基于深紫外激光-光發射電子顯微技術的高分辨率磁疇成像*

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

1) (北京科技大學材料科學與工程學院材料物理與化學系, 北京 100083)

2) (中國科學院物理研究所, 磁學國家重點實驗室, 北京 100190)

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

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

特邀綜述

1 引 言

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

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

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

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

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

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

2 深紫外全固態激光器-光發射電子顯微鏡系統

2.1 KBBF晶體與177.3 nm深紫外激光

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

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

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

2.2 深紫外激光偏振態的調制

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

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

2.3 深紫外激光-光發射電子顯微鏡系統

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

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

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

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

2.4 光發射電子顯微鏡系統與超高真空分子束外延系統的連接

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

圖4 MBE-PEEM 系統連接示意圖和實物照片Fig.4.Schematic setup and photo of MBE-PEEM combined system.

3 閾激發光發射電子/低能電子顯微鏡的空間分辨率

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

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

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

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

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

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

4 DUV-PEEM系統的空間分辨率和能量分辨率

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

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

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

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

5 DUV-PEEM系統在單晶外延FePt薄膜磁疇結構研究中的應用

5.1 PEEM磁成像中的磁二色性

前期的工作表明, 磁二色性的本質來源于自旋-軌道耦合[33,43], 分為磁圓二色性 (magnetic circular dichroism, MCD)和磁線二色性 (magnetic linear dichroism, MLD).對 XMCD 而言, 在鐵磁材料中, 因價電子態出現Stoner分裂, 位于費米面附近自旋方向不同的電子態密度存在差異, 對旋性不同的X射線激發的光電子會基于選擇定則躍遷,產生不同強度的共振吸收, 從而產生XMCD[34,35,55].與芯能級激發類似, 近費米面能級光激發的磁二色性也和價電子帶中的自旋-軌道耦合密不可分.在鐵磁材料具有自旋極化特性的能帶結構中, 自旋-軌道耦合引發的對稱性破缺導致自旋方向不同的能帶之間發生雜化后簡并解除, 使得對光電子的激發產生偏振依賴關系[43].目前, 對于光發射磁二色性效應的物理圖像, 已經有了一些具體的理論計算與實驗結果, 機理相對清晰.例如: Kuch 等[34,35]在垂直磁化的單晶Ni (001)薄膜體系中觀測到了價帶光電子激發過程中的MCD信號, 同時結合能帶理論計算給出了具體的闡釋; Rampe和Güntherodt[43]在單晶Fe (110)體系中實現了MLD的觀測, 所采用的手段為角分辨光電子能譜技術, 理論解釋較為統一, 認為磁二色信號來源于自旋-軌道耦合引起的軌道雜化對費米面附近能帶結構的影響.

5.2 單晶FePt薄膜的DUV-PEEM磁成像研究

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

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

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

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

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

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

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

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

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

在上述 Pt (111)和 Pt (001)共存的基礎上,采用MBE技術, 繼續生長20 nm厚的FePt鐵磁薄膜, 采用DUV-PEEM對其磁疇結構進行觀察.由于FePt薄膜的外延結構依然取決于其底層的Pt薄膜, 可以推測FePt薄膜也將出現兩種晶體取向共存的現象.

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

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

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

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

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

6 總結與展望

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

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

此外, 近費米能級光電子激發的磁二色效應中蘊含著豐富的物理圖像, 與材料的晶體結構、能帶結構以及電子結構等關聯密切, 同時自旋-軌道耦合作用的存在也使得光電子激發過程變得更為復雜, 對這一領域的很多問題目前還沒有明確的定論, 更加深入的理論分析與精確的實驗論證亟需展開, 特別是微磁學模擬與能帶結構計算的結合, 預期可以對價帶電子在近費米能級的能量狀態與自旋相關的物理圖像進行更為準確的分析.