Proben und (b) derYAG-YIG-Pt-Proben in Abhängigkeit der YIG-Schichtdicke dYIG.

Für die Sättignungsmagnetisierung in reinen YIG-Lagen auf YAG-Substraten(vgl. Abb.: 4.17(a)) erhält man einen, von dem Wert MS =100 kA/m kontinuierlichmit wachsender YIG-Dicke langsam abfallenden Wert. Im Gegensatz dazu zeigt dieSättigungsmagnetisierung in YAG-YIG-Pt Proben mit der YIG-Dicke einen steigen-den Verlauf mit zunehmender YIG-Schichtdicke und ab dYIG =90 nm eine konstanteSättigunsmagnetisierung von MS =(90±15) nm (vgl. Abb.: 4.17(b)). Vergleicht mandies mit den Proben auf GGG-Substraten, fällt für reine YIG-Schichten auf, dassder Maximalwert der Sättigungsmagnetisierung für beide Substrate etwa gleich groÿist. Allerdings ist bei den GGG-YIG-Proben für dYIG ≥50 nm keine eindeutigeAbhängigkeit von der YIG-Schichtdicke zu erkennen (vgl. Abb.: 4.8).

36


Für die Koerzitivfeldstärke ergibt sich für beide Probenserien ein ansteigen-der Verlauf mit zunehmender YIG-Schichtdicke (vgl. Abb.: 4.18). Sowohl für dieYIG-Dünn�lme, wie auch die YIG-Pt Bilagen sättigt die Koerzitivfeldstärke abdYIG ≥80 nm bei einem Wert von 4,5mT.

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0012345

0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0012345

µ 0H C (mT

)

d Y I G ( n m )

( a )

µ 0H C (mT

)

d Y I G ( n m )

( b )

Y I GY A G

P t Y I G

Y A G

Abbildung 4.18: Abhängigkeit des Koerzitivfeldes µ0HC von dYIG (a) für die YAG-YIG-Proben und (b) für die YAG-YIG-Pt-Proben.

Dieser Sättigungswert liegt um einiges höher als bei den Proben auf GGG-Substraten (vgl. Abb.: 4.9).

4.3.3 Zusammenfassung der strukturellen und magnetischenEigenschaften der YIG-Dünnschichten und YIG-Pt Bilagen aufY3Al5O12-Substraten

Die beobachteten strukturellen Eigenschaften entsprechen den intuitiv anzu-nehmenden Erwartungen. Die Gitterkonstante relaxiert für beide Dickenserienmit zunehmender YIG-Schichtdicke gegen den erwarteten Relaxationswert vondYIG,relaxiert =1,238 nm (vgl. Abb.: 4.14) und die Rauigkeiten der Schichten wachsenmit zunehmender YIG-Schichtdicke (vgl. Abb.: 4.16) und sind vergleichbar mit derRauigkeit die sich über die AFM-Analyse ergeben haben (vgl. Abb.: 4.11).Im Bezug auf die magnetischen Eigenschaften fällt bezüglich der Sättigungsma-gnetisierung ein deutlicher Unterschied zwischen den YIG-Dünn�lmen und denYIG-Pt Bilagen auf (vgl. Abb.: 4.17). Während für die YAG-YIG-Proben ein leich-ter Abfall der Sättigungsmagnetisierung mit zunemhender YIG-Schichtdicke zuerkennnen ist, steig für die YAG-YIG-Pt Proben die Sättigungsmagnetisierung mitder YIG-Schichtdicke an und nimmt erst ab dYIG =80 nm einen konstanten Wert von

37


MS =(90±15) nm an. Für die Koerzitivfeldstärke ergibt sich für beide Dickenserienein sättigender Verlauf bis zu einem Endwert von 4,5mT (vgl. Abb.: 4.18).

4.4 Diskussion der Ergebnisse bezüglich der SMR-Proben

In diesem Kapitel werden die physikalischen Eigenschaften der einzelnen Probenseri-en kurz zusammengefasst und diskutiert.

Zu den Gitterkonstanten der YIG-Dünnschichten (vgl. Abb.: 4.5, 4.14) ist zubemerken, dass diese für die YIG-Schichtdickenserie auf GGG-Substraten im Rah-men der Unsicherheit bei der Bestimmung der 2θ-Winkels undabhängig von derYIG-Schichtdicke sind (vgl. Abb.: 4.5). Im Gegensatz dazu kommt es für dieProben, welche auf YAG gewachsen wurden, für sehr dünne YIG-Schichten zueiner gröÿeren Abweichung relativ zur relaxierten Gitterkonstante von YIG (vgl.Abb.: 4.14). Mit zunehmender YIG-Schichtdicke nimmt diese Abweichung ab. Dieskann auf die unterschiedlichen Gitterfehlanpassungen zwischen YIG und GGGbeziehungsweise zwischen YIG und YAG zurückgeführt werden (vgl. Kap.: 2.1).Die starke YIG-Schichtdickenabhängigkeit der YIG-Gitterkonstante der YAG-YIGProben kann durch einen Übergang von einem elastisch verspannten Wachstum derYIG-Schicht bei dYIG <25 nm zu einem vollständig relaxierten Wachstum bei YIG-Schichtdicken mit dYIG >125 nm begründet sein. Dies muss aber durch zusätzlicheRöntgendi�raktometrie-Messungen asymmetrischer Re�exe bestätigt werden.

Die Rauigkeitswerte, extrahiert aus den Simulationen der Re�ektometrien, derYIG- beziehungsweise Pt-Dünnschichten auf GGG-Substraten sind kleiner als ca.2 nm und zeigen keine YIG-Schichtdickenabhängigkeit (vgl. Abb.: 4.7). Durch eineAFM-Aufnahme einer solchen GGG-YIG-Probe wird allerdings deutlich, dass sichwährend des Wachstums (110)-Facetten bilden (vgl. Abb.: 4.10). Dies führt zueiner sehr rauen Ober�äche mit einer Rauigkeit von rRMS >10 nm. Im Gegensatzdazu ist die Rauigkeiten ermittelt durch die Röntgenre�ektometriemessungen undAFM-Messungen bei den YIG-Dünnschichten hergestellt auf YAG vergleichbar.Hierbei zeigt sich eine steigende Rauigkeit mit zunehmender YIG-Schichtdicke (vgl.Abb.: 4.16). Dies tri�t sowohl für die YIG-Rauigkeiten, wie auch die Pt-Rauigkeiten,die nur minimal kleinere Werte als die YIG-Rauigkeiten annehmen, zu. Die Platin-rauigkeit ist somit durch die YIG-Rauigkeit bedingt.

Die Sättigungsmagnetisierungen der GGG-YIG Proben sind für YIG-SchichtdickendYIG >50 nm nahezu von der YIG-Schichtdicke unabhängig (vgl. Abb.: 4.8). Hierbeiwurde kein Ein�uss der zusätzlichen Pt-Schicht gefunden. Allerdings wurde einestarke Abnahme der Sättigungsmagnetisierung der YIG-Dünnschicht ohne Platin

38

4.4 Diskussion der Ergebnisse bezüglich der SMR-Proben

für dYIG =25 nm beobachtet. Diese Abnahme ist in den GGG-YIG-Pt Proben nichtzu erkennen. Für die Proben auf YAG-Substraten zeigt sich das umgekehrte Verhal-ten. Während für die YAG-YIG-Proben der Verlauf der Sättigungsmagnetisierungbeinahe konstant ist und somit unabhängig von der YIG-Schichtdicke verläuft, zeigtsich für die YIG-Pt Bilage mit dYIG =50 nm eine deutliche Abnahme der Sättigungs-magnetisierung (vgl. Abb.: 4.8).

Für die Koerzitivfeldstärke kommt es für alle Dickenserien zu einem sättigendenVerlauf (vgl. Abb.: 4.9, 4.18). Die Platinschicht scheint keinen Ein�uss zu haben.Jedoch wird der Sättigungswert durch die Wahl des Substrates beein�usst. Für Pro-ben auf GGG-Substraten liegt dieser deutlich niedriger als für Proben auf YAG-Substraten.

39

Kapitel 5

Zusammenfassung und Ausblick

Y3Fe5O12-Pt (YIG-Pt) Bilagen sind in den letzten Jahren in den Fokus der Forschunggerückt, da in diesen Bilagen ein neuartiger Magnetwiderstand in der Platinschichtentdeckt wurde. Die Untersuchung der elektrischen Transporteigenschaften erfordertallerdings YIG-Pt Proben mit sehr guten strukturellen und magnetischen Eigen-schaften. Deshalb war das Ziel dieser Arbeit die Herstellung und Charakterisierungsowohl von YIG Dünnschcihten als auch von YIG-Pt Bilagen.

Die YIG Dünnschichten wurden mittels gepulster Laserdeposition (PLD) her-gestellt. Für die YIG-Pt Bilagen wurde zusätzlich eine Platin Lage mit Hilfe derElektronstrahlverdampfung (EVAP) auf die YIG Dünnschicht aufgebracht. Sowohldie PLD- als auch die EVAP-Anlage sind Teil eines Ultra-Hochvakuumsystems.Mit diesem kann die Kontamination der YIG-Ober�äche zum Beispiel durch Oxi-dation verringert werden, womit eine sehr gute Grenz�äche zwischen YIG und Pterreicht werden kann. Die dünnen Schichten wurden mittels Röntgendi�raktometrie,atomarer Kraftmikroskopie, SQUID-Magnetometrie und magnetischer Röntgenzir-kulardichroismus charakterisiert.

Der erste Teil der Arbeit befasst sich mit der Herstellung und Charakterisierungeiner YIG-Pt Bilage mit einer Pt-Schichtdicke von 1.6 nm. Diese Probe wurdezum Nachweis eines möglichen induzierten magnetischen Momentes in Pt mittelsder Methode des magnetischen Röntgenzirkulardichroismus verwendet. Bei diesenMessungen wurde kein induziertes Moment in Pt gefunden. Dieses Ergebnis be-stätigt die bisherigen Messungen an YIG-Pt Bilagen mit einer Pt-Schichtdicke vondPt >3 nm, die in den letzten Jahren am Walther Meissner Institut durchgeführtwurden. Im Zuge dieser Arbeit konnte nun ein induziertes magnetisches bei einerPt-Schichtdicke von 1,6 nm ausgeschlossen werden. Dies steht im direkten Wider-spruch zu den kürzlich verö�entlichten experimentellen Daten der Gruppe um C. L.Chien (vgl. Ref.: [5]). Eine genaue Analyse und Vergleich der Absorptionsspektrenlegt eine Oxidation beziehungsweise eine Vermischung zwischen Pt und YIG an derGrenz�äche der Proben von C. L. Chien nahe.

41

Kapitel 5 Zusammenfassung und Ausblick

Bei der weiteren Untersuchung eines induzierten magnetischen Momentes in derPt-Schicht in YIG-Pt Bilagen, besteht der nächste zwingende Schritt den Ursprungdes induzierten magnetischen Momentes in der Messung der Gruppe um C. L.Chien festzustellen. Dies ist notwendig, um die Diskrepanz der unterschiedlichenexperimentellen Ergebnisse zu lösen.

Im zweiten Teil dieser Arbeit werden die Herstellung sowie die strukturellen undmagnetischen Eigenschaften sowohl von YIG Dünnschichten als auch von YIG-PtBilagen mit unterschiedlicher YIG-Schichtdicken diskutiert. Hierbei wurde sowohlGd3Ga5O12 (GGG) wie auch Y3Fe5O12 (YAG) als Substratmaterial verwendet.Röntgendi�raktometrie-Messungen bestätigen, dass kristalline YIG-Dünnschichtenauf beiden Substraten hergestellt werden können. Allerdings zeigt sich, dass diekristalline Qualität der YIG-Schichten auf GGG Substraten deutlich besser ist,als bei der Verwendung von YAG Substraten. Dies ist in der gröÿeren Gitter-fehlanpassung von YIG und YAG im Vergleich zu YIG und GGG zu begründen.Bei der Analyse der Gitterkonstanten, der Rauigkeit wie auch der magnetischenEigenschaften der YIG Schichten und der YIG-Pt Bilagen hergestellt auf GGGSubstraten sind keine eindeutigen Unterschied zu erkennen. Dies zeigt, dass in denYIG-Pt Bilagen auf GGG Substraten eine zusätzliche Pt-Schicht die strukturellenund magnetischen Eigenschaften nicht beein�usst. Durch atomare Kraftmikroskopiekonnte allerdings nachgewiesen werden, dass die Verwendung von GGG Substratenzu einer Facettenbildung während des Wachstumsprozesses führt. Dies resultiert ineiner hohen Ober�ächenrauigkeit. Durch die Verwendung von YAG Substraten solltediese Ober�ächenrekonstruktion unterdrückt werden. Bei den YIG Schichten bzw.den YIG-Pt Bilagen auf YAG wurde ein anderes Verhalten der strukturellen Eigen-schaften als Funktion der YIG-Schichtdicke im Vergleich zu den dünnen Schichtenauf GGG beobachtet. Hierbei zeigt die Gitterkonstante eine deutliche Abhängigkeitvon der YIG-Schichtdicke. Um Aussagen über einen Unterschied der magnetischenEigenschaften tre�en zu können, müssen diesbezüglich weitere Proben auf YAGSubstraten magnetisch untersucht werden.

Weiterführend ist in Zukunft die Charakterisierung der hergestellten Proben hin-sichtlich der elektrischen Transporteigenschaften zwingend erforderlich. Weiterhinkann möglicherweise die Bildung der beobachteten Facetten bei der Benutzung von[111]-orientierten GGG Substraten durch die Verwendung einer [110]- bzw. [001]-Orientierung verringert oder sogar unterdrückt werden.

42

Anhang A

Probenliste

Auf der folgenden Seite ist die Probenübersicht der hergestellten Proben abgebildet.Hier sind die Namen, die verschiedenen PLD-Pulsfolgen und die Erhaltenen Schicht-dicken abzulesen. Die Proben wurden hierfür in erster Linie nach dem Substrat (erstGGG und dann YAG) geordnet. In zweiter Instanz war das Vorhandensein einerPlatindicke relevant und schlieÿlich die YIG-Dicke.

43

Anhang A Probenliste

Abbildung A.1: Probenliste44

Literaturverzeichnis

[1] Weiler, Mathias, Matthias Althammer, Franz D. Czeschka, HansHuebl,Martin S. Wagner,Matthias Opel, Inga-Mareen Imort, Gün-ter Reiss,Andy Thomas,Rudolf Gross und Sebastian T. B. Goennen-wein: Local Charge and Spin Currents in Magnetothermal Landscapes. Phys.Rev. Lett., 108:106602, Mar 2012.

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Danksagung

Am Ende meiner Arbeit möchte ich mich noch eindringlich bei Allen bedanken, diemich während meiner Tätigkeit am Walther Meissner Institut und bei der Anferti-gung dieser Arbeit unterstützt haben.Ein besonderer Dank geht an:

Prof. Dr. Rudolf Gross für die Möglichkeit, meine Bachelorarbeit am namhaftenWalther Meissner Institut absolvieren zu dürfen.

Dr. Stephan Geprägs, der während der gesamten Arbeit bei Problemen aller Artimmer sofort mit Rat und Tat zur Stelle war und auf alle Fragen geduldig eineausführliche Antwort geben konnte. Zudem danke ich Ihm für seine Unterstützungim Bezug auf die Fertigstellung der Arbeit mir weiterhin mit Tipps und Verbes-serungsvorschlägen geholfen zu haben, diese zu einem erfolgreichen Abschluss zubringen.

Dr. Matthias Opel für Seine Einführung und Hilfe bezüglich der Verwendung derRöntgenanlage.

Dipl. Phys. Sibylle Meyer für die Einführung in die Verwendung der verwendetenFabrikationstechniken und Unterstützung bei auftretenden Problemen.

M. Sc. Thomas Brenninger, der immer dafür sorgte, dass die Prozessanlagen tech-nisch einwandfrei funktionierten und bei technischen Problemen jeder Zeit zur Stellewar.

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Herstellung und Charakterisierung von Y3Fe5O12-Pt Bilagen für … · 2014. 10. 12. · echnischeT Universität München Fakultät für Physik Walther-Meiÿner-Institut für Tieftemperaturforschung