Director de proiect: Stanciu Anda-Elena

Mentor: Crisan Adrian

Etapa I - Raportul stiintific si tehnic

Rezumatul etapei: Scopul acestei etape a constat in prepararea si studierea proprietatilor morfo-structurale si magnetice ale unor compusi intermetalici pamant rar – metal de tranzitie (RE-TM) sub forma de benzi in vederea stabilirii sistemelor potrivite pentru utilizarea lor in structuri magneto-rezistive, care vor fi investigate in functie de dispunerea liniara sau elicoidala a acestora. Pentru a optimiza proprietatile lor magnetice se iau in considerare metode intrinseci (compozitia elementala, concentratie) si ulterior metode extrinseci (dimensionalitate, dispunere, chiralitate). In sistemele RE-TM, care au frecvent un aranjament ferimagnetic, controlul proprietatilor magnetice intrinseci este facilitat de magnetismul elementelor de pamant rar RE, determinat de orbitalii 4f localizati in vecinatatea nucleului pe o distanta de 10% din raza atomica.

Descrierea stiintifica si tehnica: In aceasta etapa scopul a fost atins, s-au preparat si s-au studiat proprietatile magnetice ale sistemelor de benzi intermetalice de tipul RE-TM pentru diferite compozitii si concentratii in jurul punctului de compensare a magnetizarii (concentratia la care magentizarile corespunzatoare celor doua sub-retele, pamant rar RE si metal de tranzitie TM, cuplate anti-feromagnetic sunt aproximativ egale). Dy are structura de spin speromagnetica (L ≠ 0), iar interactiile de schimb Fe-Dy conduc la formarea unei structuri de spin asperomagnetice. Concentratia de compensare a magnetizarii s-a estimat considerand un moment magnetic al Dy mai mic decat cel teoretic (12.5 µ_B) pentru a tine cont de necoliniaritatea structurii de spin. Astfel, s-au considerat sistemele Fe₇₉Dy₂₁ si Fe₆₅Dy₃₅, cu retea magnetica dominanta  a Fe, respectiv a Dy. Gd este un ion izotrop (L = 0) avand structura de spin feromagnetica. Cuplajul dintre Fe si Gd este antiferomagnetic, rezultand o structura de spin liniara care introduce existenta unui punct de compensare a magnetizarii calculat in functie de momentele magnetice ale atomilor izolati de Fe (2 µ_B) , respectiv Gd (7 µ_B) obtinute cu regulile lui Hund. Sistemul de benzi Fe-Gd considerat in aceasta etapa este  Fe₇₀Gd₃₀ in care reteaua dominanta este cea a Gd. Pentru comparatie a fost preparat un system de benzi TM-TM-RE: Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ cu concentratie de Fe similara sistemelor RE-TM.

Benzile au fost preparate prin metoda solidificarii ultra-rapide in atmosfera protectoare de Ar. Pentru a asigura omogenitatea probelor s-au realizat intr-un prim pas prealiaje prin topirea in arc electric a elementelor componente. In al doilea pas, pre-aliajele au fost retopite prin inductie si racite ultrarapid pe un tambur rotator. Avantajul topirii ultrarapide consta in obtinerea unor benzi ce contin la temperatura camerei faze cu proprietati morfo-structurale de neechilibru specifice  doar temperaturilor inalte. Parametrii de preparare a benzilor sunt prezentati in tabelul 1.

Tabelul 1

Analiza elementala a difractogramelor probelor Fe₆₅Dy₃₅, Fe₇₀Gd₃₀ si Fe₇₈Ni₁₇Co₃B_2, prezentate in Figura 1, s-a realizat folosind programul software DIFFRAC.EVA [1]. Pentru sistemul Fe₆₅Dy₃₅ s-a dentificatat o faza cristalina cubica (DyFe₂) avand constanta de retea 7.323 Å. Sistemele Fe₇₀Gd₃₀ si Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ prezinta atat o componenta amorfa cat si faze cristaline. Faza cristalina (GdFe₂)  identificata in cazul benzilor Fe₇₀Gd₃₀ are structura cubica si constanta de retea de 7.39 Å. Faza cristalina obtinuta in cazul benzilor Fe₇₈Ni₁₇Co₃B₂ este o solutie solida cu formula Fe_0.72Ni_0.28 avand structura cubica si constanta de retea de 2.86 Å. Imaginile de microscopie optica arata formarea benzilor cu suprafata rugoasa, cat si o tendinta de texturare la scala micrometrica pe directia longitudinala a benzilor.

Figura 1

Caracterizarea magnetica a benzilor s-a realizat prin masuratori de magnetometrie tip SQUID (Superconducting Quantum Interference Device). Curbele de histerezis ale probelor Fe₆₅Dy₃₅, Fe₇₉Dy₂₁ si Fe₇₈Ni₁₇Co₃B₂ si curbele termo-magnetice sunt reprezentate in Figura 2.

Figura 2

Curbele de histerezis se inchid la diferite valori ale campului aplicat de ordinul 10⁴ Oe in functie de temperatura. De asemenea, forma inclinata asemanatoare unor paralelograme a curbelor de histerezis ale benzilor Fe₆₅Dy₃₅ si Fe₇₉Dy₂₁ indica necoliniaritatea momentelor magnetice si se observa existenta a doua faze magnetice cu camp coercitiv diferit: 5 kOe si 28 kOe la 10 K in cazul sistemului Fe₆₅Dy₃₅ si 2 kOe si 28 kOe la 10 K in cazul sistemului Fe₇₉Dy₂₁. Fazele magnetice diferite si necoliniaritatea momentelor magnetice pot fi asociate unor configuratii morfo-structurale medii locale cu diverse concentratii TM/RE. Curbele de histerezis ale benzilor Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ arata caracterul soft-magnetic al aliajului. Curbele se satureaza intr-un camp aplicat de 5 kOe. Magnetizarea de saturatie este aproximativ 180 emu/g. Campul coercitiv, mai mic de 0.1 kOe, variaza nesemnificativ cu temperatura. Curbele de histerezis inregistrate la diferite temperaturi indica o scadere a momentului magnetic cu temperatura in intervalul (10 K – 300 K) in cazul benzilor Fe₆₅Dy₃₅ si o evolutie cu temperatura a momentului magnetic care prezinta un maxim la aproximativ 50 K in cazul benzilor Fe₇₉Dy₂₁. Dependenta de temperatura a momentului magnetic net in compusii intermetalici RE-TM se explica in functie de concentratie si de dependenta de temperatura a magnetizarii sub-retelelor RE, respectiv TM [2].

Structura atomica locala si interactiile magnetice in sistemele Fe₇₉Dy₂₁ ((I) a) si Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ au fost investigate prin Spectroscopie Mössbauer de Transmisie (TMS) la diferite temperaturi in intervalul (6 K – 300 K). Spectrele inregistrate la 300 K pentru benzile Fe₇₉Dy₂₁ si Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ sunt prezentate in figura 3 (I) (a) si, respectiv (b). Evolutia parametrilor hiperfini cu temperatura este redata in figura 3 (II).

Figura 3

Spectrele TMS au fost fitate cu o distributie de camp hiperfin care cuprinde sub infasuratoare atat contributii ale componentei cristaline cat si ale celei amorfe. Spectrele prezinta linii largi care se suprapun la temperatura camerei in cazul benzilor Fe₇₉Dy₂₁ spre deosebire de cel al benzilor Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂. Distributia de camp hiperfin este mai larga in sistemul Fe₇₉Dy₂₁ decat in sistemul Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B_2. Valoarea maxima a campului hiperfin este mai scazuta decat a Fe metalic in sistemul Fe₇₉Dy₂₁, consecinta a polarizarii electronilor s ai Fe fie de catre momentul magnetic propriu, fie de catre momentele magnetice invecinate. Valoarea maxima a campului hiperfin este mai mare decat a Fe metalic in sistemul Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ indicand o localizare crescuta a electronilor in jurul nucleului de Fe ca urmare a modificarii distantei interatomice a Fe in compusul intermetalic. Valorile IS sunt raportate relativ la deplasarea izomera a Fe metalic. Deplasarea izomera corespunde Fe amorf in Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ [3] si are o valoare apropiata de a Fe metalic in Fe₇₉Dy₂₁, specific aliajelor intermetalice RE-TM [4]. Parametrul A₂₃ demonstreaza existenta unei faze magnetice cu orientare in afara planului benzilor.

Concluzie: Au fost preparate benzi RE-TM cu diferite compozitii si concentratii in jurul punctului de compensare a magnetizarii si au fost studiate proprietatile morfo-structurale,  magnetice si de structura atomica locala ale acestora, realizand obiectivele etapei. Pentru a obtine structuri magneto-rezistive, sunt necesare sisteme cu anizotropie magnetica in plan. In etapa urmatoare se va incerca inducerea anizotropiei magnetice in plan facand uz de anizotropia de forma. Astfel, pentru realizarea sistemelor magneto-rezistive se vor considera fire de diferite compozitii, cu diametru de ordinul zecilor de microni si lungimi de ordinul mm.

Referinte:

[1] https://www.bruker.com/products/x-ray-diffraction-and-elemental-analysis/x-ray-diffraction/xrd-software/eva.html

[2] Stanciu, A. E., et al. (2020). Unexpected magneto-functionalities of amorphous Fe-Gd thin films crossing the magnetization compensation point. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 498, 166173.

[3] G. Xiao, C. L. Chien, J. Appl. Phys., 61 8 (1987)

[4] Greenwood, N. N. (2012). Mössbauer spectroscopy. Springer Science & Business Media.

Etapa II - Raportul stiintific si tehnic

Rezumatul etapei: Pentru a optimiza proprietatile magnetice ale sistemelor sutdiate, s-au luat in considerare metode intrinseci (compozitia elementala, concentratie) si ulterior metode extrinseci (dimensionalitate, dispunere, chiralitate). In sistemele RE-TM cu aranjament ferimagnetic, controlul proprietatilor magnetice intrinseci este facilitat de magnetismul elementelor de pamant rar RE, determinat de orbitalii 4f localizati in vecinatatea nucleului. S-au preparat compusi intermetalici RE- TM cu adaos de B pentru a obtine sisteme cu structura omogena si mai stabila prin interactia B-metal pentru o mai buna controlare a proprietatilor magnetice. Sistemele intermetalice au fost preparate sub forma de benzi si de fire micrometrice prin solidificare ultrarapida. Aceste sisteme au fost studiate din punct de vedere morfo-structural si magnetic. Pentru a obtine structuri magneto-rezistive histeretice de- a lungul benzilor sau firelor, sunt necesare sisteme cu anizotropie magnetica in plan. S-a incercat inducerea anizotropiei magnetice pe directia de curgere a curentului facand uz de anizotropia de forma. Aceasta s-a realizat prin considerarea de fire intermetalice cu compozitie similara cu cea a benzilor si cu diametre micronice. Firele micrometrice prezinta o anizotropie de forma mai pronuntata decat in cazul benzilor, data de constitutia lor 1D. Asadar, s-au studiat proprietatile MR ale firelor micrometrice in forma liniara si elicoidala.

Descrierea stiintifica si tehnica: In aceasta etapa scopul a fost atins, s-au preparat si s-au studiat proprietatile magnetice ale sistemelor de benzi intermetalice de tipul RE-TM pentru diferite compozitii si concentratii in jurul punctului de compensare a magnetizarii (concentratia la care magentizarile corespunzatoare celor doua sub-retele, pamant rar RE si metal de tranzitie TM, cuplate anti- feromagnetic sunt aproximativ egale). Dy are structura de spin speromagnetica (L ≠ 0), iar interactiile de schimb Fe-Dy conduc la formarea unei structuri de spin asperomagnetice. Concentratia de compensare a magnetizarii s-a estimat considerand un moment magnetic al Dy mai mic decat cel teoretic (12.5 µ_B) pentru a tine cont de necoliniaritatea structurii de spin. Astfel, s-au considerat sistemele, Fe₅₂Dy₂₈B₂₀, Fe₆₃Dy₁₇B₂₀, cu retea magnetica dominanta a Dy, respectiv a Fe. Gd este un ion izotrop (L = 0) avand structura de spin feromagnetica. Cuplajul dintre Fe si Gd este antiferomagnetic, rezultand o structura de spin liniara care introduce existenta unui punct de compensare a magnetizarii calculat in functie de momentele magnetice ale ionilor izolati de Fe (2 µ_B) , respectiv Gd (7 µ_B) obtinute cu regulile lui Hund. Sistemele de benzi Fe-Gd considerate in aceasta etapa sunt: Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ si Fe₆₇Gd₁₃B₂₀, reteaua dominanta a Gd fiind in sistemul Fe₆₅Gd₁₅B₂₀. Pentru comparatie a fost preparat un system de benzi si fire micrometrice TM-TM-RE: Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂.

Benzile si firele micrometrice au fost preparate prin metoda solidificarii ultra-rapide in atmosfera protectoare de Ar. Pentru a asigura omogenitatea probelor s-au realizat intr-un prim pas prealiaje prin topirea in arc electric a elementelor componente. In al doilea pas, pre-aliajele au fost topite in inductie si racite ultrarapid pe un tambur rotator. Avantajul topirii ultrarapide consta in obtinerea unor benzi in care faza structurala stabila la temperaturi inalte a fost inghetata la temperatura  camerei. Parametrii de preparare a benzilor sunt prezentati in tabelul 1.

Tabel 1. Parametrii de preparare a benzilor

Analiza elementala a difractogramelor benzilor Fe₆₅Gd₁₅B₂₀, Fe₅₂Dy₂₈B₂₀, Fe₆₃Dy₁₇B₂₀ si Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ prezentate in Figura 1, s-a realizat folosind programul software DIFFRAC.EVA [1]. Se evidentiaza caracterul amorf al benzilor. S-au identificat faze unice Fe-Dy in benzile Fe₅₂Dy₂₈B₂₀ si Fe₆₃Dy₁₇B₂₀. Difractograma obtinuta in cazul benzilor Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ indica formarea unei faze de Fe- Ni.

Figura 1. Difractogramele benzilor Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ (a), Fe₅₂Dy₂₈B₂₀ (b), Fe₆₃Dy₁₇B₂₀ (c) si Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B_2.

Structura atomica locala si interactiile magnetice in sistemele Fe₆₅Gd₁₅B₂₀, Fe₆₇Gd₁₃B₂₀, Fe₅₂Dy₂₈B₂₀, Fe₆₃Dy₁₇B₂₀ au fost investigate prin Spectroscopie Mössbauer de Transmisie (TMS) la temperatura camerei (RT). Spectrele inregistrate sunt prezentate in figura 2.

Figura 2. Spectre TMS la temperatura camerei inregistrate pe benzile Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ (a), Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ (b) (I) si Fe₅₂Dy₂₈B₂₀ (a), Fe₆₃Dy₁₇B₂₀ (b) (II).

Spectrele TM au fost fitate cu o distributie de camp hiperfin. Valorile medii ale parametrilor hiperfini (Deplasare izomera (IS), despicare cuadrupolara (QS), camp hiperfin (BHF), raportul intensitatilor liniilor spectrale 2 si 3 (A23)) obtinuti prin fitarea spectrelor cu metoda celor mai mici patrate sunt prezentate in Tabelul 2.

Tabelul 2. Parametrii hiperfini obtinuti prin fitarea cu metoda celor mai mici patrate ale spectrelor benzilor Fe₆₅Gd₁₅B₂₀, Fe₆₇Gd₁₃B₂₀, Fe₅₂Dy₂₈B₂₀ si Fe₆₃Dy₁₇B₂₀.

Potrivit datelor prezentate mai sus, despicarea magnetica (si implicit campul magnetic hiperfin al Fe) este crescut cu cresterea concentratiei de Fe. Cresterea campului hiperfin cu cresterea concentratiei de Fe poate avea doua origini: (1) reconfigurarea densitatii electronice de stari a Fe datorita prezentei unui numar crescut de vecini RE si (2) o relaxare magnetica mult crescuta a spinilor Fe la RT atunci cand se creste concentratia de RE. Intr-un studiu anterior [2] scaderea campului hiperfin in compusi intermetalici Fe-Gd s-a explicat (pe baza unor calcule DFT (Density Functional Theory) si a masuratorilor de efect Kerr magneto-optic) prin relaxarea magnetica mult crescuta in probele cu concentratie mai mica de Fe. Deplasarea izomera medie este foarte aproape de 0.0 mm/s pentru toate probele si este specifica Fe amorf [3]. Despicarea cuadrupolara medie foarte apropiata de 0.0 mm/s este de asemenea specifica Fe amorf. Parametrul A23 ofera informatii despre orientarea momentului magnetic al Fe fata de directia radiatiei γ. Valoarea maxima A23 = 4 in aceasta geometrie de masura (radiatie incidenta perpendicular pe planul probei) se atribuie spinilor Fe cu orientare in plan. Valoarea minima A23 = 0 se atribuie spinilor Fe perpendiculari pe planul probei. Se observa ca A23 este aproximativ 3 in cazul sistemelor Fe-Gd-B si aproximativ 2 in cazul sistemelor Fe-Dy-B.

Sistemele pe baza de Gd au fost caracterizate din punct de vedere magnetic si morfo-structural prin Microscopie de Forta Atomica/Microscopie de Forta Magnetica AFM/MFM. Imaginile AFM/MFM sunt prezentate in Figurile 3-5. Imaginile MFM au aratat un contrast magnetic mai slab la concentratii scazute de Fe. Contrastul magnetic crescut indica existenta unor componente de spin in afara planului. Se poate observa ca sistemul Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ prezinta o structura de domenii magnetice pronuntate in jurul unor defecte, la frontiera unor domenii lai largi, cu contrast mai putin pronuntat, dat de o posibila orientare a magnetizarii in planul sau putin deviata de planul probei. Mai mult, o invesare a contrastului pentru domeniile din jurul defectelor se observa la aplicarea unui camp magnetic. Sistemul Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ prezinta in stare initiala (fara aplicarea unui camp magnetic) formarea unor domenii magnetice cu dimensiuni de aproximativ 10 μm. Pentru a investiga tendinta de texturare in cazul sistemului Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ s-a aplicat un camp magnetic de 4 kOe perpendicular pe planul probei. Prin aplicarea campului de 4 kOe contrastul magnetic s-a micsorat fata de starea initiala, dar structura de domenii si a peretilor de domenii care sunt foarte bine conturati se schimba semnificativ.

Figura 3. Imagini AFM/MFM inregistrate pe sistemul Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ evidentiind evolutia si inversarea orientarii domeniilor magnetice dupa aplicarea unui camp magnetic.

Caracterizarea magnetica a benzilor s-a realizat prin masuratori de magnetometrie SQUID (Superconducting Quantum Interference Device). Curbele de histerezis inregistrate in geometrie longitudinala la temperaturi intre 10 K si 300 K, precum si curbele termomagnetice sunt prezentate in Figurile 4 si 5. In cazul sistemului Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ curbele de histerezis masuratorile pentru valori ale campului aplicat de ordinul a 104 Oe in functie de temperatura indica o inchidere la temperatura camerei.. In acest camp magnetic aplicat exista o componenta magnetica in afara planului benzilor. De asemenea, forma inclinata asemanatoare unor paralelograme a curbelor de histerezis ale benzilor Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ indica necoliniaritatea momentelor magnetice sau o dezaliniere in raport cu directia campului si a axei de anizotropie. Campul coercitiv scade cu temperatura de la 1.2 T la 10 K la 5 Oe la 300 K. Curbele de histerezis inregistrate la diferite temperaturi indica o scadere a momentului magnetic (in intervalul 10 K – 200 K) cu un minim in jurul valorii de 200 K. Momentul magnetic la 300 K este crescut fata de cel obtinut la 200 K.

Figura 4. Imagini AFM/MFM inregistrate in diferite zone pe sistemul Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ fara camp aplicat (A). Imagini AFM/MFM inregistrate intr-o zona pe sistemul Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ inainte si dupa aplicarea unui camp magnetic de 4 kOe (B).

Dependenta de temperatura a momentului magnetic net in compusii intermetalici RE-TM se explica in functie de concentratie si de dependenta de temperatura a magnetizarii sub-retelelor RE, respectiv TM [2]. Interactiile de schimb TM-TM si RE-RE in perechile Fe-Fe si Gd-Gd rezulta intr-o aliniere paralela a momentelor magnetice ale Fe si Gd, dar antiparalela intre Fe si Gd (datorita cuplajului antiferomagnetic al momentelor atomilor de TM si RE). In functie de concentratie si de dependenta de temperatura specifica magnetizarii fiecarei subretele, momentul magnetic net poate fi diminuat in cel mai inalt grad la o temperatura numita temperatura de compensare la care magnetizarile corespunzatoare celor doua subretele devin egale sau aproape egale. Curba termomagnetica (colectata intr-un camp aplicat de 500 Oe) a sistemelui Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ arata un moment magnetic net nul la 200 K indicand temperatura de compensare a magnetizarii.

Figura 5. Curbe de histerezis inregistrate pentru sistemului Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ colectate la diferite temperaturi; in inset sunt prezentate curbele de histerezis intr-un interval de camp aplicat mai mic de 1.5 T (a). Curba termomagnetica inregistrata pentru sistemul Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ in camp aplicat de 500 Oe.

Curbele de histerezis obtinute in cazul sistemului Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ (Figura 6) arata caracterul soft- magnetic al aliajului. Campul coercitiv, mai mic de 0.1 kOe, nu variaza cu temperatura. Curbele de histerezis inregistrate la diferite temperaturi indica o crestere a momentului magnetic net in intervalul 10 K – 300 K. Curbele se satureaza intr-un camp aplicat de 1 T. Magnetizarea de saturatie este aproximativ 37 emu/g la 10 K si 44 emu/g la 300 K. Aceste rezultate corespund curbelor termomagnetice (colectate intr-un camp aplicat de 500 Oe). Curba termomagnetica a sistemului Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ este specifica scaderii mai rapide a magnetizarii subretelei de contributie mai mica (Gd) la cresterea temperaturii.

Figura 6. Curbe de histerezis inregistrate pentru sistemului Fe₆₇Gd₁₃B₂₀ colectate la diferite temperaturi; in inset sunt prezentate curbele de histerezis intr-un interval de camp aplicat mai mic de 1.5 T (a). Curba termomagnetica inregistrata pentru sistemul Fe₆₅Gd₁₅B₂₀ in camp aplicat de 500 Oe.

S-a incercat inducerea anizotropiei magnetice pe directia de curgere a curentului (necesara pentru obtinerea de structuri magneto-rezistive) facand uz de anizotropia de forma. Astfel au fost considerate fire intermetalice de compozitie similara cu a sistemului Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂, cu diametre micronice. Firele micrometrice si structurile elicoidale din fire micrometrice au fost realizate in colaborare cu Micro Nano Tech Srl. Pentru investigatii complexe (in vederea realizarii structurilor magneto-rezistive) s-a selectat un fir cu diametru interior d = 8.5 μm, acoperit cu un strat izolator de sticla, diametrul exterior (D) fiind de 17 μm. Firele micrometrice prezinta o anizotropie de forma mai pronuntata decat in cazul benzilor.

Figura 7. Schita a structurii elicoidale preparata din fir micrometric Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ (a) si schita care prezinta dimensiunile structurii elicoidale (b).

Modelarea 3D a structurii elicoidale si calculul densitatii de flux magnetic bazat pe metoda elementelor finite s-a realizat folosind programul software COMSOL Multiphysics™. Simularile au fost realizate folosind dimensiunile structurii elicoidale, dar considerand un fir de Cu, pentru vizualizarea campului magnetic rezultat in bobina electromagnet. Distributia de camp magnetic 3D este prezentata in Figura 8 (a) in care poate fi vizualizata distributia densitatii de flux magnetic intr-o sectiune transversala a structurii elicoidale. Densitatea de flux magnetic axiala si radiala este prezentata in Figura 8 (b) si, respectiv (c).

Figura 8. Distributia de camp magnetic intr-o sectiune transversala a unei structuri elicoidale (a); Densitatea de flux magnetic axiala (b) si radiala (c).

S-au studiat interactiile magnetice si proprietatile de structura atomica locala ale unui sistem elicoidal realizat din fir micrometric cu compozitia Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂ prin TMS. Spectrul TM obtinut la 300 K este prezentat in Figura 9.

Figura 9. Spectru TM al sistemului elicoidal din fir micrometric Fe₇₈Ni₁₇Gd₃B₂.

Spectrul TM a fost fitat cu o distributie de camp hiperfin. Distributia de camp hiperfin obtinuta este specifica unei faze bcc Fe₈₀Ni₂₀. Deplasarea izomera este 0.3 mm/s. Raportul intensitatilor liniilor spectrale 2 si 3 indica o orientare a momentului magnetic net la 60o fata de directia radiatiei incidente. Proprietatile magnetice ale firului micrometric Fe-Ni au fost investigate prin magnetometrie SQUID. Curbele termomagnetice inregistrate intr-un camp aplicat de 1 kOe sunt prezentate in Figura 10. Momentul magnetic net scade cu cresterea temperaturii.

Figura 10. Curbe termomagnetice colectate intr-un camp de 1 kOe in geometrie longitudinala (a) si transversala (b). In inset sunt reprezentate curbele de histerezis la diferite temperaturi in intervalul 10 K – 300 K corespunzatoare geometriei de masura.

Figura 11. Curbe de histerezis inregistrate la 10 K (a), 200 K (b) si 300 K (c) in geometrie longitudinala si transversala. In inset sunt prezentate curbele de histerezis intr-un interval redus de camp in jurul originii.

Curbele de histerezis la diferite temperaturi inregistrate in geometrie longitudinala si transversala (prezentate in Figura 11) sunt specifice sistemelor soft-magnetice. Momentul magnetic este mai mare in geometrie transversala decat in geometrie longitudinala. Curbele se satureaza intr-un camp aplicat de 1 T, atat in cazul geometriei longitudinale, cat si in cazul geometriei transversale. Un studiu anterior a evidentiat prevalenta anizotropiei circumferentiale asupra celei longitudinale in cazul firelor micrometrice magnetice, explicata prin formarea unei structurii de domenii magnetice circulare [4].

Proprietatile MR ale firului Fe-Ni au fost investigate masurand rezistenta electrica folosind metoda celor patru puncte in prezenta unui camp aplicat. S-a aplicat un curent cu amplitudine de 0.5 mA si frecventa 2 Hz. S-a studiat in mod comparativ efectul MR al firului Fe-Ni in forma liniara si in forma elicoidala. Curbele MR masurate in geometrie longitudinala si perpendiculara (camp magnetic aplicat axial, pe directia de curgere a curentului) sunt prezentate in Figurile 12, respectiv 13.

Figura 12. Curbe MR inregistrate in geometr ale firului micrometric in forma liniara si elicoidala.

Proprietatile MR pot fi explicate pe baza competitiei dintre anizotropia de forma si campul aplicat. In cazul structurii elicoidale anizotropia de forma favorizeaza orientarea momentelor magnetice in directie tangentiala a traiectoriei elicoidale [5]. Efectul MR este de doua ori mai mare in cazul formei elicoidale comparativ cu forma liniara posibil datorita efectelor magnetostrictive si de camp magnetic indus de structura elicoidala.

Figura 13. Curbe MR inregistrate in geometrie perpendiculara ale firului micrometric in forma liniara si elicoidala.

In cazul geometriei perpendiculare (camp aplicat perpendicular pe axa), efectul MR al structurii elicoidale este asemanator cu cel obtinut in cazul formei liniare. Este de notat existenta unor minime in jurul originii in curba MR (geometrie longitudinala) a firului in forma liniara si in curba MR (geometrie perpendiculara) a structurii elicoidale.

Pentru controlul indirect al proprietatilor MR, s-au considerat sisteme multistrat supraconductor/izolator/strat magnetic care, prin intermediul campului captat de supraconductor, sa modifice efectul MR in stratul magnetic. Sistemul MgB₂ a fost ales ca strat supraconductor care sa capteze camp magnetic deoarece este recunoscut ca un bun candidat pentru aplicatii supraconductoare: este disponibil comercial si este un material relativ ieftin, poate fi produs sub diferite geometrii, are o lungime de coerenta mare fiind potrivit pentru aplicatii ale supraconductorilor de temperatura inalta. Intervalul de temperatura pentru aplicatii supraconductoare ale sistemului MgB₂ este apropiat de 20 K unde (datorita campului de ireversibilitate mare si densitatii de curent critic) poate concura atat cu supraconductorii de temperatura joasa cat si cu cei de temperatura inalta. Studii anterioare au aratat posibilitatea captarii unui camp magnetic de 7 T la 5 K intr-un sistem MgB₂ [6]. Cel mai intens camp magnetic captat pentru un magnet supraconductor volumic a fost 4.6 T la 14 K [7] sau 5.4 T la 12 K [8].

S-au preparat straturi supraconductoare MgB₂ prin sinterizare cu descarcare in plasma. Pudra de MgB2 (LTS Laboratories Inc., US) a fost pusa in pulbere de grafit si procesata prin Spark Plasma Sintering (SPS, FCT Systeme GmbH - HP D5, Germany) la temperatura de 1150 oC timp de 3 min. Rata de incalzire a fost de 110C/min, iar presiunea maxima aplicata pe pulberea de grafit cu diametrul 20 de mm a fost de 95MPa. S-a obtinut un disc cu diametrul de 20 mm si 3,5 mm grosime. Prin taierea si polizarea discului s-au obtinut 4 prisme dreptunghiulare cu dimensiunea 3 x 3 x 10 mm, notate S1, S2, S3, S4. Suprafata de depunere a fost polizata metalografic pana la 4000 mesh. Pentru o mai buna comparare, proprietatile magneto-rezistive ale sistemelor multistrat se vor investiga concomitent cu cele ale sistemelor chirale cu miez supraconductor.

Figura 14. Difractograma probei S1_Fe (a); curba XRR experimentala (linia neagra) si teoretica (linia rosie) a sistemului Fe depus pe Si oxidat (b); parametrii geometrici obtinuti prin fitul curbei XRR (c)

Pe substratul supraconductor S1 si pe substrat de Si oxidat s-a depus un strat izolator de MgO dintr-o tinta de MgO prin pulverizare cu magnetron in atmosfera de argon-oxigen (6.5*10-3 torr). Pulverizarea s-a realizat cu o putere de 60 W, timp de 8 minute la 22 oC. Stratul de Fe s-a depus prin pulverizare cu magnetron in atmosfera de argon (5.8*10-3 torr) cu o putere de depunere de 30 W, timp de 10 minute la 22 oC. Proba a fost notata S1_Fe. Caracterizarea structurala a probei S1_Fe s-a realizat prin difractie de raze X (XRD). Structura geometrica a sistemului Fe depus pe Si oxidat a fost analizata prin reflectometrie de raze X. Difractograma probei S1_Fe, curba XRR (a sistemului depus pe Si oxidat) fitata folosind programul LAPTOS si profilul geometric al sistemului sunt prezentate in Figura 14. Difractograma arata ca structura probei S1_Fe consta in faze cristaline MgB_2, MgO, Fe si MgB₄. Prin fitarea curbei XRR s-a obtinut grosimea stratului izolator MgO de 97 nm si a stratului de Fe de 40 nm.

Figura 15. Imagini SEM (A) si harti elementale (B) ale sistemului multistrat MgB_2/MgO.

Imaginile SEM (Scanning Electron Microscopy) prezentate in Figura 15 (A) arata formarea stratului izolator MgO uniforma, continua, conditie necesara pentru realizarea caracterizarii MR a stratului magnetic. Hartile elementale prezentate in Figura 15 (B) sustin distribuirile elementale uniforme in volumul probei.

Proprietatile magnetice ale substraturilor supraconductoare S1-S4 au fost investigate prin magnetometrie SQUID. Curbele ZFC-FC (zero field cooled – field cooled) si curbele de histerezis achizitionate la diferite valori ale temperaturii in intervalul 20 K – 45 K ale acestor probe sunt prezentate in Figurile 16-20. Curbele termomagnetice au fost achizitionate racind proba de la o temperatura mai mare decat temperatura de tranzitie la temperatura de lucru in absenta unui camp aplicat. Ulterior s-a aplicat un camp de 100 Oe si s-au inregistrat curbele termomagnetice.

Figura 16. Curbe ZFC-FC ale probelor S1-S4 (a) si ale probei S1_Fe (b) inregistrate intr-un camp aplicat de 100 Oe.

Figura 17. Curba ZFC-FC a probei S1 inregistrata la 20 K (a); Densitatea de curent critic la 20 K in functie de campul aplicat (b); Curbe de histerezis ale probei S1 la 35 K (c) si 45 K (d).

Figura 18. Curbe de histerezis ale probei S2 la 20 K (a), 35 K (b) si 45 K (c).

Figura 19. Curbe de histerezis ale probei S3 la 20 K (a), 35 K (b) si 45 K (c).

Figura 20. Curbe de histerezis ale probei S4 la 20 K (a) si 35 K (b).

Curbele ZFC-FC ale probelor S1-S4 arata o tranzitie clara intre starea supraconductoare si starea normala la 37.5 K pentru toate probele.

S-au inregistrat curbe de histerezis la diferite temperaturi in jurul temperaturii de tranzitie: 20 K, 35 K, 45 K. La cresterea campului magnetic la suprafata probei supraconductoare vortexurile incep sa patrunda in interiorul supraconductorilor cu o densitate de curent critic constanta. Magnetizarea are valori diferite in volumul probei, valoarea masurata reprezentand media pe intreg volumul. In regiunile in care vortexurile nu au patruns densitatea de curent critic este nula. Atunci cand campul intern patrunde in centrul probei, campul magnetic aplicat se numeste camp de penetrare totala. In acest moment supracurentii au fost indusi in intreg volumul probei si se atinge magnetizarea de saturatie. Campul de penetrare totala poate fi identificat in curba de histerezis la punctul de intalnire a curbeiinitiale de magnetizare cu cea de intoarcere dupa completarea ciclului de histerezis. Pentru a obtine curbe de histerezis saturate campul aplicat trebuie sa fie cel putin de doua ori mai mare decat campul de penetrare totala. La descresterea campului magnetic supracurentii isi inverseaza directia. In acest moment apare camp magnetic captat in supraconductor deoarece campul magnetic intern este mare decat cel aplicat si magnetizarea este pozitiva. Descrescand in continuare campul aplicat supracurentii se indreapa in directia opusa si mai mult conducand la cresterea magnetizarii. Daca s-a aplicat un camp magnetic de cel putin doua ori mai mare decat cel de penetrare totala, la inlaturarea campului aplicat toti supracurentii isi vor fi schimbat directia si magnetizarea remanenta este cea de saturatie. La valori negative ale campului aplicat starea critica se formeaza in directie opusa si se obtine o curba de histerezis antisimetrica.

Dependenta de campul aplicat a densitatii de curent critic s-a estimat din curba de histerezis la 20 K pentru proba S1, conform modelului Bean [9], cu formula specifica probelor rectangulare. Curba Jc(H) calculata pentru proba S1 la 20 K este prezentata in Figura 17 (b).

Campul maxim care poate fi captat s-a calculat folosind dependenta magnetizarii de campul aplicat. S-a reprezentat densitatea de flux magnetic in functie de campul aplicat si s-a identificat campul magnetic captat. Astfel, in cazul probei S1 valoarea maxima a campului magnetic captat este 1 T la 20K. Campul magnetic captat in supraconductori se exprima in functie de densitatea de curent critic independent de campul aplicat [8]. Folosind valoarea maxima a campului magnetic captat estimata din curba de histerezis a probei S1 la 20 K, s-a obtinut o densitate de curent critic independenta de campul aplicat de 10⁷ A/cm2.

Se remarca forma asimetrica a curbelor de histerezis la temperaturi mai mici decat temperatura de tranzitie din starea supraconductoare in starea normala pentru toate probele S1-S4. La apropierea de temperatura de tranzitie se obtin curbe de histerezis simetrice. Curbele de histerezis inregistrate la 45 K sunt specifice sistemelor diamagnetice. Magnetizarea de saturatie scade de la 300 emu/g la 20 K la 60 emu/g la 35 K. Campul de penetrare este 9 kOe la 20 K si 2 kOe la 35 K.

In cazul probelor S2-S4 curbele de histerezis la 20 K prezinta salturi datorate fie instabilitatilor termo-magnetice, fie densitatii probei volumice.

Dupa depunerea stratului izolator MgO de 90 nm si ulterior, a stratului magnetic de Fe de 40 nm (compozitia RE-TM cu 0% element RE) s-au investigat proprietatile magnetice ale sistemului (proba S1_Fe). Curba ZFC-FC si curbele de histerezis la 20 K, 35 K si 45 K sunt prezentate in Figura 21. Tranzitia de la starea supraconductoare la starea normala apare la 37.5 K. Curba de histerezis la 45 K prezinta o componenta paramagnetica insemnata. Campul coercitiv este mai mic de 1 kOe.

Figura 21. Curba ZFC-FC a probei S1_Fe inregistrata in camp aplicat de 100 Oe (a); Curbe de histerezis ale probei S1_Fe la 20 K (b), 35 K (c) si 35 K (d).

S-au investigat interactiile magnetice in cazul probei S1_Fe prin Spectroscopie Mossbauer cu electroni de conversie (CEMS). Spectrul CEM este redat in Figura 22. Se remarca largirea liniilor spectrale fata de Fe metalic. Deplasarea izomera si despicarea cuadrupolara sunt specifice Fe metalic. Campul hiperfin de 32.9 T este asemanator cu cel al Fe metalic. Parametrii hiperfini demonstreaza cresterea unui film cu proprietatile magnetice dorite.

Figura 22. Spectru CEM al probei S1_Fe inregistrat la temperatura camerei.

Rezultate: S-a studiat influenta efectului magneto-chiral asupra proprietatilor magneto-rezistive in sisteme bazate pe microfire magnetice. Efectul MR este de doua ori mai mare in cazul formei elicoidale comparativ cu forma liniara posibil datorita efectelor magnetostrictive si de camp magnetic indus de structura elicoidala. S-au preparat substraturi supraconductoare cu proprietatile morfo-structurale dorite. Cu aceste sistemele supraconductoare se poate capta un camp magnetic de 1 T la 20 K. Uniformitatea stratului izolator, necesara pentru caracterizarea proprietatilor magneto-rezistive ale sistemului multistrat supraconductor/strat izolator/film magnetic este sustinuta prin imagini SEM.

Referinte:

• https://www.bruker.com/products/x-ray-diffraction-and-elemental-analysis/x-ray-diffraction/xrd- software/eva.html
• Stanciu E. et al., Unexpected magneto-functionalities of amorphous Fe-Gd thin films crossing the magnetization compensation point. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 498, 166173.
• Xiao, C. L. Chien, J. Appl. Phys., 61 8 (1987)
• Peng, H. X., et al. "Co-based magnetic microwire and field-tunable multifunctional macro- " Journal of Non-Crystalline Solids 355.24-27 (2009): 1380-1386.
• Maurenbrecher, Henrik, et "Chiral anisotropic magnetoresistance of ferromagnetic helices."Applied Physics Letters 112.24 (2018): 242401.
• Viznichenko R.V. et al. “Temperature dependence of the trapped field in MgB₂ bulk superconductors”, Phys. Lett. 83 (2003) 4360
• Yochida et al. “Development of 4.6 Tesla MgB₂” superconducting bulk magnets, Cryogenics Supercond. Soc. Jpn. (Proc.) 88 (62) (2013)
• Fuchs, G., et al. "High trapped fields in bulk MgB2 prepared by hot-pressing of ball-milled precursor " Superconductor Science and Technology 26.12 (2013): 122002.
• Bean, Charles P. "Magnetization of high-field superconductors." Reviews of modern physics 1 (1964): 31.

Diseminarea rezultatelor:

Rezultatele au fost diseminate prin sustinerea unei prezentari la International Conference on the Applications of the Mössbauer Effect (ICAME 2021) cu titlul “Tuning spin configurations and magneto- resistive properties of Fe based RE-TM microwires via chirality effects” si autorii: A.E. Stanciu, N. Iacob, G. Schinteie, P. Palade, B. Popescu, B. Borca, V. Kuncser.

De asemenea, a fost publicat articolul: C. Locovei, N. Iacob, G. Schinteie, A. E. Stanciu, A. Leca, V. Kuncser, "Tuning the magnetic properties of amorphous Fe-Gd thin films by variation of thickness and composition." Hyperfine Interactions 242.1 (2021): 1-12; https://doi.org/10.1007/s10751-021-01763-1

A fost trimis spre publicare articolul S.G. Greculeasa, A.E. Stanciu, A. Leca, A. Kuncser, L. Hrib, C. Chirila, I. Pasuk, V. Kuncser; “Influence of thickness on the magnetic and magnetotransport properties of epitaxial La0.7Sr0.3MnO3 films deposited on STO (0 0 1)” nanomaterials-1469046; care se afla in process de revizie.

Etapa III - Raport Stiintific

S-a folosit manipularea anizotropiei magnetice - reprezentand premisa fundamentală pentru aplicatii ale materialelor magnetice. S-au studiat proprietățile magnetice vectoriale ale unor sisteme nanostructurate constand in filme subțiri de Fe și FeCo preparate pe șabloane de Mo sub forma de transee liniare cu periodicitate controlată termic. Proprietățile magnetice ale nanosistemelor au fost controlate prin ajustarea urmatorilor parametrii: formă, dimensiune, grosime și compoziție. Astfel, au fost controlate coercitivitatea, magnetizarea, orientarea axei ușoare de magnetizare și ordonarea magnetică la distanță în funcție de temperatură. S-au diferentiat componentele magnetice prin explicarea acestora pe baza caracteristicilor morfo-structurale complexe ale filmelor nanostructurate ondulate de Fe sau FeCo depuse pe transee de Mo: (i) sisteme de nanofire magnetice și (ii) sisteme de insule/clustere magnetice. Lucrările noastre contribuie la înțelegerea proprietăților magnetice necesare pentru posibile aplicații ulterioare ale sistemelor liniare și ale filmelor subțiri ondulate.

S-au continuat caracterizarile proprietatilor magnetice si magnetorezistive in cazul sistemelor elicoidale preparate din fire Fe-Ni micrometrice. In Figura 1 sunt prezentate curbele de histerezis inregistrate in geometrie longitudinala si perpendiculara in cazul sistemului liniar si al celui elicoidal.

Figura 1. Curbe de histerezis inregistrate in geometrie longitudinala si transversala in cazul sistemului liniar (a) si al celui elicoidal (b) inregistrate la temperatura camerei.

In cazul sistemului liniar (Figura 1 a) curbele de histerezis sunt suprapuse in cazul celor doua geometrii de masura. Pentru a explica acest comportament se considera curbele de histerezis similare obtinute prin modelarile micromagnetice ale unor nano-fire Ni-Cu [1]. Simularile indica o reversare coerenta a magnetizarii in geometrie transversala si o reversare a magnetizarii prin miscarea peretilor de domenii in geometrie axiala. Astfel, formele similare ale curbelor de histerezis obtinute in cele doua geometrii se explica prin superpozitia celor doua mecanisme de reversare a magnetizarii. In ceea ce priveste curbele de histerezis ale sistemului elicoidal (Figura 1 b), reversarea graduala a magnetizarii in geometrie axiala, indica o rotire progresiva a momentelor magnetice asociate spirelor care sunt cuplate antiferomagnetic prin interactii magnetice dipolare [2]. Curba de histerezis a sistemului elicoidal in geometrie transversala are o forma relativ rectangulara la campuri magnetice mici (inset Figura 1 b), diferita de cea obtinuta in geometrie longitudinala (axiala, camp aplicat paralel cu axa mare a bobinei). Aceasta caracteristica se poate explica prin considerarea unei directii preferentiale de orientare a magnetizarii tangentiala la spire, directie care este favorizata de anizotropia de forma.

Aceste observatii sunt folosite in explicarea curbelor de MR inregistrate in cazul unui sistem elicoidal (bobina) in geometrie longitudinala si perpendiculara (camp aplicat perpendicular pe axa lunga a bobinei). In Figura 2 sunt prezentate curbele MR inregistrate la 150 K si 300 K in geometrie longitudinala si perpendiculara pentru sistemul elicoidal.

Figura 2. Curbe MR inregistrate la 150 K (I) si 300 K (II) in geometrie longitudinala (a) si perpendiculara (b).

Curbele MR obtinute pentru sistemul elicoidal in geometrie perpendiculara se diferentiaza de curbele MR obtinute in geometrie longitudinala prin minimul inregistrat in absenta campului. Aceasta se poate explica in cadrul formalismului AMR prin considerarea unei orientari preferentiale a magnetizarii in directie tangentiala spirelor, care este perpendiculara pe directia de curgere a curentului.

Au fost investigate dependentele unghiulare ale caracteristicilor MR in functie de directia campului aplicat in cazul sistemului elicoidal. Incepand cu orientarea perpendiculara a campului fata de axa mare a bobinei, proba s-a rotit spre o orientare paralela a campului fata de axa mare a bobinei (Figura 3).

Figura 3. Dependente unghiulare ale MR la diferite valori ale campului aplicat inregistrate la temperatura camerei.

Forma curbelor este specifica unei caracteristici AMR cu dependenta de sin², data fiind taria campului care orienteaza magnetizarea catre directia sa.

Descoperirea anizotropiei magneto-chirale in optica bazata pe argumente de simetrie a condus la studierea posibilitatii ca aceleasi argumente sa conduca la efecte noi de magneto-transport/MR in conductori cu forma chirala. In [3] s-a demonstrat ca rezistenta electrica a unui conductor chiral supus unui camp magnetic contine un termen proportional cu intensitatea curentului electric si cu campul aplicat. Factorul  asigura paritatea simetriei la inversie (unde D si L denumesc starile chirale opuse). Acest termen a fost asociat cu anizotropia magneto-chirala. S-a definit rezisenta magneto-chirala ca diferenta dintre valorile magneto-rezistentei inregistrate la curenti de polarizare opusa: DR = R(-I, H) – R(I, H).

Un conductor electric este chiral daca este compus dintr-un material care cristalizeaza intr-un grup spatial chiral, daca contine subunitati chirale (ex. molecule ADN) sau daca este dispus in forma elicoidala. Efectul MR specific sistemelor elicoidale conduce la realizarea dispozitivelor magneto-rezistive tubulare [4].

In continuare am studiat chiralitatea curentului in geometrie longitudinala ca diferenta dintre efectele MR obtinute cu diferite polarizari ale curentului la temperatura camerei. S-a obtinut o dependenta liniara in functie de campul aplicat, la camp aplicat mai mic decat campul de saturatie (Figura 4). Astfel s-au confirmat rezultatele prezise ca urmare a efectului anizotropiei magneto-chirale [3].

Figura 4. Rezistenta magneto-chirala obtinuta cu polarizari opuse ale curentului electric.

S-a investigat comparativ anizotropia magneto-chirala in sisteme elicoidale de chiralitate opusa la temperatura camerei.

Figura 5. Rezistenta magneto-chirala in sisteme elicoidale de chiralitate opusa D (a) si L (b).

Pantele de semn opus obtinute in cazul rezistentei magneto-chirale in sistemele elicoidale de chiralitate opusa se explica prin campul indus in bobina care este de semn opus in sisteme de chiralitate opusa.

Rezistenta magneto-chirala a fost evidentiata prin reprezentarea diferentei curbelor MR inregistrate pe sisteme de chiralitate opusa. In Figura 6 sunt reprezentate variatiile relative ale rezistentei magneto-chirale inregistrate la 150 K si 300 K cu diferite polarizari ale curentului.

Figura 6. Variatiile relative ale rezistentei magneto-chirale inregistrate la 150 K (I) si 300 K (II) si cu diferite polarizari ale curentului (a)/(b).

Rezistenta electrica depinde de curentul prin bobina, de campul aplicat, de campul indus in bobina si de temperatura. La temperaturi scazute, 150 K, se obtin variatii relative liniare in raport cu campul aplicat. La cresterea temperaturii entitatile superparamagnetice vor fi gradual orientate in directia campului aplicat. Independent de temperatura si de polarizarea curentului, variatiile relative ale rezistivitatii in cazul sistemelor de chiralitate opusa cresc liniar de la un camp pentru care predomina anizotropia de forma pana la indepartarea campului, prezentand un maxim la indepartarea campului extern. Aceasta se poate explica pe baza campului indus in bobina care este predominant la indepartarea campului extern si care are orientari diferite in cazul sistemelor de chiralitate opusa.

In vederea realizarii unui control indirect al structurii de spin prin intermediul campului captat de supraconductori in sisteme elicoidale s-a preparat un sistem elicoidal cu miez supraconductor. Structura elicoidala a fost preparata dintr-un fir de Kanthal cu diametru de 200 mm. Inainte de a fi dispus in forma elicoidala firul a fost acoperit cu un lac izolator electric. Structura elicoidala a fost realizata pe o capsula cilindrica izolatoare cu diametru de 4.3 mm (Figura 7 (a)). Miezul supraconductor cilindric din MgB₂ a fost preparat prin SPS cu diametru de 4 mm si lungime de 8.5 mm. Miezul supraconductor a fost asezat in capsula pe care a fost bobinat firul magnetic (Figura 7 (b)).

Figura 7. Structura elicoidala din fir de Kanthal (a) si structura elicoidala continand miez supraconductor MgB_2.

Diferenta mica intre curbele MR inregistrate la valori de temperatura in jurul temperaturii critice a supraconductorului sunt (Figura 8)  pot fi explicate considerand un camp captat de intensitate scazuta la nivelul spirelor structurii elicoidale. Forma curbelor MR se explica in formalismul AMR.

Figura 8. Curbe MR inregistrate la 15 K (a) si 50 K (b) pe sistemul elicoidal cu miez supraconductor

In vederea realizarii unui control indirect al structurii de spin prin intermediul campului captat de supraconductori s-au preparat sisteme constand in heterojonctiuni supraconductor/strat izolator/strat magnetic. S-au folosit supraconductorii volumici ale caror proprietati magnetice au fost studiate in etapa anterioara de implementare a proiectului.

Sistemele de tip heterojonctiuni preparate sunt prezentate in Tabelul 1:

Tabelul 1. Structura geometrica a probelor considerate cu indicarea concentratiei de Fe a stratului magnetic.

Sistemele prezinta un strat de acoperire de Au pentru prevenirea oxidarii straturilor metalice. S-a avut in vedere varierea grosimii stratului izolator pentru filmul de Fe 100 %. Pentru probele P2 si P3 s-a variat concentratia de Fe (X_Fe) in jurul concentratiei de compensare a magnetizarii (X_c  = 77 % Fe).

Proprietatile magnetice ale sistemelor P1-P3 au fost investigate prin magnetometrie SQUID. Curbele ZFC-FC (zero field cooled – field cooled) si curbele de histerezis achizitionate la diferite valori ale temperaturii in intervalul 20 K – 45 K ale acestor probe sunt prezentate in Figurile 9-11. Curbele termomagnetice au fost achizitionate racind proba de la o temperatura mai mare decat temperatura de tranzitie la temperatura de lucru in absenta unui camp aplicat. Ulterior s-a aplicat un camp de 100 Oe si s-au inregistrat curbele termomagnetice. Curbele ZFC-FC ale probelor P1-P3 arata o tranzitie clara intre starea supraconductoare si starea normala la 37.5 K pentru toate probele.

Figura 9. Curba ZFC-FC (a) si curbe de histerezis inregistrate la 20 K(b), 35 K (c) si 45 K (d) in cazul probei P1.

Figura 10. Curba ZFC-FC (a) si curbe de histerezis inregistrate la 20 K(b), 35 K (c) si 45 K (d) in cazul probei P2.

Figura 11. Curba ZFC-FC (a) si curbe de histerezis inregistrate la 20 K(b), 35 K (c) si 45 K (d) in cazul probei P3.

S-au inregistrat curbe de histerezis in geometrie perpendiculara (camp aplicat perpendicular pe planul filmelor) la diferite temperaturi in jurul temperaturii de tranzitie: 20 K, 35 K, 45 K. Sub temperatura de tranzitie a supraconductorului curbele de histerezis sunt specifice supraconductorilor de tip II cu observarea unor salturi in curba de histerezis a probei P1 la 20 K (datorate fie instabilitatilor termo-magnetice, fie densitatii probei volumice). Se remarca forma asimetrica a curbelor de histerezis in raport cu axa campului aplicat la temperaturi mai mici decat temperatura de tranzitie din starea supraconductoare in starea normala pentru toate probele P1-P3. La apropierea de temperatura de tranzitie se obtin curbe de histerezis simetrice. Curbele de histerezis inregistrate la 45 K in geometrie perpendiculara cu un caracter puternic nesaturat indica prezenta unei componente care poate fi paramagnetica sau datorata unei anizotropii in plan foarte pronuntata. Curba de histerezis inregistrata pe proba P2 in geometrie longitudinala la 45 K se poate explica fie pe baza caracterului diamagnetic al supraconductorului volumic (aceasta presupunere ar putea fi exclusa tinand cont de forma curbei de histerezis inregistrata in geometrie perpendiculara la aceeasi temperatura), fie prin considerarea unei componente magnetice cu anizotropie in afara planului specifica filmelor subtiri RE-TM [5].

Curbele (MR) inregistrate in geometrie perpendiculara si transversala la diferite valori de temperatura in jurul temperaturii de tranzitie a supraconductorului pentru proba P1 sunt prezentate in Figurile 12 si 13.

Figura 12. Curbe MR inregistrate la 15 K (I) si 25 K (II) in geometrie perpendiculara (a) si transversala (b)

Figura 32. Curbe MR inregistrate la 37 K (I) si 40 K (II) in geometrie perpendiculara (a) si transversala (b)

Forma curbelor MR sub temperatura critica a supraconductorului nu poate fi explicata simplu in formalismul magnetorezistentei anizotrope (AMR). Se va tine cont ca momentele magnetice de Fe se vor reorienta sub actiunea campului magnetic aplicat la care se suprapune distributia fluxului magnetic remanent a substratului supraconductor. Sub temperatura critica a supraconductorului (Fig. 12) se obtin maxime in curbele MR care corespund campului critic de intensitate scazuta al supraconductorului.  Peste temperatura critica a supraconductorului (Fig. 13) se inregistreaza maxime la valori de camp aplicat ce coincid campului coercitiv observat in ciclul de histerezis magnetic.

Curbele de histerezis inregistrate in geometrie perpendiculara la valori de temperatura in jurul temperaturii critice a supraconductorului pentru probele P2 si P3 sunt prezentate in Figura 14.

Figura 14. Curbe de histerezis in geometrie perpendiculara pentru probele P2 (I) si P3 (II) la 15 K (a) si 45 K (b)

Pentru explicarea curbelor MR obtinute pe probele P2 si P3 s-a realizat caracterizarea proprietatilor structurale (difractogramele probelor P1-P3 sunt prezentate in Figura 15), de magneto-transport si a interactiunilor magnetice ale acestora. Difractograma probelor P1 arata formarea fazei Fe bcc in proba P1. Pentru sistemele Fe-Gd (probele P2 si P3) nu s-au identificat faze cristaline de Fe sau Gd. Se observa formarea fazelor cristaline MgB₂, MgB₄ si MgO in stratul supraconductor.

Figura 15. Difractogramele probelor P1 (a), P2 (b) si P3 (c)

Spectrele Mossbauer cu Electroni de Conversie (CEMS) inregistrate la temperatura camerei pe probele P1-P3 sunt prezentate in Figrura 16. Spectrul probei P1 a fost fitat cu o distributie de camp hiperfin care prezinta un maxim in jurul valorii de 33.3 T specifica Fe bcc si cu o distributie de camp hiperfin centrata pe valori mai mici de 10 T specifica nucleelor de Fe in faza fcc (nuclee Fe cu vecini de Au fcc). Aceeasi faza asociata nucleelor de Fe cu inconjurare atomica fcc se regaseste in spectrele CEM ale probelor P2 si P3.  Curba MOKE (Figura 17) inregistrata pe proba P1 este specifica unei faze soft magnetice de Fe.

Figura 16. Spectre CEM la temperatura camerei inregistrate pe probele P1 (a), P2(b) si P3 (c).

Figura 17. Curbe MOKE (Efect Kerr Magneto-Optic) la temperatura camerei inregistrate pe probele P1 (a), P2 (b) si P3 (c).

Curbele MOKE inregistrate pe probele P2 si P3 prezentand un semnal MOKE mai mic de 10 mdeg arata formarea unor faze paramagnetice. In Figura 18 sunt prezentate dependentele rezistivitate vs temperatura pentru probele P1 si P2. Scaderea rezistivitatii cu cresterea temperaturii este specifica fazelor oxidate.

Figura 18. Curbe rezistivitate vs. temperatura inregistrate in geometrie perpendiculara in absenta campului magnetic pe probele P1 si P2.

S-a reluat prepararea unui sistem supraconductor/izolator/strat magnetic, cu grosime a stratului izolator de MgO de 100 nm si cu grosime a stratului magnetic de Fe de 40 nm, notat in continuare S_Fe. Pentru comparatie s-a preparat un sistem identic in care substratul supraconductor a fost inlocuit cu un substrat de Si oxidat. Dependentele rezistenta vs. temperatura pentru proba S_Fe si proba martor sunt prezentate in Figura 19.

Figura 19. Curba de rezistenta vs. temperatura inregistrata intr-un camp de 0.1 T pentru proba S_Fe; in inset este prezentata curba rezistenta vs. temperatura a aceleiasi probe inregistrata in camp nul (a). Curba rezistenta vs. temperatura inregistrata in camp nul pentru proba martor (b).

Curbele de rezistenta vs. temperatura intr-un camp aplicat de 0.1 T pentru proba S_Fe si in lipsa campului (inset) (figura 19 (a)) confirma caracterul metalic al paturii de Fe, atat in cazul probei S_Fe, cat si in cazul probei martor (figura 19 (b)).

Curbele de magneto-rezistenta (MR) inregistrate in geometrie perpendiculara (camp aplicat perpendicular pe planul probei) la 15 K cu valori diferite ale curentului aplicat pentru proba S_Fe sunt prezentate in figura 20. Marimea efectului MR este de aproximativ 10%. Forma curbelor MR nu poate fi explicata simplu in formalismul magnetorezistentei anizotrope (AMR) conform caruia rezistenta depinde de unghiul dintre directia curentului in film si directia momentelor magnetice de imprastiere. Sub temperatura critica (T_C) momentele magnetice de Fe se vor reorienta sub actiunea campului magnetic aplicat la care se suprapune distributia fluxului magnetic remanent a substratului supraconductor care trebuie discutata in fiecare caz in parte pe baza ciclurilor de histerezis ale supraconductorului. Minimele curbei MR par sa corespunda valorilor de camp aplicat la care se obtin maxime in curba de histerezis. Curbele arata nu doar o evolutie inversa in raport cu campul aplicat, dar si un efect MR mai mare cu mai mult de un ordin de marime in starea supraconductoare a MgB2. Aceste caracteristici se pot explica in formalismul magnetorezistentei anizotrope tinand cont ca orientarea momentelor magnetice este influentata nu doar de campul magnetic extern, dar si de distributia de camp magnetic captat de supraconductor la temperaturi mai mici decat T_C care se afla in competitie cu anizotropia in plan intrinseca a stratului feromagnetic.

Figura 20. Curba MR a probei S1_Fe la 15 K, inregistrata cu un curent de 0.06 mA (a). Curba MR a probei S1_Fe la 15 K, inregistrata cu un curent de 0.03 mA (inset); Curba MR a probei S1_Fe la 40 K, inregistrata cu un curent de 0.06 mA (b).

Curba MR inregistrata la 40 K a probei S1_Fe are o forma diferita fata de cele obtinute la temperaturi mai mici decat T_C si este specifica reorientarii momentelor magnetice sub actiunea campului magnetic aplicat. Rezistenta creste cu scaderea campului aplicat pe masura ce momentele magnetice se reorienteaza de la directia perpendiculara pe directia de curgere a curentului spre axa de usoara anizotropie, la indepartarea campului magnetic.

Figura 21. Curba MR a probei martor la 30 K, inregistrata cu un curent de 0.02 mA (a). Curba MR a probei martor la 300 K, inregistrata cu un curent de 0.02 mA (b).

In figura 21 sunt prezentate curbele MR la 30 K si la 300 K ale probei martor. Forma curbei MR la 30 K obtinuta pentru proba martor este diferita fata de cea obtinuta pentru filmul ferromagnetic depus pe substrat supraconductor la o temperatura sub T_C. Forma curbei MR la 300 K pentru proba martor este asemanatoare celei obtinute la 30 K, ambele explicandu-se conform formalismului AMR.

Referinte:

[1] A. Kuncser, S. Antohe, V. Kuncser (2017). A general perspective on the magnetization reversal in cylindrical soft magnetic nanowires with dominant shape anisotropy. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 423, 34-38.

[2] L.C. Sampaio, E.H. Sinnecker, G.R.C. Cernicchiaro, M. Knobel, M. Vázquez, J. Velázquez (2000). Magnetic microwires as macrospins in a long-range dipole-dipole interaction. Physical Review B, 61(13), 8976.

[3] G.L.J.A. Rikken, J. Fölling, P. Wyder (2001). Electrical magnetochiral anisotropy. Physical review letters, 87(23), 236602.

[4] Maurenbrecher, Henrik, et al. "Chiral anisotropic magnetoresistance of ferromagnetic helices." Applied Physics Letters 112.24 (2018): 242401.

[5] A. E. Stanciu, et al. (2020). Unexpected magneto-functionalities of amorphous Fe-Gd thin films crossing the magnetization compensation point. Journal of Magnetism and Magnetic Materials, 498, 166173.

C. Locovei, N. Iacob, G. Schinteie, A. E. Stanciu, A. Leca, V. Kuncser, "Tuning the magnetic properties of amorphous Fe-Gd thin films by variation of thickness and composition." Hyperfine Interactions 242.1 (2021): 1-12; https://doi.org/10.1007/s10751-021-01763-1

G. Greculeasa, A. E. Stanciu, A. Leca, A. Kuncser, L. Hrib, C. Chirila, I. Pasuk, V. Kuncser, Influence of Thickness on the Magnetic and Magnetotransport Properties of Epitaxial La0. 7Sr0. 3MnO3 Films Deposited on STO (0 0 1). Nanomaterials, 2021, 11(12), 3389.

Locovei, N. Iacob, G. Schinteie, A.E. Stanciu, A. Leca, V. Kuncser, Tuning the magnetic properties of amorphous Fe-Gd thin films by variation of thickness and composition. Hyperfine Interactions, 2021, 242(1), 1-12.

C. Locovei, C. Radu, A. Kuncser, N. Iacob, G. Schinteie, A. Stanciu, A. Leca, V. Kuncser, Relationship between the Formation of Magnetic Clusters and Hexagonal Phase of Gold Matrix in AuxFe1− x Nanophase Thin Films. Nanomaterials, 2022, 12(7), 1176.

A.E. Stanciu, G. Schinteie, A.C. Kuncser, C. Locovei, L. Trupina, N. Iacob, A. Leca, B. Borca, V. Kuncser, Magnetic Properties of Nanosized Fe and FeCo Systems on Trenched Mo Templates. Coatings, 2022, 12(9), 1366.