米文博*

天津大學(xué)物理系天津市低維功能材料物理與制備技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室天津300072

自旋電子學(xué)材料：Fe4N薄膜及其異質(zhì)結(jié)構(gòu)

米文博*

天津大學(xué)物理系天津市低維功能材料物理與制備技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室天津300072

本文綜述了在自旋電子學(xué)器件上具有潛在應(yīng)用前景的鈣鈦礦結(jié)構(gòu)的Fe4N薄膜及其異質(zhì)結(jié)構(gòu)的研究成果和最新進(jìn)展情況。文章從引言開始，介紹了鈣鈦礦結(jié)構(gòu)Fe4N的晶體結(jié)構(gòu)和基本性質(zhì)；之后對(duì)多晶Fe4N薄膜、外延Fe4N薄膜、Fe4N/CoN雙層膜、Fe4N/Alq3/Co自旋閥、以Fe4N為電極的隧道結(jié)的形貌、晶體結(jié)構(gòu)、磁性、交換偏置、自旋相關(guān)的電輸運(yùn)特性和磁電阻效應(yīng)進(jìn)行了介紹；最后對(duì)Fe4N材料的相關(guān)研究結(jié)果進(jìn)行了簡單的總結(jié)和展望。

自旋電子學(xué)；Fe4N薄膜；自旋閥；隧道結(jié)；表面形貌；晶體結(jié)構(gòu)；磁性質(zhì)；電輸運(yùn)特性；磁電阻效應(yīng)

目錄

I.引言145

II.Fe4N的晶體結(jié)構(gòu)和基本性質(zhì)146

III.多晶Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)與物性147

A.多晶Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)147

B.多晶Fe4N薄膜的磁性148

C.多晶Fe4N薄膜的電輸運(yùn)特性150

IV.外延Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)與物性151

A.外延Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)152

B.外延Fe4N薄膜的磁性154

C.外延Fe4N薄膜的電輸運(yùn)特性156

V.Fe4N/CoN雙層膜的結(jié)構(gòu)與物性160

A.外延Fe4N/CoN雙層膜的的結(jié)構(gòu)160

B.外延Fe4N/CoN雙層膜的的磁性161

C.外延Fe4N/CoN雙層膜的電輸運(yùn)特性165

VI.Fe4N/Alq3/Co自旋閥的結(jié)構(gòu)與物性168

A.Fe4N/Alq3/Co的結(jié)構(gòu)168

B.Fe4N/Alq3/Co的輸運(yùn)特性和磁性169

VII.Fe4N基隧道結(jié)的結(jié)構(gòu)與物性172

VIII.結(jié)論與展望173

174

I.引言

隨著人類社會(huì)的不斷發(fā)展，如何能更高效的存儲(chǔ)信息受到人們的普遍關(guān)注。傳統(tǒng)的微電子學(xué)器件利用電子的電荷屬性來處理信息，但是存在斷電易失等缺點(diǎn)。電子除了具有電荷屬性之外，還有一個(gè)內(nèi)稟屬性-自旋，而利用自旋來存儲(chǔ)信息將不易丟失。1988年，法國科學(xué)家Fert與德國科學(xué)家Grnberg分別在Fe/Cr多層膜中發(fā)現(xiàn)巨磁電阻（GMR）效應(yīng)［1，2］，它的發(fā)現(xiàn)為信息存儲(chǔ)中自旋的利用提供了可能性。GMR效應(yīng)是一種量子效應(yīng)，其產(chǎn)生機(jī)理是自旋相關(guān)的散射。這一發(fā)現(xiàn)很快就被應(yīng)用到磁盤驅(qū)動(dòng)的讀出磁頭與磁性傳感器當(dāng)中。因?yàn)樵谧孕娮訉W(xué)方面的杰出貢獻(xiàn)，F(xiàn)ert和Grnberg共同獲得了2007年的諾貝爾物理學(xué)獎(jiǎng)。

自旋電子學(xué)通過控制復(fù)合（異質(zhì)）結(jié)構(gòu)中電子自旋的產(chǎn)生、注入、輸運(yùn)與檢測(cè)，并利用傳統(tǒng)的半導(dǎo)體工藝的光刻和大規(guī)模集成技術(shù)，制備出穩(wěn)定的、抗輻射、非易失的、低功耗、高集成、高速度的自旋電子學(xué)器件，形成可以替代微電子學(xué)器件的新一代信息處理技術(shù)。自旋電子學(xué)的物理學(xué)基礎(chǔ)為磁電阻效應(yīng)（GMR）和隧道磁電阻效應(yīng)（TMR）分別源自電子傳輸過程中的自旋相關(guān)的散射和自旋相關(guān)的隧道效應(yīng)。理論研究表明，TMR數(shù)值正比于鐵磁性電極材料的自旋極化率［3，4］，而且在人們提出的各種原型自旋電子學(xué)器件中，如自旋發(fā)光二極管、自旋p-n結(jié)二極管、自旋場(chǎng)效應(yīng)管等，都需要自旋極化率盡可能高的電子（自旋）注入源和盡可能高的自旋注入效率。所以，尋找具有高自旋極化率的鐵磁性材料并將其與半導(dǎo)體材料復(fù)合形成器件是目前自旋電子學(xué)領(lǐng)域最為活躍的研究方向之一。

圖1.正常金屬、鐵磁性金屬和半金屬的能態(tài)密度示意圖［5］

將鐵磁性材料應(yīng)用于自旋電子學(xué)器件，必須實(shí)現(xiàn)自旋從高自旋極化的鐵磁性材料向半導(dǎo)體材料的高效自旋注入且與現(xiàn)有的半導(dǎo)體工藝相兼容。實(shí)現(xiàn)自旋注入的方法主要有兩種方式［6］：（1）通過在直接帶隙半導(dǎo)體中吸收?qǐng)A偏振光；（2）通過鐵磁性電極向半導(dǎo)體中進(jìn)行自旋注入。尋找高自旋極化率的鐵磁性電極材料是解決自旋注入問題的重要前提條件。第一性原理計(jì)算表明［7-9］，F(xiàn)e3O4、La1-xAxMnO3（LAMO，A為堿土元素Ca、Sr和Ba等）、CrO2、NiMnSb（Heusler合金）等材料的能帶結(jié)構(gòu)介于金屬和絕緣體之間，被稱為半金屬材料（Half-metal）。對(duì)于一個(gè)自旋方向，半金屬材料的能帶結(jié)構(gòu)具有金屬特性，在費(fèi)米面附近具有一定的態(tài)密度；而對(duì)另一種自旋方向，其能帶結(jié)構(gòu)具有絕緣體特性，在費(fèi)米面附近態(tài)密度為零或電子是局域化的，如圖1。因此，從理論上講，半金屬材料應(yīng)具有100%的自旋極化率。由于需要與不同的材料進(jìn)行復(fù)合，需要不同電阻率的高自旋極化的磁性材料。因此，尋找具有高自旋極化率的新型鐵磁性電極材料是進(jìn)一步發(fā)展自旋電子學(xué)器件的關(guān)鍵因素和研究熱點(diǎn)。Kokado等從理論上分析了鈣鈦礦結(jié)構(gòu)的塊體Fe4N的自旋極化率，結(jié)果顯示Fe4N具有很高的自旋極化率（如圖2），從而成為自旋電子學(xué)器件中的新型鐵磁性電極材料［10］。本文將對(duì)Fe4N薄膜及其異質(zhì)結(jié)構(gòu)的相關(guān)研究結(jié)果進(jìn)行簡單的總結(jié)與綜述。

圖2.Fe4N的能態(tài)密度示意圖［10］

II.Fe4N的晶體結(jié)構(gòu)和基本性質(zhì)

氮化鐵材料具有優(yōu)異的鐵磁性、良好的耐磨損、抗腐蝕、抗氧化能力而被廣泛應(yīng)用到高密度磁性存儲(chǔ)記錄和讀出磁頭中。氮化鐵由于氮含量的不同，存在復(fù)雜的相結(jié)構(gòu)。隨著氮含量的增加，會(huì)有α-Fe（N）、α′-Fe8N、α′′-Fe16N2、γ′-Fe4N、ε-Fe3N、ξ-Fe2N、γ′′-FeN、γ′′′-FeN等相［11］，見圖3。其中在鐵磁氮化物中，F(xiàn)e4N除了具有很好的機(jī)械性能之外，還具有良好的金屬導(dǎo)電性、化學(xué)穩(wěn)定性及熱穩(wěn)定性、高居里溫度、高飽和磁化強(qiáng)度、高自旋極化率、晶體結(jié)構(gòu)簡單等，成為磁性材料和自旋電子學(xué)等領(lǐng)域的研究熱點(diǎn)之一。但是從相圖中可以看出，F(xiàn)e4N的存在窗口很窄，因此純相Fe4N薄膜的制備成為難點(diǎn)。

Fe4N具有鈣鈦礦結(jié)構(gòu)，屬立方晶系，空間群為pmm，晶格常數(shù)為3.795?A。晶體結(jié)構(gòu)中含有兩種不同的Fe原子位，F(xiàn)eI占據(jù)頂角位置，F(xiàn)eII占據(jù)面心位置，N原子占據(jù)體心位置，相當(dāng)于在面心立方結(jié)構(gòu)γ-Fe的體心位置插入一個(gè)N原子。Fe4N的晶體結(jié)構(gòu)如圖4所示。Fe4N具有很好的熱穩(wěn)定性，居里溫度為767 K，室溫飽和磁化強(qiáng)度為1440 emu/cm3［13］，各向異性常數(shù)為2.9×104J/m3［14］。FeI與FeII比為1：3，二者的磁矩分別為2.98和2.01μB［15］。FeI的磁矩大于FeII是由于FeII與體心位置的N原子距離要比FeI近，致使它與N原子之間形成更多的結(jié)合鍵［16］。理論計(jì)算表明Fe4N的自旋極化率接近-100%，這一值是面心立方的γ-Fe的2.5倍，自旋極化率的增大是由于引入N原子增強(qiáng)了3d能帶的輸運(yùn)貢獻(xiàn)，而負(fù)的自旋極化率則是來源于占主導(dǎo)的3d自旋向下的能帶。

圖3.Fe-N二元相圖

圖4.Fe4N的晶體結(jié)構(gòu)示意圖［12］

Fe4N含氮量為20%，在700?C以下能穩(wěn)定存在。Fe4N薄膜通常是用Fe和N2反應(yīng)來制備。常見的Fe4N薄膜的制備方法有：分子束外延法［17，18］，化學(xué)氣相沉積法［12］，直流磁控濺射法［19］等。除了直接制備Fe4N薄膜之外，還可以通過氮化Fe薄膜［20］或是間接的熱處理方法［21］來制備出單相的Fe4N。由于Fe-N系統(tǒng)復(fù)雜的相結(jié)構(gòu)，制備Fe4N對(duì)基底溫度與氮?dú)饬髁坑泻芨叩囊螅?2］。Fe4N在低溫下，氮?dú)獗壤秶苷?，氮?dú)膺^量會(huì)出現(xiàn)ε-Fe3N，氮?dú)獠蛔銜?huì)出現(xiàn)α-Fe。溫度過高，F(xiàn)e4N會(huì)分解。因此可以通過熱退火或者氮化處理來得到單相Fe4N薄膜，也可以嚴(yán)格控制基底溫度和氮?dú)饬髁縼碇苯又苽銯e4N薄膜。Mi等人已經(jīng)在Si、MgO（100）、LaAlO3（100）、SrTiO3（100）等基底上利用對(duì)向靶濺射制備了不同取向的多晶和外延Fe4N薄膜［23］。

III.多晶Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)與物性

本節(jié)我們將重點(diǎn)介紹多晶Fe4N薄膜的表面形貌、晶體結(jié)構(gòu)、磁性、電輸運(yùn)特性和磁電阻效應(yīng)［24，25］。

A.多晶Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)

圖5給出了450?C下Si（100）基底上的不同厚度的Fe4N薄膜的掃描電鏡（SEM）圖像［24，25］。從圖中可以看出，薄膜表面的顆粒尺寸隨著薄膜厚度的增加而逐漸增大，顆粒的形狀也從不規(guī)則的圓形逐漸趨向于方形。對(duì)于同一厚度的薄膜，上層顆粒的尺寸大于下層的顆粒尺寸；并且隨著薄膜厚度的增加，上層較大尺寸的顆粒數(shù)量增多。上述表面形貌隨著薄膜厚度的變化可能是由于在薄膜比較薄時(shí)，制備時(shí)樣品在450?C的停留時(shí)間較短，顆粒趨于小的均勻的圓形形狀存在。隨著薄膜厚度的增加，制備時(shí)沉積時(shí)間長，樣品在450?C的停留時(shí)間變長，有更多的能量使得小顆粒匯聚成大的顆粒。按照這樣的趨勢(shì)，如果薄膜足夠厚，薄膜表面的顆粒尺寸就應(yīng)該大且均勻［24，25］。從斷面SEM圖像上可以看出，樣品為柱狀生長，如所6所示。

圖7給出了450?C下Si（100）基底上的不同厚度的Fe4N薄膜的X射線θ-2θ掃描圖。從圖中可以看出，不同厚度的氮化鐵薄膜都只有Si基底和Fe4N的衍射峰出現(xiàn)，說明在450?C時(shí)在Si基底上制備出了單相的多晶Fe4N薄膜。此外，隨著薄膜厚度的增加，可以發(fā)現(xiàn)來自Si基底的衍射峰也是有區(qū)別的。在2θ=69.22?峰位處的Si（400）衍射峰，隨著薄膜厚度的增加逐漸向高角度偏移，并且衍射峰的半高寬的寬度逐漸增大，這很可能是因?yàn)殡S著薄膜厚度的增加，出現(xiàn)了Fe4N（220）衍射峰引起的［24，25］。Fe4N（220）衍射峰對(duì)應(yīng)的衍射角是70.17?，與Si（400）衍射峰比較接近。厚度為163 nm的薄膜在這一峰位處可以較明顯地看出Fe4N（220）衍射峰。隨著薄膜厚度的逐漸增加，F(xiàn)e4N（111）和（200）衍射峰的強(qiáng)度逐漸增強(qiáng)，并且從58 nm開始，隨著薄膜厚度的增加，逐漸出現(xiàn)了Fe4N（311）和（222）衍射峰。然而，當(dāng)薄膜厚度為10 nm時(shí)，除了Si基底的衍射峰外，只能觀察到弱的Fe4N（200）衍射峰，這是由于薄膜厚度相對(duì)太薄，因此參與衍射的晶面數(shù)目較少。用Bragg公式和Scherrer公式，計(jì)算了在450?C下Si（100）基底上制備的厚度為163 nm的Fe4N薄膜的晶格常數(shù)和晶粒尺寸。通過計(jì)算得到Fe4N薄膜的晶格常數(shù)約為3.798?A，與通過理論計(jì)算得到的理論值3.795?A很接近。得到Fe4N薄膜的晶粒尺寸為～32 nm［24，25］。

圖5.多晶Fe4N薄膜的SEM圖像，膜厚為（a）26、（b）58、（c）91和（d）163 nm［24，25］

圖6.多晶Fe4N薄膜的斷面SEM圖像［25］

圖7.多晶Fe4N薄膜的X射線θ-2θ掃描圖，膜厚為（a）163、（b）91、（c）84、（d）58、（e）26和（f）10 nm［24，25］

圖8給出了NaCl基底上制備的10和91 nm的Fe4N薄膜的TEM明場(chǎng)像和相應(yīng)的選區(qū)電子衍射圖

［24，25］。從圖8（a）可以看出，在10 nm的Fe4N薄膜中晶粒呈現(xiàn)出無規(guī)則的形狀，晶粒尺寸約為20～40 nm。晶粒之間白色區(qū)域表明薄膜中存在著無序原子或面間距較小的晶格。圖8（b）為10 nm的Fe4N薄膜對(duì)應(yīng)的選區(qū)電子衍射圖，電子衍射環(huán)均來自于Fe4N（111）、（200）和（220）及相對(duì)弱的（100）和（110），并沒有其它氮化鐵相的衍射環(huán)出現(xiàn)，進(jìn)一步說明薄膜為單相的Fe4N。從圖8（c）中可以看出，晶粒尺寸約為80～100 nm，比10 nm厚的薄膜中的晶粒尺寸大。晶粒邊界處仍存在著無序原子或面間距較小的晶格。從圖8（d）可以看出，選區(qū)電子衍射環(huán)同樣來自于Fe4N（111）、（200）和（220）及相對(duì)較弱的（100）和（110）。由此可見，在450?C下制備出的不同厚度的薄膜均為單相的多晶Fe4N薄膜［24，25］。

B.多晶Fe4N薄膜的磁性

采用超導(dǎo)量子干涉儀在不同的溫度下測(cè)量了Si（100）基底上不同厚度的多晶Fe4N薄膜的磁滯回線。測(cè)量時(shí)外加磁場(chǎng)平行于薄膜表面，最大外加磁場(chǎng)為50 kOe。圖9給出了不同溫度下的5 nm的多晶Fe4N薄膜的磁滯回線。插圖給出了薄膜的飽和磁化強(qiáng)度Ms和矯頑力Hc隨著溫度的變化關(guān)系曲線。從圖中可以看出，F(xiàn)e4N薄膜呈現(xiàn)出軟磁性。Fe4N薄膜的Ms隨著溫度的升高而逐漸減小，當(dāng)溫度為5 K時(shí)，Ms為1128 emu/cm3，隨著溫度升高到300 K，Ms減小到最小值830 emu/cm3。Fe4N薄膜的Hc隨著溫度的升高而減小，當(dāng)溫度高于100 K時(shí)，Hc隨著溫度的升高基本保持為24 Oe不變。當(dāng)溫度為5 K時(shí)，Hc有最大值404 Oe，隨著溫度升高到50 K，Hc減小為125 Oe［24，25］。

圖8.多晶Fe4N薄膜的TEM圖像和選區(qū)電子衍射圖，膜厚為（a）（b）10、（c）（d）91 nm［24，25］

圖9.不同溫度下，5 nm的多晶Fe4N薄膜的面內(nèi)磁滯回線，插圖為Ms和Hc隨著溫度的變化關(guān)系曲線［24，25］

圖10給出了厚度分別為5、91、163 nm的多晶Fe4N薄膜的Ms隨著溫度的變化曲線［24，25］。對(duì)于單位體積的鐵磁性樣品而言，原子間存在著交換作用，交換積分大于零。當(dāng)溫度等于零時(shí)，鐵磁體處于基態(tài)，各原子的電子自旋平行取向，表現(xiàn)出最大的磁化強(qiáng)度（絕對(duì)飽和磁化）。當(dāng)溫度升高時(shí)，由于熱激發(fā)效應(yīng)使得一部分原子的電子自旋反向，這種反向的自旋不是固定在某個(gè)或某幾個(gè)原子上而是以波的形式在整個(gè)鐵磁晶體中傳播，這就是由布洛赫通過理論推導(dǎo)提出的自旋波的概念［26］。基于布洛赫自旋波的理論，可以得到鐵磁性樣品的飽和磁化強(qiáng)度與溫度T之間滿足一定的關(guān)系。布洛赫提出的有關(guān)飽和磁化強(qiáng)度與溫度T滿足下面的關(guān)系式［26］

圖10.不同厚度的多晶Fe4N薄膜的Ms隨著溫度的變化關(guān)系曲線［24，25］

其中，kB為玻爾茲曼常數(shù)，A為交換積分常數(shù)。上式稱為布洛赫的T3/2定律。由于布洛赫的自旋波理論忽略了自旋波之間的相互作用，所以這一定律在較低的溫度范圍是與實(shí)驗(yàn)結(jié)果符合的。隨后，戴森考慮了自旋波之間的相互散射問題，修正了布洛赫的T3/2定律。戴森修正后的關(guān)系式為［26］

其中a、b和c是相關(guān)的系數(shù)。式（2）適用于較高的溫度。我們采用式（1）和（2）對(duì)厚度為5、91、163 nm的多晶Fe4N薄膜的Ms隨著溫度的變化進(jìn)行了擬合。采用布洛赫的T3/2定律不能進(jìn)行很好的擬合，采用由戴森修正后的式（2）可以很好的對(duì)實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行擬合，如圖10中的實(shí)線所示［24，25］，圖中三角形、圓形和正方形的點(diǎn)為實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)點(diǎn)?？梢娫?～350 K的溫度范圍內(nèi)，存在著自旋波相互作用。對(duì)于厚度為5 nm的多晶Fe4N薄膜的擬合所得數(shù)據(jù)如下：Ms（0）=1128 eum/cm3、a=3.579×10-4K-3/2、b=9.922×10-7K-5/2和c=2.319×10-19K-7/2。對(duì)于厚度為91 nm的多晶Fe4N薄膜的擬合所得數(shù)據(jù)如下：Ms（0）=1370 eum/cm3、a= 1.399×10-8K-3/2、b=0和c=4.879×10-19K-7/2。對(duì)于厚度為163 nm的多晶Fe4N薄膜的擬合所得數(shù)據(jù)如下：Ms（0）=1201 eum/cm3、a=1.537×10-8K-3/2、b=0和c=3.055×10-19K-7/2。同時(shí)根據(jù)a=0.1173（kB/A）3/2我們可以求出交換積分常數(shù)A。厚度為5 nm的多晶Fe4N薄膜的交換積分常數(shù)A=8.670×10-22。對(duì)于厚度為91 nm的多晶Fe4N薄膜，交換積分常數(shù)A= 5.699×10-19。對(duì)于163 nm的多晶Fe4N薄膜，交換積分常數(shù)A=5.355×10-19［24，25］。

C.多晶Fe4N薄膜的電輸運(yùn)特性

圖11給出了玻璃基底上不同厚度的多晶Fe4N薄膜的ρ（T）/ρ（305 K）隨著溫度的變化曲線［24，25］。從圖中可以得出，樣品的電阻率隨著溫度的降低而減小，表現(xiàn)為金屬導(dǎo)電特性。插圖給出了室溫下多晶Fe4N薄膜的電阻率隨著薄膜厚度的變化曲線。隨著Fe4N薄膜的厚度從5 nm增加到163 nm，薄膜的電阻率逐漸減小，這主要是由于隨著薄膜厚度的增加，薄膜中的晶粒尺寸逐漸增大，引起薄膜中晶界減少，導(dǎo)致對(duì)傳導(dǎo)電子的散射減小造成的。同時(shí)薄的薄膜表面對(duì)電子的散射也會(huì)使得薄的薄膜的電阻率比厚的薄膜的電阻率大［24，25］。

眾所周知，導(dǎo)體中的ρ起源于不同的散射機(jī)制，總的ρ可以表示為［24，25］

其中，ρ0為剩余電阻率，ρph（T）為電子-聲子散射引起的電阻率，ρee（T）為電子-電子散射引起的電阻率，ρm（T）為無序的局域磁矩引起的電阻率。一般而言，電子-聲子散射在高溫時(shí)占主導(dǎo)。當(dāng)溫度T≥θD（θD為德拜溫度），ρ隨溫度的變化關(guān)系為ρph（T）∝T，當(dāng)溫度T≤θD時(shí)，ρ隨溫度的變化關(guān)系為ρph（T）∝T5。在低溫區(qū)域，電子-聲子散射被凍結(jié)，主要是電子-電子散射起作用，ρ隨溫度的變化關(guān)系為ρee（T）∝T2。無序的局域磁矩對(duì)ρ的貢獻(xiàn)是在整個(gè)溫度范圍內(nèi)都很重要的，此時(shí)的ρ隨溫度的變化關(guān)系對(duì)于鐵磁耦合為ρm（T）∝T2，而對(duì)于反鐵磁耦合隨溫度的變化則表現(xiàn)為T5和T4關(guān)系［27］。在不同的溫度范圍內(nèi)，不同的散射機(jī)制所起的主導(dǎo)作用不同，利用式（3）在2～305 K的溫度范圍內(nèi)不能對(duì)實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行很好的擬合。通過擬合發(fā)現(xiàn)在低的溫度范圍內(nèi)，電阻率隨著溫度的變化關(guān)系滿足T2關(guān)系［24，25］。可見在低溫度范圍內(nèi)，對(duì)多晶Fe4N薄膜的電阻率的貢獻(xiàn)來自于電子-電子相互作用和/或無序的局域磁矩引起的散射。在較高的溫度范圍內(nèi)，電阻率隨著溫度的變化滿足Tn關(guān)系，其中n小于1，并且隨著溫度的升高，曲線的斜率越來越小，說明在高溫度范圍內(nèi)，對(duì)多晶Fe4N薄膜的電阻率的貢獻(xiàn)主要來自于電子-聲子散射?？偠灾?，在不同厚度的多晶Fe4N薄膜中，電阻率是由多種散射機(jī)制共同作用引起的，在不同的溫度范圍內(nèi)，不同的散射機(jī)制起著主導(dǎo)作用［24，25］。

圖11.玻璃基底上不同厚度的多晶Fe4N薄膜的電阻率隨溫度的變化曲線。插圖為室溫電阻率隨薄膜厚度的變化曲線［24，25］

為了進(jìn)一步研究外加磁場(chǎng)對(duì)多晶Fe4N薄膜電輸運(yùn)特性的影響，我們測(cè)量了不同溫度下的磁電阻MR。測(cè)量MR時(shí)，外加磁場(chǎng)平行于薄膜表面，最大外加磁場(chǎng)為50 kOe。圖12給出了不同厚度的多晶Fe4N薄膜的MR-H曲線［24，25］。從圖12（a）看出，5 nm的Fe4N薄膜，在5～200 K的溫度范圍內(nèi)，當(dāng)磁場(chǎng)在0～±500 Oe左右的范圍內(nèi)時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加呈現(xiàn)出急劇增大的趨勢(shì)。當(dāng)磁場(chǎng)的絕對(duì)值大于500 Oe時(shí)，溫度為5～100 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加呈現(xiàn)出緩慢的繼續(xù)增大的趨勢(shì)，當(dāng)外加磁場(chǎng)達(dá)到最大值50 kOe也未達(dá)到飽和。當(dāng)溫度大于100 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加呈現(xiàn)出減小的趨勢(shì)，為負(fù)磁電阻［24，25］。圖12（b）為10 nm的Fe4N薄膜，在5～200 K的溫度范圍內(nèi)，在0～±500 Oe左右的磁場(chǎng)范圍內(nèi)，MR隨著磁場(chǎng)的增加呈現(xiàn)出急劇增大的趨勢(shì)。當(dāng)磁場(chǎng)的絕對(duì)值大于500Oe時(shí)，溫度為5～40 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加呈現(xiàn)出緩慢的繼續(xù)增大的趨勢(shì)，在最大的外場(chǎng)50 kOe下也未達(dá)到飽和。溫度大于40 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加呈現(xiàn)減小的趨勢(shì)，為負(fù)的磁電阻［24，25］。對(duì)于厚度為26至163 nm的Fe4N薄膜，在零磁場(chǎng)附近500 Oe左右的磁場(chǎng)范圍內(nèi)，在所有溫度下，薄膜的MR隨著磁場(chǎng)增加而急劇的增大。當(dāng)磁場(chǎng)的絕對(duì)值大于500 Oe，在溫度為5、10和20 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加而繼續(xù)增大，最大外加磁場(chǎng)下也未達(dá)到飽和。而當(dāng)溫度大于等于30 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加而減小，表現(xiàn)為負(fù)的磁電阻。通過上面的結(jié)果可以看出，MR隨著薄膜厚度的變化，沒有一定的規(guī)律，但是對(duì)于不同厚度的多晶Fe4N薄膜而言，在低溫下，MR都是隨著磁場(chǎng)的增加而增大，在較高的溫度下，MR隨著磁場(chǎng)的增加先增大然后減小為負(fù)的值。而且MR的數(shù)值幾乎都小于1.2%。上述不同厚度的多晶Fe4N薄膜的MR在不同溫度下隨著磁場(chǎng)的變化呈現(xiàn)出了復(fù)雜的變化行為。造成這種復(fù)雜的MR變化行為的是多種散射機(jī)制引起的正MR與負(fù)MR相互競(jìng)爭的結(jié)果。其中由于洛侖茲力的存在使得Fe4N薄膜的MR為正的［24，25］。因?yàn)檩d流子在傳導(dǎo)的過程中會(huì)受到洛侖茲力的影響，而作螺旋運(yùn)動(dòng)，從而使得其受到散射的幾率增大，平均自由程減小，引起電阻隨著磁場(chǎng)的增加而增大。而隨著磁場(chǎng)的增加，磁場(chǎng)提供的鐵磁有序抑制了自旋波的無序散射，使得MR為負(fù)的。同時(shí)外磁場(chǎng)引起自旋向上和自旋向下的能帶發(fā)生劈裂，使得Fe4N薄膜的s電子散射到d態(tài)的幾率減小，也會(huì)引起負(fù)的MR。由于引起Fe4N薄膜磁電阻變化的物理機(jī)制在不同的溫度和磁場(chǎng)所起的主導(dǎo)作用不同，導(dǎo)致磁電阻隨著磁場(chǎng)和溫度的變化呈現(xiàn)出復(fù)雜的變化行為。在低的溫度和磁場(chǎng)下，由于洛侖茲力引起的正MR起主導(dǎo)作用，所以隨著磁場(chǎng)的增加，MR呈現(xiàn)出快速增大的趨勢(shì)。隨著磁場(chǎng)的不斷增加，磁場(chǎng)提供了鐵磁有序同時(shí)抑制了由自旋波激發(fā)引起的電子散射和局域磁各向異性，使得MR減小，所以Fe4N薄膜的MR隨著磁場(chǎng)增加呈現(xiàn)出相對(duì)于低場(chǎng)下的MR平緩的增大趨勢(shì)；在高的溫度下，薄膜MR隨著磁場(chǎng)的增加，呈現(xiàn)出先增大，后減小的趨勢(shì)。這主要是由于隨著磁場(chǎng)的增加，磁場(chǎng)抑制自旋的無序散射引起的負(fù)MR，能帶劈裂引起的負(fù)MR逐漸競(jìng)爭過了由洛侖茲力導(dǎo)致的正MR引起的［24，25］。

圖12.玻璃基底上多晶Fe4N薄膜的MR-H曲線，薄膜厚度分別為（a）5、（b）10、（c）26、（d）58、（e）91和（f）163 nm［24，25］

IV.外延Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)與物性

本節(jié)我們將重點(diǎn)介紹外延Fe4N薄膜的表面形貌、晶體結(jié)構(gòu)、磁性質(zhì)、電輸運(yùn)特性和磁電阻效應(yīng)［23，24］。

A.外延Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)

在單晶基底上制備出外延薄膜，必須要知道薄膜和基底之間的晶格失配度，只有失配度在一定范圍內(nèi)才能制備出外延薄膜，下面是薄膜晶格與基底晶格失配度的計(jì)算公式［24，25］

其中，m為晶格失配度，a和b分別為基底和外延薄膜的晶格常數(shù)。通常情況下，當(dāng)m≤15%時(shí)，才能在單晶基底上制備出外延薄膜。由Fe4N相的晶格常數(shù)為3.795?A，首先選擇了和Fe4N晶格失配度分別為0%、-3%和-10%的LaAlO3、SrTiO3和MgO（100）取向的基底來制備外延Fe4N薄膜。我們?cè)?50?C的MgO（100）、SrTiO3（100）和LaAlO3（100）基底上制備了氮化鐵薄膜Fe4N薄膜的條件是：氮?dú)夂蜌鍤獾牧髁糠謩e為20 sccm和100 sccm，濺射壓強(qiáng)為1 Pa，濺射電壓為1175 V。通過控制濺射時(shí)間制備了不同厚度的Fe4N薄膜。

圖13給出了不同厚度Fe4N薄膜的原子力顯微鏡圖像（AFM）［23，24］。從圖上可以看出，5 nm厚的薄膜上有很多小洞，并且薄膜的深度與薄膜的厚度一樣，說明尚未完全形成連續(xù)的薄膜。當(dāng)厚度為26 nm時(shí)，薄膜表面平整。隨著薄膜表面繼續(xù)增加，表面出現(xiàn)很多小島，并且表面粗糙度增加［23，24］。

圖14給出了MgO（100）基底和在MgO（100）基底上的不同厚度的Fe4N薄膜的X射線θ-2θ掃描圖［23，24］。從圖中可以看出，除了MgO基底的（200）和（400）衍射峰外，不同厚度的氮化鐵薄膜的衍射峰都是在23.45?左右的Fe4N的（100）衍射峰和47.97?左右的Fe4N的（200）衍射峰。由此可見，在單晶MgO（100）基底上制備出了取向生長的單相Fe4N薄膜。隨著薄膜厚度從163 nm減小到5 nm時(shí)，F(xiàn)e4N薄膜的衍射峰對(duì)應(yīng)的峰位逐漸向高角度移動(dòng)，并且衍射峰的強(qiáng)度逐漸變?nèi)?，衍射峰的半高寬的寬度逐漸變大。衍射峰向大角度偏移，這主要是由薄膜受到拉應(yīng)力導(dǎo)致的［23，24］。MgO（100）基底的晶格常數(shù)是4.21?A，大于Fe4N的晶格常數(shù)3.79 ?A，所以Fe4N的（h00）面要受到面內(nèi)的拉應(yīng)力，引起（h00）面之間的面間距d變小，根據(jù)布拉格衍射公式可知對(duì)應(yīng)的衍射角往大角度偏移。衍射峰的強(qiáng)度隨著薄膜厚度從厚變薄而逐漸變?nèi)?，這主要是因?yàn)殡S著薄膜厚度逐漸變薄，對(duì)X射線的衍射級(jí)數(shù)就會(huì)減少，接收到的信號(hào)就會(huì)變?nèi)?，最后形成弱的衍射峰。隨著薄膜厚度逐漸變薄，薄膜衍射峰的半高寬寬度逐漸增大，根據(jù)謝樂（Scherrer）公式可以得出，F(xiàn)e4N薄膜垂直膜面的晶粒尺寸逐漸減小［23，24］。

圖13.外延Fe4N薄膜的AFM圖像，膜厚為（a）5、（b）25、（c）58、（d）91 nm［23，24］

我們選擇了晶格常數(shù)與Fe4N晶格常數(shù)失配度分別約為-10%的MgO（100）基底、-3%的SrTiO3（100）基底、0%的LaAlO3（100）基底來制備單相外延Fe4N薄膜。圖15給出了在三種基底上制備的厚度為163 nm的單相Fe4N薄膜的X射線θ-2θ掃描圖［23，24］。從圖中可以看出，隨著薄膜晶格常數(shù)與基底晶格常數(shù)失配度的減小，F(xiàn)e4N（100）和（200）衍射峰與基底的衍射峰逐漸靠近，尤其是LaAlO3（100）基底上的Fe4N薄膜的衍射峰與基底的衍射峰基本上是重合的。同時(shí)為了研究不同取向Fe4N薄膜的磁學(xué)性質(zhì)和電輸運(yùn)特性的不同，我們還在SrTiO3（110）取向的基底上制備了Fe4N薄膜。圖16（a）給出了在450?C的SrTiO3（110）基底上的厚度為91 nm的Fe4N薄膜以及SrTiO3（110）基底的X射線θ-2θ掃描圖［23，24］。當(dāng)薄膜厚度為91 nm時(shí)，除了SrTiO3基底的（110）和（220）衍射峰外，只在2θ=70.18?的地方出現(xiàn)了Fe4N的（220）衍射峰。圖16（b）給出了SrTiO3（110）基底的X射線θ-2θ掃描圖，從圖中可以看出，除了基底的（110）和（220）衍射峰外，還出現(xiàn)了很多其它小的凸起，進(jìn)一步說明圖16（a）中出現(xiàn)的小峰來自于基底。厚度為91 nm的Fe4N薄膜是取向生長的，需要進(jìn)一步的結(jié)構(gòu)表征來驗(yàn)證是否為外延生長的［23，24］。

圖14.MgO（100）上Fe4N薄膜的X射線θ-2θ圖，膜厚為（a）5、（b）10、（c）26、（d）58、（e）91、（f）163 nm和（g）MgO（100）基底［23，24］

圖15.不同單晶基底上163 nm的Fe4N薄膜的X射線θ-2θ圖，（a）MgO（100）、（b）SrTiO3（100）和（c）LaAlO3（100）［23，24］

圖16.SrTiO3（110）上氮化鐵薄膜的X射線θ-2θ掃描圖，薄膜厚度分別為（a）91 nm、（b）SrTiO3（110）基底［23，24］

已知制備在LaAlO3（100）、SrTiO3（100）、SrTiO3（110）和MgO（100）取向的單晶基底上的Fe4N薄膜都表現(xiàn)出了取向生長。為了證明制備在這些單晶基底上的Fe4N薄膜是外延生長的模式，對(duì)制備在MgO（100）和SrTiO3（100）、SrTiO3（110）取向的單晶基底上的Fe4N薄膜進(jìn)一步的進(jìn)行了X射線的φ掃描和極圖的結(jié)構(gòu)表征。因?yàn)長aAlO3（100）基底的晶格常數(shù)與Fe4N薄膜的晶格常數(shù)幾乎是相等的，所以從X射線的θ-2θ衍射圖上已無法區(qū)分衍射峰是來自基底還是薄膜，對(duì)其做X射線的φ掃描和極圖的結(jié)構(gòu)表征也無法區(qū)分是來自基底的還是薄膜的峰。圖17給出了在MgO（100）基底上制備的厚度分別為5、10、58和163 nm的取向生長的Fe4N薄膜的X射線φ掃描圖［23，24］。為了避開MgO（100）基底的衍射峰的影響，把2θ衍射角固定于41.22?，因?yàn)樵?1.22?這個(gè)角度，MgO（100）基底是沒有衍射峰出現(xiàn)的，在這個(gè)角度只有Fe4N薄膜的（111）衍射峰。測(cè)量時(shí)樣品的旋轉(zhuǎn)范圍是：α=35.26?，β=-180?～+180?。從圖中可以看出，不同厚度的Fe4N薄膜的X射線φ掃描圖中在360?的范圍內(nèi)都出現(xiàn)了四個(gè)比較尖銳的等間隔（間隔為90?）的衍射峰，這四個(gè)衍射峰來自于具有C4旋轉(zhuǎn)對(duì)稱的Fe4N（111）面的衍射，表現(xiàn)出四重對(duì)稱性。隨著Fe4N薄膜厚度的增加，衍射峰的強(qiáng)度增強(qiáng)，這是因?yàn)殡S著薄膜厚度的增加，薄膜中參與X射線衍射的晶面越來越多，所以衍射峰的強(qiáng)度增強(qiáng)，但是并不會(huì)影響到Fe4N薄膜的四重對(duì)稱性。所以，MgO（100）基底上的取向生長的Fe4N薄膜具有立方外延結(jié)構(gòu)，F(xiàn)e4N薄膜與MgO（100）基底的外延生長關(guān)系為［23，24］：Fe4N（100）［001］∥MgO（100）［001］。圖18給出了SrTiO3（100）和SrTiO3（110）基底上厚度分別為163和91 nm的取向生長的單相Fe4N薄膜的X射線φ掃描圖，其中2θ衍射角對(duì)應(yīng)固定于Fe4N（111）的峰位處，即：2θ=41.22?［23，24］。如圖18（a）所示，為SrTiO3（100）基底上取向生長的Fe4N薄膜的X射線φ掃描圖，當(dāng)φ轉(zhuǎn)過360?后，φ掃描圖中出現(xiàn)了四個(gè)比較尖銳的等間隔（間隔為90?）的Fe4N薄膜的衍射峰，這四個(gè)衍射峰來自于具有C4旋轉(zhuǎn)對(duì)稱的（111）面，說明Fe4N薄膜具有面內(nèi)的立方對(duì)稱性，則Fe4N薄膜與SrTiO3（100）基底的外延生長關(guān)系可表示為：Fe4N（100）［001］∥SrTiO3（100）［001］［23，24］。圖18（b）給出了SrTiO3（110）基底上取向生長的Fe4N薄膜的X射線φ掃描圖，當(dāng)φ轉(zhuǎn)過360?后，φ掃描圖中出現(xiàn)了二個(gè)比較尖銳的等間隔（間隔為180?）的Fe4N薄膜的衍射峰，說明薄膜具有面內(nèi)的立方對(duì)稱性，取向生長的Fe4N薄膜與SrTiO3（110）基底的外延生長關(guān)系可表示為Fe4N（110）［110］∥SrTiO3（110）［110］［23，24］。為了進(jìn)一步的表征Fe4N薄膜在單晶基底上的外延生長，我們分別測(cè)量了MgO（100）和SrTiO3（100）單晶基底上制備的厚度為163 nm的Fe4N薄膜的極圖。圖19給出了MgO（100）和SrTiO3（100）單晶基底上制備的163 nm的外延Fe4N薄膜的平面極圖和三維極圖，很好的反映了Fe4N薄膜的四重對(duì)稱性，進(jìn)一步證明了Fe4N薄膜在單晶基底上的外延生長模式。圖20給出了SrTiO3（110）基底上的厚度為91 nm的外延Fe4N薄膜的平面極圖和三維極圖，也很好的證明了薄膜的外延生長特性。X射線θ-2θ衍射結(jié)合φ掃描圖和極圖的結(jié)構(gòu)表征，證明了Fe4N薄膜的外延生長模式［23，24］。

圖17.MgO（100）上Fe4N薄膜的X射線φ掃描圖，薄膜厚度分別為（a）5、（b）10、（c）58和（d）163 nm［23，24］

B.外延Fe4N薄膜的磁性

圖21給出了MgO（100）基底上不同厚度的外延Fe4N薄膜的室溫面內(nèi)磁滯回線［23，24］。從磁滯回線的形狀可以看出，不同厚度的外延Fe4N薄膜呈現(xiàn)出軟磁性。插圖給出的是薄膜的飽和磁化強(qiáng)度Ms和Hc隨著薄膜厚度的變化關(guān)系曲線。當(dāng)薄膜厚度從5 nm增加到10 nm時(shí)，薄膜的Ms從1213 emu/cm3增加到1243 emu/cm3，隨著薄膜厚度增大到58 nm，Ms幾乎線性的減小到最小值1056 emu/cm3，當(dāng)薄膜的厚度為91 nm時(shí)，Ms有最大值1341 emu/cm3。當(dāng)薄膜的厚度增大到163 nm時(shí)，Ms又減小到1181 emu/cm3?？梢娡庋覨e4N薄膜的厚度會(huì)影響到它的Ms的大小，但是Ms隨著厚度變化沒有很強(qiáng)的規(guī)律性［23，24］。從外延Fe4N薄膜的矯頑力Hc隨著薄膜厚度的變化關(guān)系曲線可以看出，外延Fe4N薄膜的Hc不隨薄膜厚度的變化而變化，基本保持在50 Oe左右。影響薄膜Hc大小的因素有很多，如薄膜受到的應(yīng)力大小、薄膜的表面粗糙度、顆粒尺寸的大小等，在MgO（100）基底上制備的外延Fe4N薄膜的Hc隨著厚度變化基本保持不變，可能就是上面提到的這些諸多的因素綜合影響造成的［23，24］。

圖18.Fe4N（100）和（110）薄膜的X射線φ掃描圖，（a）SrTiO3（100）和（b）SrTiO3（110）［23，24］

圖19.MgO（100）和SrTiO3（100）上Fe4N薄膜的平面和三維極圖，α=20～90?，步長為2.5?，（a）MgO（100）和（b）SrTiO3（100）［23，24］

圖20.91 nm外延Fe4N（110）薄膜的平面和三維極圖，α=20～90?，步長為2.5?［23，24］

我們還進(jìn)一步測(cè)量了MgO（100）基底上不同厚度的外延Fe4N薄膜在不同溫度下的磁滯回線。圖22分別給出了厚度為10 nm外延Fe4N薄膜在不同溫度下的磁滯回線［23，24］。從圖中可以看出，磁滯回線的形狀反映出了隨著溫度的變化，外延Fe4N薄膜呈現(xiàn)出軟磁性。圖22右下角的插圖給出了外延Fe4N薄膜的Ms和Hc隨著溫度的變化關(guān)系曲線。Ms隨著溫度的升高而逐漸減小。當(dāng)溫度小于100 K時(shí)，Hc大小～150 Oe，隨著溫度的升高，Hc減小。當(dāng)溫度大于100 K時(shí)，Hc減小到～50 Oe［23，24］。

圖21.MgO（100）上不同厚度的外延Fe4N薄膜的室溫面內(nèi)磁滯回線，插圖為Ms和Hc隨著薄膜厚度的變化關(guān)系曲線［23，24］

圖22.MgO（100）上10 nm的外延Fe4N薄膜在不同溫度下的面內(nèi)磁滯回線，插圖為Ms和Hc隨著溫度的變化曲線［23，24］

C.外延Fe4N薄膜的電輸運(yùn)特性

圖23給出了MgO（100）基底上制備的不同厚度的外延Fe4N薄膜的ρ（T）/ρ（300 K）隨著溫度的變化關(guān)系曲線［23，24］。從圖中可以看出，隨著溫度的升高，F(xiàn)e4N薄膜的電阻率逐漸增大，呈現(xiàn)出金屬的導(dǎo)電特性。右下角的插圖給出了室溫下Fe4N薄膜的ρ隨著薄膜厚度的變化關(guān)系曲線。從圖中可以看出，F(xiàn)e4N薄膜的ρ隨著薄膜厚度的減小而逐漸增大［23，24］。隨著薄膜厚度的減小，薄膜受到張應(yīng)力逐漸地增大，使得薄膜中的缺陷增多，并且隨著薄膜厚度的減小，薄膜表面對(duì)電子的散射就會(huì)增強(qiáng)，所以隨著Fe4N薄膜厚度的減小，ρ逐漸增大。同時(shí)，通過對(duì)比玻璃基底上制備的相同厚底的多晶Fe4N薄膜的ρ隨著薄膜厚度的變化得出，相同厚度的多晶Fe4N薄膜的室溫ρ大于外延Fe4N薄膜的室溫ρ，這主要是由于相對(duì)于外延薄膜，多晶薄膜中存在著更多的缺陷雜質(zhì)和顆粒邊界，引起薄膜ρ的增大。圖24給出了不同基底上的厚度為10 nm的Fe4N薄膜的ρ（T）/ρ（300 K）隨著溫度的變化關(guān)系曲線［23，24］。薄膜的電阻率隨著溫度的降低而減小，呈現(xiàn)出金屬的導(dǎo)電特性。右下角的插圖給出了不同基底上制備的Fe4N薄膜的室溫ρ。LaAlO3（100）基底上的ρ最小，玻璃基底上的ρ最大。由于玻璃基底上制備的是多晶的Fe4N薄膜，與單晶基底上制備的外延Fe4N薄膜相比較存在更多的顆粒邊界和缺陷，所以會(huì)引起ρ增大。由于LaAlO3（100）基底的晶格常數(shù)與Fe4N薄膜的晶格常數(shù)幾乎相等，所以在LaAlO3（100）基底上制備的Fe4N薄膜中的缺陷相對(duì)而言就會(huì)很少，在低溫下Fe4N薄膜的ρ相對(duì)在MgO（100）和SrTiO3（100）基底上制備的Fe4N薄膜的ρ就要小些。圖26給出了SrTiO3（100）和（110）基底上制備的Fe4N薄膜的ρ（T）/ρ（300 K）隨著溫度的變化關(guān)系曲線［23，24］。隨著溫度的升高，不同取向的SrTiO3基底上制備的Fe4N薄膜的電阻率都逐漸增大，表現(xiàn)出金屬的導(dǎo)電特性。右下角的插圖給出了不同取向的SrTiO3基底上的Fe4N薄膜的室溫ρ。隨著溫度的升高，不同取向的SrTiO3基底上的Fe4N薄膜的電阻率大小關(guān)系為：ρ（110）＞ρ（100）?？梢奆e4N薄膜的ρ沿著薄膜的不同生長取向是不同的。這主要是因?yàn)樵贔e4N薄膜的不同取向上，F(xiàn)e原子和氮原子的占位不同，使得電子云的分布不同，進(jìn)而影響到Fe4N薄膜不同取向的ρ大小不同［23，24］。

圖26給出了MgO（100）基底上不同厚度的外延Fe4N薄膜的MR-H曲線［23，24］。圖4-23（a）和（b）給出了厚度分別為5 nm和10 nm的Fe4N薄膜的MR在不同溫度下隨磁場(chǎng)的變化曲線。在較低的溫度下，MR隨著磁場(chǎng)的增加而增大，當(dāng)溫度高于30 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加而減小，呈現(xiàn)出負(fù)的MR。隨著Fe4N薄膜的厚度增加到26和58 nm，在低的溫度下，MR隨著磁場(chǎng)的增加先有一個(gè)小的減小然后又增大。在較高的溫度下，MR隨著磁場(chǎng)的增加而減小，表現(xiàn)為負(fù)的MR。為了對(duì)比不同基底上制備的Fe4N薄膜的MR的變化關(guān)系，我們測(cè)量了不同基底上厚度為10 nm的Fe4N薄膜的MR［23，24］。如圖27給出了在MgO（100）、SrTiO3（100）、LaAlO3（100）單晶基底和玻璃基底上制備的厚度為10 nm的Fe4N薄膜的MR-H曲線。從圖中可以看出，無論是單晶基底上制備的外延Fe4N薄膜還是玻璃基底上制備的多晶Fe4N薄膜，除了零場(chǎng)附近MR隨著磁場(chǎng)的增加變化不同外，在較低的溫度下，MR隨著磁場(chǎng)的增加而增大并且在最大的磁場(chǎng)下也未達(dá)到飽和。當(dāng)溫度高于30 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加而減小，呈現(xiàn)出負(fù)的MR。在零場(chǎng)附近，對(duì)于四種基底上制備的Fe4N薄膜而言，隨著磁場(chǎng)的增加，MR在不同的溫度下表現(xiàn)為有的先增大再減小，有的一直增大，有的一直減小的行為。并且在同一個(gè)溫度下，單晶基底上的Fe4N薄膜的MR要比玻璃基底上的大［23，24］。圖28給出了SrTiO3基底上的不同取向的Fe4N薄膜的MR-H曲線。從圖中可以看出，在不同取向的SrTiO3基底上的Fe4N薄膜的MR隨著磁場(chǎng)的變化表現(xiàn)出相似的行為，都是在低的溫度下，MR隨著磁場(chǎng)的增加而增大，當(dāng)溫度大于30 K時(shí)，MR隨著磁場(chǎng)的增加而減小為負(fù)值。其中在（100）取向上的MR大于在（110）取向上的MR［23，24］。上面介紹的是Fe4N薄膜的MR隨著溫度和磁場(chǎng)的變化關(guān)系。無論是同一基底上不同厚度的Fe4N薄膜的MR變化規(guī)律，還是不同基底上相同厚度的Fe4N薄膜的MR變化規(guī)律，基本上都是相似的。通過對(duì)比可以得出，無論是多晶還是外延Fe4N薄膜，MR產(chǎn)生的原因是相同的。隨著溫度的降低，F(xiàn)e4N薄膜的電阻率減小，使得MR增大。隨著溫度的升高，當(dāng)外加磁場(chǎng)使得Fe4N薄膜中的鐵磁有序化和由自旋波引起的電子散射和局域磁各向異性受到抑制，從而使得MR隨著磁場(chǎng)的增大而減小。根據(jù)s-d能帶散射模型，外加磁場(chǎng)會(huì)使得多數(shù)自旋能帶和少數(shù)自旋能帶發(fā)生劈裂，產(chǎn)生負(fù)的MR。這幾種機(jī)制在不同的溫度和磁場(chǎng)下相互競(jìng)爭，使得MR的行為表現(xiàn)的復(fù)雜化［23，24］。

圖23.MgO（100）上不同厚度的外延Fe4N薄膜的電阻率隨溫度的變化曲線，插圖為室溫電阻率隨薄膜厚度的變化曲線［23，24］

圖24.不同基底上10 nm的Fe4N薄膜的電阻率隨溫度的變化，插圖為室溫電阻率［23，24］

圖25.SrTiO3（100）和（110）基底上10 nm的Fe4N薄膜的電阻率隨溫度的變化關(guān)系曲線，插圖為室溫下的電阻率［23，24］

人們也常用各向異性磁電阻AMR來研究鐵磁性材料的電輸運(yùn)特性。AMR效應(yīng)一般存在于鐵磁金屬及其合金材料中，電阻率ρ的大小與磁化強(qiáng)度方向和電流的方向之間的夾角有關(guān)系。從20世紀(jì)90年代初期，AMR效應(yīng)就已經(jīng)用于硬盤驅(qū)動(dòng)器的磁記錄讀出磁頭。1857年，湯姆遜首先在鐵磁金屬中發(fā)現(xiàn)AMR效應(yīng)［28］。本節(jié)中AMR的定義為［29］

圖26.MgO（100）上Fe4N薄膜的MR-H曲線，膜厚為（a）5、（b）10、（c）26和（d）58 nm［23，24］

圖27.10 nm的Fe4N薄膜的MR-H曲線，（a）MgO（100）、（b）SrTiO3（100）、（c）LaAlO3（100）和（d）Glass［23，24］

圖28.不同取向的外延Fe4N薄膜的MR-H曲線，（a）（100）和（b）（110）［23，24］

其中R//和R⊥分別為磁化方向與電流方向平行和垂直時(shí)薄膜的電阻。圖29給出了MgO（100）基底上制備的不同厚度的外延Fe4N薄膜在外加磁場(chǎng)為10 kOe時(shí)不同溫度下的AMR的變化極圖。從圖中可以得出，不同厚度的Fe4N薄膜的AMR表現(xiàn)出兩重對(duì)稱性，并且AMR的數(shù)值為負(fù)的。隨著溫度從5 K升高到300 K的過程中，AMR的兩重對(duì)稱性逐漸減弱。隨著薄膜厚度的變化，外延Fe4N薄膜的AMR也發(fā)生了變化。當(dāng)薄膜厚度為5 nm時(shí)，F(xiàn)e4N薄膜最大的AMR值約為-1.7%。當(dāng)薄膜厚度為26 nm時(shí)，F(xiàn)e4N薄膜具有最大的AMR，約為-4.2%。厚度為10和58 nm的Fe4N薄膜的AMR分別約為-3.4%和-3.7%。隨著溫度的升高，不同厚度的外延Fe4N薄膜的AMR的絕對(duì)值減小，當(dāng)溫度為300 K時(shí)，AMR接近于零。隨著Fe4N薄膜厚度的增加，不同溫度下的AMR的絕對(duì)值增大［23，24］。圖30給出了MgO（100）基底上不同厚度的外延Fe4N薄膜在5和300 K下的AMR隨著磁場(chǎng)的變化關(guān)系曲線。其中圖的左邊對(duì)應(yīng)著在5 K下的AMR隨著磁場(chǎng)的變化關(guān)系曲線，右邊對(duì)應(yīng)著在300 K下的AMR隨著磁場(chǎng)的變化關(guān)系曲線。從圖中可以看出在5 K下測(cè)得的AMR除了在200 Oe下表現(xiàn)出不同的形狀外，隨著磁場(chǎng)從50 kOe變化到500 Oe，AMR都呈現(xiàn)出兩重對(duì)稱性。在200 Oe的磁場(chǎng)下得到的AMR的形狀類似于梯形，在峰的頂部變得很平緩，偏離了余弦波函數(shù)的形狀?？梢钥闯?，隨著磁場(chǎng)的逐漸減小，AMR的形狀從余弦波的形狀逐漸過渡到類似于梯形的形狀。而且，AMR數(shù)值為負(fù)值，并且AMR的大小基本不隨磁場(chǎng)的變化而改變［23，24］。隨著薄膜厚度的變化，AMR的數(shù)變化不大，只有在薄膜厚度為5 nm時(shí)，樣品的AMR比較小，僅約-1.7%。其余不同厚度的Fe4N薄膜的AMR值均在-4%左右。從300 K下測(cè)量得到的不同厚度的Fe4N薄膜的AMR可以看出，不同薄膜厚度和磁場(chǎng)下測(cè)得的AMR都呈現(xiàn)出兩重對(duì)稱性［23，24］。AMR為負(fù)值，隨著磁場(chǎng)的變化，AMR的數(shù)值基本也是不變的。但是數(shù)值很小，都小于-0.2%。隨著外加磁場(chǎng)從50 kOe減小到100 Oe，300 K下Fe4N薄膜的AMR的形狀逐漸從余弦形狀過渡到峰的頂部比較平坦的形狀。造成低磁場(chǎng)下Fe4N薄膜的AMR有別于高磁場(chǎng)下的特殊的形狀的原因，目前還沒有給出一個(gè)合理的解釋，可能與小的外加磁場(chǎng)不足以使Fe4N薄膜磁化到飽和有關(guān)［23，24］。

圖29.MgO（100）上Fe4N薄膜在10 kOe下的AMR極圖，電流方向沿著［001］，膜厚分別為（a）5、（b）10、（c）26和（d）58 nm［23，24］

圖30.5和300 K下MgO（100）上的Fe4N薄膜的AMR曲線，電流沿著［001］，膜厚為（a）5、（b）10、（c）26和（d）58 nm［23，24］

為了進(jìn)一步研究不同基底上的Fe4N薄膜的AMR的特點(diǎn)，圖31給出了在10 kOe的磁場(chǎng)下不同溫度下測(cè)量的不同基底上的γ′-Fe4N薄膜的AMR的極圖。從圖中可以看出，在不同的基底上的Fe4N薄膜的AMR均呈現(xiàn)出兩重對(duì)稱性，隨著溫度的升高，AMR的兩重對(duì)稱性減弱。在三種單晶基底MgO（100）、SrTiO3（100）和LaAlO3（100）上制備的γ′-Fe4N薄膜的AMR值最大分別達(dá)到了-3.45%、-3.47%和-3.56%。在玻璃基底上制備的多晶Fe4N薄膜的AMR值相對(duì)于單晶基底上的要小很多，最大只有約-0.89%。隨著溫度的升高，不同基底上的Fe4N薄膜的AMR的絕對(duì)值都減小，尤其是玻璃基底上的Fe4N薄膜的AMR的絕對(duì)值在整個(gè)溫度范圍內(nèi)都小于1%，單晶基底上的Fe4N薄膜的AMR的絕對(duì)值都大于玻璃基底上的，LaAlO3（100）基底上的Fe4N薄膜的AMR在各溫度下都是最大的［23，24］。

圖32給出了SrTiO3（100）和SrTiO3（110）基底上的Fe4N薄膜在10 kOe的磁場(chǎng)下的AMR隨著溫度的變化曲線［23，24］。從圖中可以看出，不同取向的基底上的Fe4N薄膜的AMR在不同的溫度下都呈現(xiàn)出了很好的兩重對(duì)稱性，除了SrTiO3（110）基底上的Fe4N薄膜在300 K下測(cè)得的AMR不具有兩重對(duì)稱性［23，24］。不同取向的SrTiO3基底上的Fe4N薄膜的AMR值均為負(fù)值，并且在低溫時(shí)AMR達(dá)到最大值。SrTiO3（100）和SrTiO3（110）基底上的Fe4N薄膜的AMR最大值分別為-3.47%和-1.06%［23，24］。

圖31.10 kOe下不同基底上γ′-Fe4N薄膜的AMR，（a）MgO（100）、（b）SrTiO3（100）、（c）LaAlO3（100）和（d）Glass［23，24］

圖32.10 kOe下變溫度測(cè)量的不同取向SrTiO3上外延γ′-Fe4N薄膜的AMR，電流方向沿著［001］，（a）（100）和（b）（110）［23，24］

V.Fe4N/CoN雙層膜的結(jié)構(gòu)與物性

本節(jié)我們將重點(diǎn)介紹Fe4N/CoN雙層膜的表面形貌、晶體結(jié)構(gòu)、磁性質(zhì)、電輸運(yùn)特性和磁電阻效應(yīng)［30，31］。

A.外延Fe4N/CoN雙層膜的的結(jié)構(gòu)

圖33給出了不同鐵磁層厚度的Fe4N（tFe4N）/ CoN（8 nm）雙層膜的表面形貌，tFe4N=4、6、8、10、12、20 nm［30，31］。樣品的表面粗糙度在0.164～0.219 nm范圍內(nèi)，表明長在Fe4N之上的CoN薄膜表面較平坦。同時(shí)，也證實(shí)了不同厚度的Fe4N薄膜是連續(xù)的，相對(duì)較平滑的。每個(gè)樣品的表面起伏呈現(xiàn)在圖33的插圖中，雙層膜的表面起伏波動(dòng)不超過0.6 nm［30，31］。

圖34給出了MgO（100）基底、Fe4N單層膜以及Fe4N/CoN雙層膜的X射線θ-2θ掃描圖［30，31］。對(duì)于單層Fe4N薄膜，只有（100）、（200）峰出現(xiàn)，表明薄膜沿c軸取向生長。從Fe4N/CoN雙層膜的XRD圖中可以看出，在Fe4N（200）晶面上生長了CoN（111）面。Fe4N的晶格常數(shù)為3.795?A，而CoN的晶格常數(shù)為4.297?A，晶格失配度高達(dá)13%。因此，相應(yīng)于CoN（111）六角面的矩形網(wǎng)格來匹配Fe4N（200）晶面的矩形網(wǎng)格。這樣的晶格匹配類似于FePt（100）/CoO（111）雙層膜［32］，在Ir（001）基底上生長的CoO（111）也具有同樣的晶格匹配［33］。

為了進(jìn)一步證實(shí)薄膜的外延關(guān)系和平面對(duì)稱性，對(duì)樣品做了φ掃描。選用Fe4N（111）面，固定X射線在α=35.3?，2θ=41.22?，這個(gè)角度沒有CoN和MgO基底的峰。從圖35（b）中可以看到四重對(duì)稱的衍射峰，反映出Fe4N的立方結(jié)構(gòu)和C4旋轉(zhuǎn)對(duì)稱性。對(duì)于CoN（200）面的φ掃描，固定X射線在α=35.3?，2θ=42.02?，這個(gè)角度可以避開Fe4N（111）和MgO（200）的峰，仍然看到了四重對(duì)稱峰，因此長在Fe4N上的CoN（111）面保持矩形狀，而非六角。X射線的θ-2θ掃描和φ掃描結(jié)果表明Fe4N/CoN雙層膜呈現(xiàn)外延生長，具體的外延關(guān)系為：MgO（100）||Fe4N（100）||CoN（111）和MgO

圖35為Fe4N/CoN雙層膜的透射電子顯微鏡圖像［30，31］。從圖36（a）中可以得到Fe4N和CoN的厚度分別為8 nm，與臺(tái)階儀測(cè)得的結(jié)果相符。圖35（b）反映出兩個(gè)清晰的界面，包括基底MgO和Fe4N的界面以及Fe4N和CoN的界面。插圖中相應(yīng)的快速傅里葉變換圖像呈現(xiàn)出Fe4N和CoN的晶格結(jié)構(gòu)，F(xiàn)e4N（200）面的衍射斑點(diǎn)位于CoN（111）面的衍射斑點(diǎn)的正上方，證實(shí)了雙層膜的外延生長關(guān)系。

圖33.不同F(xiàn)e4N厚度的Fe4N/CoN（8 nm）雙層膜的表面形貌以及縱向起伏，（a）4、（b）6、（c）8、（d）10、（e）12、（f）20 nm［30，31］

圖34.（a）MgO（100）、Fe4N單層膜和Fe4N/CoN的X射線θ--2θ圖，（b）Fe4N（111）的φ掃描，（c）CoN（200）的φ掃描［30，31］

圖35.Fe4N（8 nm）/CoN（8 nm）雙層膜的透射電子顯微鏡圖像，（a）低分辨圖，（b）高分辨圖，插圖為選區(qū)電子衍射圖［30，31］

B.外延Fe4N/CoN雙層膜的的磁性

圖36為Fe4N（8 nm）/CoN（8 nm）雙層膜在不同溫度下的磁滯回線。HC1和HC2分別為磁滯回線左右兩端的矯頑力場(chǎng)。HC1的值隨著溫度的增加不斷減小，而HC2的值在低于50 K緩慢增加，高于50 K快速減小。交換偏置場(chǎng)定義為［30，31］

為了得到交換偏置HEB和矯頑力HC隨溫度的變化關(guān)系，我們從磁滯回線中提取出HEB和HC，如圖37和38所示。加50 kOe的磁場(chǎng)冷卻到3 K之后，交換偏置為-105 Oe，隨著溫度的增加，交換偏置逐漸減小［30，31］?？墒?，到8 K時(shí)，交換偏置變?yōu)檎?。隨著溫度的繼續(xù)增加，到20 K達(dá)到正的最大值33 Oe，甚至到350 K仍然保持25 Oe［30，31］。交換偏置隨溫度的變化較復(fù)雜，不同于一般的交換偏置特征。首先，我們需要排除單層Fe4N的交換偏置。之前我們組報(bào)道過在鐵的氮化物中存在交換偏置［34］，但是這一鐵的氮化物是混合相，包括許多不同的相，比如FeN、Fe2N、Fe3N等，這些相彼此耦合，尤其是在晶界處被釘扎的磁矩的直接耦合，造成了鐵的氮化物中交換偏置的發(fā)生。在多晶和外延Fe4N中均沒有發(fā)現(xiàn)交換偏置現(xiàn)象。Fe4N/CoN雙層膜中的Fe4N為外延薄膜，已經(jīng)通過XRD和TEM得到證實(shí)，在外延Fe4N中不存在交換偏置。其次，CoN應(yīng)該為反鐵磁性的巖鹽結(jié)構(gòu)，因?yàn)閱螌覨e4N沒有交換偏置，如果CoN為順磁性的閃鋅礦結(jié)構(gòu)，我們不可能觀察到這樣明顯的交換偏置。因此，在Fe4N/CoN雙層膜中觀察到的交換偏置現(xiàn)象應(yīng)該是來自于Fe4N/CoN界面的交換耦合［30，31］。

圖36.Fe4N/CoN雙層膜在50 kOe的場(chǎng)冷卻之后測(cè)得的不同溫度下的磁滯回線［30，31］

圖37.Fe4N/CoN雙層膜在±50 kOe的冷卻場(chǎng)下的交換偏置隨溫度的變化關(guān)系［30，31］

一般來說，正的冷卻場(chǎng)導(dǎo)致負(fù)的交換偏置，因?yàn)樗枰嗟哪芰咳タ朔F磁/反鐵磁界面的交換作用。交換偏置由于熱擾動(dòng)的影響會(huì)隨著溫度的增加逐漸減小到零，交換偏置為零的溫度稱為凍結(jié)溫度TB［30，31］。不過，也有一些關(guān)于正交換偏置的報(bào)道。在FeF2/Fe和MnF2/Fe雙層膜中，相對(duì)于較小的正冷卻磁場(chǎng)，更大的正冷卻磁場(chǎng)會(huì)使得交換偏置從負(fù)值轉(zhuǎn)向正值［35，36］。但是我們所加的冷卻磁場(chǎng)為50 kOe，足夠大去排列反鐵磁磁矩沿著冷卻磁場(chǎng)的方向，從而在所有的溫度范圍產(chǎn)生正的交換偏置。不可能出現(xiàn)在低溫下為負(fù)值，高溫下為正值的情況。因此排除了冷卻場(chǎng)導(dǎo)致正的交換偏置這一可能性［30，31］。

在-50 kOe的磁場(chǎng)冷卻后，再次測(cè)量不同溫度下的磁滯回線，得到的交換偏置如圖37所示。負(fù)場(chǎng)冷卻的結(jié)果與正場(chǎng)冷卻的結(jié)果完全對(duì)稱，交換偏置在8 K從正轉(zhuǎn)向負(fù)。可是矯頑力并不受冷卻磁場(chǎng)的影響，兩種情況下得到的矯頑力均隨溫度的增加快速減小，并且二者的值完全相同，如圖38所示［30，31］。圖38的插圖表明，隨著冷卻磁場(chǎng)的方向改變，磁滯回線的偏移方向也發(fā)生改變，這正好表明在這一系統(tǒng)中存在的交換偏置獨(dú)有的單向各向異性。同時(shí)，我們還發(fā)現(xiàn)磁滯回線沿著磁化強(qiáng)度的軸線方向也發(fā)生偏移，正的冷卻磁場(chǎng)導(dǎo)致向上偏移，負(fù)的冷卻磁場(chǎng)導(dǎo)致向下偏移。這一縱向的磁化強(qiáng)度的偏移可能與Fe4N/CoN界面處的鐵磁耦合相關(guān)聯(lián)［37，38］。

圖38.Fe4N/CoN雙層膜在±50 kOe的冷卻場(chǎng)下的矯頑力場(chǎng)隨溫度的關(guān)系，插圖為±50 kOe的冷卻場(chǎng)下3 K下的磁滯回線［30，31］

由于在低溫下分別測(cè)了3、4、5、8、10 K下的磁滯回線，這樣小的溫度間隔可能會(huì)引起磁鍛煉效應(yīng)，或許會(huì)造成交換偏置符號(hào)的轉(zhuǎn)變。交換偏置場(chǎng)最初的減小可能會(huì)受到磁鍛煉效應(yīng)的影響。我們沒有進(jìn)行過專門的磁鍛煉過程，在低溫下，小的溫度間隔可能會(huì)帶來輕微的磁鍛煉效應(yīng)的影響，但它不是正交換偏置產(chǎn)生的主要因素。Mishra等［39］在NiFe/IrMn雙層膜中發(fā)現(xiàn)磁鍛煉效應(yīng)可以誘導(dǎo)正交換偏置。在經(jīng)過14次的磁鍛煉過程后，磁滯回線僅僅在一個(gè)小的溫度范圍內(nèi)朝著正場(chǎng)方向偏移。但是，我們沒有經(jīng)過磁鍛煉過程，正交換偏置卻保持在一個(gè)相對(duì)較大的溫度范圍內(nèi)。并且在Cu1-xMnx/Co雙層膜中，低溫下溫度間隔更小，也觀察到正交換偏置，這一正的交換偏置并沒有歸結(jié)于磁鍛煉效應(yīng)，而是由于CuMn中的自旋玻璃態(tài)和CuMn/Co雙層膜的界面耦合共同作用導(dǎo)致的。為了排除這一可能性，我們?cè)? K下連續(xù)測(cè)量了5次磁滯回線。圖39給出了Fe4N/CoN雙層膜的磁鍛煉效應(yīng)［30，31］。第一條磁滯回線顯示了明顯的偏移，而從接下來的四條磁滯回線可以看到交換偏置的緩慢減小，這是磁鍛煉效應(yīng)的典型特征。插圖顯示了五條磁滯回線的交換偏置場(chǎng)和矯頑力場(chǎng)隨磁鍛煉次數(shù)的變化。在第二次磁鍛煉之后，HEB和HC減小緩慢，第五次之后，仍然表現(xiàn)負(fù)的交換偏置，因此可以判定正的交換偏置不是由于磁鍛煉效應(yīng)造成的。

圖39.Fe4N/CoN雙層膜在3 K下測(cè)得的5次磁滯回線，插圖為交換偏置場(chǎng)和矯頑力場(chǎng)隨磁鍛煉次數(shù)的變化關(guān)系［30，31］

我們采用相同的程序測(cè)量了不同F(xiàn)e4N厚度和不同CoN厚度的Fe4N/CoN雙層膜的磁滯回線，結(jié)果如圖40所示。所有樣品的交換偏置均表現(xiàn)出從負(fù)到正的轉(zhuǎn)變，并且一直保持到350 K仍然為正。但不同的是交換偏置符號(hào)發(fā)生轉(zhuǎn)變的溫度不同［31，32］。在圖40（a）的插圖中，我們可以看到，當(dāng)CoN的厚度低于10 nm時(shí)，轉(zhuǎn)變溫度低于20 K?？墒钱?dāng)CoN厚度為10和12 nm時(shí)，轉(zhuǎn)變溫度高達(dá)200 K，而對(duì)于更厚的20 nm樣品，轉(zhuǎn)變溫度再次降低到50 K。已有的報(bào)道中，交換偏置變?yōu)檎祪H僅發(fā)生在凍結(jié)溫度附近，比如Cu1-xMnx/Co和CoO/Co雙層膜［40-42］。在Cu1-xMnx/Co雙層膜中觀察到TB附近的正交換偏置是由于在CuMn中的自旋玻璃態(tài)和CuMn/Co雙層膜的界面耦合二者共同作用導(dǎo)致。而CoO/Co雙層膜的正交換偏置則是來自于TB附近較低各向異性的反鐵磁晶粒的磁無序。這兩種情況都可以歸結(jié)為鐵磁耦合和反鐵磁耦合的共存和競(jìng)爭。正的交換偏置離不開反鐵磁界面耦合。

圖40.Fe4N/CoN雙層膜的交換偏置隨溫度的變化關(guān)系，（a）不同CoN厚度，（b）不同F(xiàn)e4N厚度，插圖為交換偏置場(chǎng)符號(hào)轉(zhuǎn)變的溫度隨CoN和Fe4N厚度的變化關(guān)系［31，32］

在圖40（b）的插圖中，我們可以看到，隨著Fe4N厚度的減小，交換偏置的轉(zhuǎn)變溫度呈現(xiàn)大致的增加趨勢(shì)。這是由于在較薄的Fe4N層中，大多數(shù)的磁矩被反鐵磁層釘扎在界面處，交換相互作用在低溫下趨于鐵磁耦合。而在高溫下，反鐵磁耦合占主導(dǎo)作用。因此，鐵磁層越薄，轉(zhuǎn)變溫度越高［31，32］。

相似的現(xiàn)象在NiFe/NiO雙層膜中被發(fā)現(xiàn)，在1 kOe的冷卻場(chǎng)下交換偏置為負(fù)值，而當(dāng)改變冷卻場(chǎng)的方向時(shí)，交換偏置就發(fā)生了符號(hào)的轉(zhuǎn)變。在30 K時(shí)，交換偏置改變符號(hào)，并且一直保持到300 K。對(duì)于這一現(xiàn)象，該作者認(rèn)為不能用反鐵磁晶粒模型來解釋，因?yàn)椴豢赡艽嬖谌绱烁弑壤牡透飨虍愋缘姆磋F磁晶粒。這一行為應(yīng)該歸結(jié)為晶粒不穩(wěn)定的反鐵磁排列和界面自旋玻璃態(tài)的貢獻(xiàn)。我們的實(shí)驗(yàn)結(jié)果不同于上面的現(xiàn)象，我們的交換偏置符號(hào)的轉(zhuǎn)變不依賴于冷卻場(chǎng)的大小和方向。

總之，交換偏置從負(fù)到正的轉(zhuǎn)變不是來源于磁鍛煉效應(yīng)，也不是來源于反鐵磁晶粒，而是由于交換各向異性的改變所導(dǎo)致。它或許可以歸因于復(fù)雜的界面自旋結(jié)構(gòu)及界面處鐵磁耦合和反鐵磁耦合相互競(jìng)爭導(dǎo)致的阻挫效應(yīng)。

值得注意的是，在高溫下所有的正交換偏置接近一個(gè)常數(shù)23 Oe。這個(gè)常數(shù)的來源可以從以下幾個(gè)方面來討論：（1）這個(gè)常數(shù)不是測(cè)量誤差，通過在相同程序下測(cè)量單層Fe4N發(fā)現(xiàn)并不存在所謂的常數(shù)誤差；（2）這個(gè)正交換偏置常數(shù)維持在高溫區(qū)域（200～350 K），甚至高于CoN的反鐵磁奈爾溫度。高于奈爾溫度，CoN的磁矩排布無序，反鐵磁各向異性消失。因此，這一常數(shù)不是來自于CoN層的釘扎效應(yīng)；（3）這個(gè)值可能相關(guān)于本征的界面耦合。由于大的晶格失配，受應(yīng)力的CoN薄膜長在外延Fe4N（200）面，產(chǎn)生了一個(gè)非六角的CoN（111）面。在Fe4N（200）面上的晶格畸變的CoN（111）使得界面耦合更強(qiáng)。在界面處，F(xiàn)e和Co的3d態(tài)通過N的2p態(tài)間接形成反鐵磁耦合，促進(jìn)了本征的剩余釘扎磁矩［43］。這一耦合和CoN的反鐵磁相轉(zhuǎn)變無關(guān)，因此高于奈爾溫度仍然存在［31，32］。

另外，還有一個(gè)有趣的現(xiàn)象值得去關(guān)注。隨著Fe4N厚度的減小，磁滯回線逐漸變得不平滑。主要表現(xiàn)在Fe4N厚度為4和6 nm的雙層膜中，尤其是Fe4N厚度為4 nm的雙層膜。在Fe4N（4 nm）/CoN（8 nm）樣品中，磁化強(qiáng)度表現(xiàn)了復(fù)雜的變化。同時(shí)，1 kOe的磁場(chǎng)不足以翻轉(zhuǎn)全部的磁矩，因此外加磁場(chǎng)增加為10 kOe，不同溫度的磁滯回線如圖41所示［31，32］。從42（a）中可以看到，在3 K下，當(dāng)磁場(chǎng)減小到大約0.6 kOe時(shí)，磁化強(qiáng)度開始增加，然后在接近于零磁場(chǎng)附近，磁化強(qiáng)度又快速減小，在負(fù)場(chǎng)方向也有同樣的變化。在±0.6 kOe的磁場(chǎng)范圍內(nèi)，磁化強(qiáng)度發(fā)生不正常的翻轉(zhuǎn)，并且在高溫下更顯著?？墒菃螌覨e4N（4 nm）薄膜的磁滯回線并沒有這種現(xiàn)象發(fā)生。這一不平滑的磁滯回線可能是由于在薄的Fe4N（4 nm）薄膜中各種復(fù)雜的、無序的磁結(jié)構(gòu)造成的。磁疇模型或許可以解釋這一現(xiàn)象［44］。在較厚的鐵磁層中，磁化強(qiáng)度的翻轉(zhuǎn)主要被界面的交換耦合所控制?？墒牵贔e4N（4 nm）/CoN（8 nm）樣品中，鐵磁磁疇的顆粒尺寸很小，導(dǎo)致疇與疇之間的相互作用產(chǎn)生額外的釘扎效應(yīng)。這種相互作用與其他復(fù)雜的磁耦合相互競(jìng)爭，導(dǎo)致在磁化翻轉(zhuǎn)過程中形成新的疇結(jié)構(gòu)。此時(shí)的交換偏置場(chǎng)和矯頑力場(chǎng)強(qiáng)烈的依賴于磁化翻轉(zhuǎn)過程，二者都極大地增加。不平滑的磁滯回線表明界面處未釘扎磁矩的存在，這些未釘扎的磁矩主宰了小磁場(chǎng)下的磁化翻轉(zhuǎn)過程。在Fe4N（4 nm）薄膜中，磁矩排列是無序的，各種磁結(jié)構(gòu)相互競(jìng)爭導(dǎo)致無序的磁化翻轉(zhuǎn)過程［31，32］。

圖41.Fe4N（4 nm）/CoN（8 nm）雙層膜在50 kOe的場(chǎng)冷之后測(cè)得的不同溫度下的磁滯回線，（a）3、（b）10、（c）50、（d）100 K［31，32］

為了得到清晰直觀的物理圖像來明確這些現(xiàn)象的產(chǎn)生機(jī)制，界面自旋結(jié)構(gòu)的排列呈現(xiàn)在圖42中［31，32］。如圖42（a）所示，當(dāng)溫度低于交換偏置符號(hào)的轉(zhuǎn)變溫度時(shí)，界面交換作用主要是在界面處Fe和Co磁矩的鐵磁耦合，這樣磁滯回線就朝著負(fù)場(chǎng)方向偏移。轉(zhuǎn)變溫度附近，界面處的鐵磁耦合和反鐵磁耦合共存，磁矩的傾斜是由于反鐵磁晶粒的不穩(wěn)定性和阻挫效應(yīng)導(dǎo)致。高于轉(zhuǎn)變溫度，反鐵磁耦合占主導(dǎo)。界面處Fe和Co的磁矩本征的反鐵磁耦合可能導(dǎo)致了高于奈爾溫度的交換偏置的存在。對(duì)于不平滑的磁滯回線的解釋，界面自旋排列如圖43（b）所示。疇與疇的相互作用使部分鐵磁磁矩傾斜，磁化翻轉(zhuǎn)不完全被釘扎效應(yīng)所控制，在低場(chǎng)范圍內(nèi)，磁矩發(fā)生傾斜引起磁化強(qiáng)度的增強(qiáng)。而在零場(chǎng)附近磁化強(qiáng)度的快速下降則是快速翻轉(zhuǎn)的界面磁矩所導(dǎo)致。磁矩的傾斜在不平滑的磁滯回線中起主要作用［31，32］。

圖42.（a）交換偏置符號(hào)隨溫度發(fā)生轉(zhuǎn)變的原理圖，（b）Fe4N（4 nm）/CoN（8 nm）雙層膜復(fù)雜的磁化行為的原理圖［31，32］

C.外延Fe4N/CoN雙層膜的電輸運(yùn)特性

Fe4N/CoN雙層膜的AMR采用PPMS來測(cè)量。外加磁場(chǎng)平行于薄膜表面，樣品在50 kOe的磁場(chǎng)下冷卻到3 K。在3 K下，加不同的磁場(chǎng)從0.5到50 kOe測(cè)AMR。在其它溫度下，加50 kOe的磁場(chǎng)測(cè)AMR曲線。磁場(chǎng)從0?順時(shí)針旋轉(zhuǎn)到360?，再從360?逆時(shí)針旋轉(zhuǎn)到0?［30，45］。圖44為冷卻場(chǎng)HFC、外加磁場(chǎng)Hex、磁化強(qiáng)度M以及電流方向I的示意圖。

圖43.冷卻場(chǎng)HFC、外加磁場(chǎng)Hex、磁化強(qiáng)度M以及電流方向I的示意圖［30，45］

圖44（a）～（e）為不同F(xiàn)e4N厚度的Fe4N/CoN（8 nm）雙層膜在3 K下的磁滯回線［30，45］。我們可以觀察到磁滯回線的偏移明顯，說明存在交換偏置。隨著厚度的減小，交換偏置增加。對(duì)于Fe4N（6 nm）/CoN（8 nm）樣品，交換偏置有最大值為410 Oe，并且伴有矯頑力的極大增加。磁滯回線的形狀也與其他樣品不同，1 kOe的磁場(chǎng)不足以達(dá)到Fe4N的飽和磁化強(qiáng)度。這說明在Fe4N（6 nm）/CoN（8 nm）樣品中產(chǎn)生了最強(qiáng)的界面交換耦合。通過AMR測(cè)量，我們得到了進(jìn)一步的證據(jù)。圖44（f）～（j）為不同F(xiàn)e4N厚度的Fe4N/CoN（8 nm）雙層膜在3 K下的AMR曲線［30，45］，實(shí)線為擬合曲線。場(chǎng)冷卻過程和交換偏置的測(cè)量相同，外加磁場(chǎng)為0.5 kOe。我們首先注意到在交換偏置最明顯的Fe4N（6 nm）/CoN（8 nm）樣品中，AMR曲線僅僅有一個(gè)最小值出現(xiàn)在250?，打破了cos2θ依賴關(guān)系和二重對(duì)稱性。這表明磁矩被釘扎在交換偏置方向，因?yàn)?.5 kOe的磁場(chǎng)不足以打破鐵磁/反鐵磁耦合。在Fe4N（8 nm）/CoN（8 nm）樣品中，AMR曲線可以很好的符合cos2θ函數(shù)關(guān)系。但是，由于磁化強(qiáng)度滯后于外加的小磁場(chǎng)，使得明顯的磁滯出現(xiàn)。相位的滯后證實(shí)CoN對(duì)Fe4N的釘扎作用。隨著Fe4N厚度的增加，相位延遲一直存在。我們還觀察到所有的AMR值都是負(fù)的，這與單層Fe4N的AMR結(jié)果一致。隨著Fe4N厚度的增加，AMR值減小。負(fù)的AMR說明在Fe4N薄膜中少數(shù)自旋電子導(dǎo)電是主要的［46，47］。因?yàn)樵谫M(fèi)米面處自旋向下的電子態(tài)密度要大于自旋向上電子。這是Fe4N薄膜中負(fù)的自旋極化率，負(fù)的AMR的根源［30，45］。

還有一個(gè)顯著的現(xiàn)象就是隨著Fe4N厚度的增加，AMR曲線逐漸從余弦曲線轉(zhuǎn)變成類似矩形狀曲線，尤其是在Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）樣品中。在界面處，F(xiàn)e4N的磁矩旋轉(zhuǎn)由界面的磁相互作用所主宰。為證實(shí)界面效應(yīng)，我們首先需要排除單層Fe4N和CoN薄膜的AMR影響［30，45］。如圖45（a）所示，單層Fe4N薄膜的AMR表現(xiàn)出二重對(duì)稱性，是很好的余弦曲線。另外，我們還研究了不同厚度、取向、基底等對(duì)Fe4N薄膜的AMR效應(yīng)的影響，并沒有發(fā)現(xiàn)這種矩形狀的AMR曲線。而CoN的AMR曲線為一條直線，如圖45（b）所示，因此我們可以得出矩形狀的AMR應(yīng)當(dāng)是來源于界面效應(yīng)。隨著Fe4N厚度的增加，釘扎效應(yīng)減弱。因此在界面處Fe4N磁矩的有序排布減弱。這一減弱的有序性使得界面自旋散射增加。界面自旋散射引入了額外的各向異性。根據(jù)傅里葉變換可知，矩形波可以分解為多個(gè)余弦波。因此，多個(gè)余弦函數(shù)的疊加導(dǎo)致了矩形狀A(yù)MR的出現(xiàn)［30，45］。

圖44.Fe4N/CoN（8 nm）雙層膜在3 K下的磁滯回線（左）和AMR曲線（右），（a）（f）6、（b）（g）8、（c）（h）10、（d）（i）12、（e）（j）20 nm［30，45］

為了證實(shí)這一猜想，我們嘗試采用傅里葉變換公式來擬合AMR曲線。最終，運(yùn)用下面這一公式能夠很好的擬合AMR曲線，

其中，C0為常數(shù)，C1、C2、C4、C6、C8以及C10分別為cosθ、cos2θ、cos4θ、cos6θ、cos8θ和cos10θ項(xiàng)的傅里葉系數(shù)。擬合的傅里葉系數(shù)見表I［30，45］。

一般來說，鐵磁體中AMR曲線是二重對(duì)稱的，僅僅依賴于cos2θ?？墒?，cos4θ出現(xiàn)在單層Fe4N的AMR中，這是由于Fe4N薄膜的四方畸變誘導(dǎo)了晶體場(chǎng)劈裂。在低溫下，單層Fe4N的AMR不僅僅包含cos2θ，還包含cos4θ。cos2θ和cos4θ的傅里葉系數(shù)C2和C4強(qiáng)烈地依賴于溫度。隨著溫度的增加，C4快速消失。低溫下C4的出現(xiàn)是由于晶格結(jié)構(gòu)的變化導(dǎo)致晶體場(chǎng)的劈裂。低溫下的晶格收縮引起四方晶格畸變［30，45］。其他系數(shù)的物理含義可以通過比較來解釋。首先，在Fe4N厚度為6 nm的樣品中，C1不能被忽略，否則曲線不能被擬合。從表1中可以看出，6 nm樣品所有的傅里葉系數(shù)中，C1的貢獻(xiàn)最大，甚至超過C2。6 nm樣品的交換偏置也是最大的，因此C1可能是來自于交換偏置導(dǎo)致的大的單向各向異性。隨著Fe4N厚度的增加，C1的貢獻(xiàn)減小。這一變化趨勢(shì)和交換偏置的變化趨勢(shì)相一致，這說明cosθ項(xiàng)是交換偏置的貢獻(xiàn)。Cui等報(bào)道交換偏置對(duì)磁化強(qiáng)度的重新排布有著非常重要的影響。當(dāng)交換偏置的大小和外加磁場(chǎng)相比擬時(shí)，AMR展現(xiàn)360?為一個(gè)周期的cosθ依賴關(guān)系。交換偏置場(chǎng)與外加磁場(chǎng)的矢量和決定了磁化強(qiáng)度的方向，因此對(duì)稱性也被打破。這一觀點(diǎn)證實(shí)了我們的猜想，交換偏置的單向各向異性誘導(dǎo)cosθ依賴關(guān)系［30，45］。

圖45.（a）單層Fe4N薄膜的AMR曲線，（b）單層CoN薄膜的AMR曲線，（c）-（f）Fe4N/CoN雙層膜在3 K下測(cè)得的平面霍爾效應(yīng)［30，45］

隨著鐵磁層厚度的增加，矩形狀的AMR更加明顯。根據(jù)傅里葉變換，僅僅用C1、C2、C4這三項(xiàng)的疊加是無法得到矩形狀的AMR，高階項(xiàng)將會(huì)起到非常重要的作用。已經(jīng)有很多報(bào)道顯示交換耦合除了會(huì)導(dǎo)致單向各向異性之外，還會(huì)誘導(dǎo)高階各向異性，包括二重各向異性、四重各向異性，甚至三重和六重各向異性［48］。從表I.中可以看到，隨著Fe4N厚度的增加，高階項(xiàng)的比例在增大。厚度為12和20 nm時(shí)，C6超過C1，排在第二位。同時(shí)，C8和C10的貢獻(xiàn)也逐漸增加。相比較而言，C6的增加是最明顯的，其次是C10，C8最弱。我們由此分析，隨著厚度的增大，C1的貢獻(xiàn)減弱，而高階項(xiàng)的貢獻(xiàn)增強(qiáng)。C1的減弱暗示交換偏置的減弱。這兩個(gè)相反的變化說明高階項(xiàng)的產(chǎn)生是來自于減弱的交換偏置。減弱的釘扎效應(yīng)使得界面處磁矩排布輕微地?zé)o序，導(dǎo)致界面自旋散射增強(qiáng)。高階項(xiàng)的產(chǎn)生應(yīng)當(dāng)是界面自旋散射的結(jié)果［30，45］。

表I.通過擬合公式（7）得到的傅里葉系數(shù)

為了明確不尋常的AMR的根源，我們還測(cè)量了平面霍爾效應(yīng)（PHE）。平面霍爾效應(yīng)也是測(cè)量交換偏置系統(tǒng)中的交換各向異性的有效方法［49］。測(cè)量過程與測(cè)量AMR相同，結(jié)果如圖45（c～f）所示［30，45］。在0.5 kOe的磁場(chǎng)下，相位滯后出現(xiàn)，表明交換偏置的存在。說明交換偏置也能通過PHE測(cè)量反映出來。隨著磁場(chǎng)的增加，相位滯后消失。但是在PHE測(cè)量中并沒有觀察到矩形狀，這一點(diǎn)不同于AMR。AMR和PHE的傳統(tǒng)解釋是隨著外加磁場(chǎng)和電流方向的夾角變化，散射幾率會(huì)發(fā)生變化?？紤]到立方對(duì)稱性導(dǎo)致矩陣元的消失以及Onsager公式，面內(nèi)縱向電阻率ρxx（AMR）和橫向電阻率ρxy（PHE）的表達(dá)式為［50］

很明顯，AMR包括二重對(duì)稱和四重對(duì)稱項(xiàng)，甚至高階對(duì)稱項(xiàng)，而PHE僅僅包含二重對(duì)稱項(xiàng)。因此在AMR中觀察到對(duì)稱性的變化，而PHE中沒有。我們運(yùn)用這一解釋來分析我們的實(shí)驗(yàn)結(jié)果。通過比較，我們發(fā)現(xiàn)AMR和PHE中都觀察到了磁滯現(xiàn)象。同時(shí)，交換偏置打破了Fe4N的對(duì)稱性，誘導(dǎo)AMR中的高階項(xiàng)產(chǎn)生，因此矩形狀A(yù)MR出現(xiàn)。而PHE僅僅依賴于二重對(duì)稱性，所以沒有矩形狀出現(xiàn)［30，45］。

現(xiàn)在我們嘗試著給出高階項(xiàng)的物理含義。通常情況下，高階項(xiàng)相比于C2非常小，可以忽略?？墒牵贔e4N/CoN雙層膜中，二重對(duì)稱性打破，AMR變?yōu)榫匦螤睿虼宋覀儾坏貌恢匦驴紤]它。有三個(gè)因素對(duì)于矩形狀的AMR出現(xiàn)是關(guān)鍵的：（1）交換偏置誘導(dǎo)的單向各向異性產(chǎn)生cosθ項(xiàng)；（2）Fe4N中本征的二重和四重對(duì)稱性是AMR的主體部分；（3）界面自旋散射引入額外的各向異性，這是高階項(xiàng)產(chǎn)生的關(guān)鍵。隨著Fe4N厚度的增加，交換偏置減小，cosθ項(xiàng)的貢獻(xiàn)減小，F(xiàn)e4N本征的AMR貢獻(xiàn)仍是主體，而界面自旋散射的貢獻(xiàn)增加。三個(gè)因素隨著厚度的變化此消彼長，最終導(dǎo)致了矩形狀A(yù)MR的產(chǎn)生［30，45］。

為了進(jìn)一步理解矩形狀A(yù)MR，我們測(cè)量了不同外加磁場(chǎng)下的AMR曲線。如圖46，當(dāng)外加磁場(chǎng)增加時(shí)，相位滯后逐漸減小。大的外加磁場(chǎng)導(dǎo)致磁化強(qiáng)度與外加磁場(chǎng)同步旋轉(zhuǎn)。因此，磁場(chǎng)高于5 kOe時(shí)，相位滯后消失?？墒?，AMR曲線仍然保持矩形狀，獨(dú)立于外加磁場(chǎng)。矩形狀A(yù)MR的存在表明Fe4N的磁化強(qiáng)度的旋轉(zhuǎn)被反鐵磁的CoN所影響。Fe4N/CoN雙層膜的界面耦合是矩形狀A(yù)MR產(chǎn)生的關(guān)鍵因素。盡管外加磁場(chǎng)足夠大能夠飽和Fe4N的磁化強(qiáng)度，但是3 K下的交換耦合仍然存在。磁耦合相互作用導(dǎo)致界面自旋散射的產(chǎn)生。矩形AMR應(yīng)該是界面磁耦合和自旋軌道耦合的疊加［30，45］。

圖487給出了Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）雙層膜不同溫度下的AMR曲線［30，45］。在50 kOe的磁場(chǎng)下，沒有相位滯后出現(xiàn)。僅僅在低溫下出現(xiàn)矩形狀A(yù)MR。在20 K下，矩形狀A(yù)MR完全轉(zhuǎn)變?yōu)橛嘞仪€。矩形狀A(yù)MR的消失表明由于增強(qiáng)的熱擾動(dòng)導(dǎo)致交換相互作用的減小，這暗示矩形狀A(yù)MR確實(shí)依賴于界面交換耦合。圖48給出了Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）雙層膜的AMR比值隨磁場(chǎng)和溫度的變化曲線［30，45］。圖48a）中，隨著磁場(chǎng)的增加，AMR的絕對(duì)值增加。Fe4N的磁矩沿著外加磁場(chǎng)的一致排列使得界面釘扎磁矩的旋轉(zhuǎn)角度增大。因此，散射效應(yīng)更顯著，導(dǎo)致AMR絕對(duì)值增加。圖48b）中，隨著溫度的增加，AMR的絕對(duì)值快速減小，這是由于溫度的升高引入了聲子散射，導(dǎo)致AMR絕對(duì)值的減小。

圖46.Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）雙層膜在3 K下不同磁場(chǎng)測(cè)量的AMR曲線［30，45］

圖47.Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）雙層膜在50 kOe下不同溫度測(cè)量的AMR曲線［30，45］

VI.Fe4N/ALQ3/Co自旋閥的結(jié)構(gòu)與物性

本節(jié)我們將重點(diǎn)介紹Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的表面形貌、晶體結(jié)構(gòu)、磁性質(zhì)、電輸運(yùn)特性和磁電阻效應(yīng)［30，51］。

圖48.（a）Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）雙層膜在3 K下AMR比值隨磁場(chǎng)的變化，（b）Fe4N（20 nm）/CoN（8 nm）雙層膜在50 kOe下AMR比值隨溫度的變化［30，45］

A.Fe4N/Alq3/Co的結(jié)構(gòu)

圖49出了Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的TEM圖像，從圖50（a）中的低分辨形貌中可以證實(shí)各層膜的厚度［30，51］。Fe4N為10 nm，Alq3為20 nm，Co為20 nm，Cu為30 nm。圖49（b）為Fe4N/Alq3界面的形貌，界面非常尖銳。外延的Fe4N和非晶的Alq3形成鮮明的對(duì)比。清晰的Fe4N/Alq3界面表明二者的擴(kuò)散較弱。由于LaAlO3（100）基底和Fe4N的晶格相匹配，使得生長在其上的Fe4N表面較為平坦，這種平坦且堅(jiān)硬的合金表面有利于Alq3這種柔性有機(jī)材料的生長，極大地抑制了界面互擴(kuò)散，更容易形成尖銳的界面［30，51］。圖49（b）的插圖為選區(qū)電子衍射圖，清晰的排布有序的點(diǎn)陣表明了Fe4N的外延生長。圖49（c）為Alq3/Co的形貌，界面處存在較弱的互擴(kuò)散。一方面，高質(zhì)量的Fe4N/Alq3界面是形成較好的上層界面的基石。另一方面，對(duì)靶濺射的優(yōu)勢(shì)能夠抑制Alq3和Co的相互擴(kuò)散［52，53］。因?yàn)樵诔练eCo的過程中，Alq3層將免受Co的高能粒子的轟擊。大面積的均勻性、較低的基底溫度以及相對(duì)惰性的化學(xué)結(jié)合能夠減小Co與Alq3的相互混合［30，51］。圖49（c）的插圖為Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的選區(qū)電子衍射圖，我們可以觀察到多晶的Co和Cu的衍射斑點(diǎn)，還有外延Fe4N的點(diǎn)陣。圖50（d）為整個(gè)Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的高分辨TEM圖像［30，51］。

圖50a）為生長在Fe4N表面的Alq3（40 nm）薄膜的原子力顯微鏡（AFM）圖像［30，51］。我們可以看到Alq3薄膜完全覆蓋了Fe4N。Alq3的表面粗糙度為3.50 nm，相應(yīng)的表面起伏顯示在圖44c）中。Alq3的表面起伏大約在5 nm左右，這意味著在Alq3上沉積Co原子時(shí)，Co原子可能會(huì)滲透到這5 nm深的孔洞中。這樣Co和Alq3的混合就會(huì)形成磁性死層。圖51（b）為生長在Alq3表面的Co（20 nm）薄膜的AFM圖像。Co薄膜的表面比較平滑，表面粗糙度為1.92 nm。

圖49.Fe4N/Alq3/Co自旋閥的TEM圖［30，51］

圖50.（a）Fe4N上的Alq3（40 nm）層的AFM圖，（b）Alq3上的Co（20 nm）層的AFM圖，（c）和（d）分別為Alq3和Co層的表面起伏［30，51］

圖51（d）為相應(yīng)的Co薄膜的表面起伏。Co薄膜的表面起伏小于5 nm，說明Co和Alq3的相互擴(kuò)散較弱。同時(shí)也說明Alq3/Co界面的形貌取決于Alq3薄膜［30，51］。

B.Fe4N/Alq3/Co的輸運(yùn)特性和磁性

圖51為Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的結(jié)構(gòu)示意圖以及電輸運(yùn)測(cè)量的接線圖［30，51］。Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的磁電阻測(cè)量是從3 K到300 K，外加磁場(chǎng)平行于樣品表面，磁場(chǎng)掃描范圍為±1 kOe，所加電流恒定為0.1 mA。測(cè)量的樣品為Fe4N/Alq3（t）/Co有機(jī)自旋閥，t=5、40、80、120、260 nm。圖52為80 nm樣品在不同溫度下的磁電阻隨磁場(chǎng)的變化曲線?？梢钥吹降湫偷碾p峰磁電阻曲線，但是磁電阻的值較小。在只有一個(gè)單晶鐵磁電極的類似于自旋閥的結(jié)構(gòu)中也能觀察到相似的雙峰信號(hào)［54-56］。這種磁電阻稱為隧穿各向異性磁電阻（TAMR），根源于外延鐵磁電極的磁晶各向異性。我們需要去辨別這種TAMR效應(yīng)和正常的自旋閥效應(yīng)。在外延Fe4N薄膜中，磁電阻以及各向異性磁電阻在之前的工作中已經(jīng)做了詳細(xì)的描述，外延Fe4N中的磁電阻曲線只有一個(gè)峰值。而且，在5 K下的各向異性磁電阻值可以達(dá)到-3.6%，遠(yuǎn)大于我們從有機(jī)自旋閥中測(cè)量的磁電阻。無論是磁電阻曲線的形狀還是大小，都不同于TAMR。所以TAMR被排除，這種雙峰磁電阻是來源于有機(jī)自旋閥的自旋相關(guān)的輸運(yùn)。雙峰暗示電阻的變化依賴于兩個(gè)鐵磁電極Fe4N和Co的磁矩排布。磁電阻定義為MR=（RAP-RP）/RAP，RAP和RP分別為Fe4N和Co的磁矩反平行和平行時(shí)的電阻。從圖52a）中可以看到平行組態(tài)和反平行組態(tài)。很明顯，RP要大于RAP，磁電阻為負(fù)值，這與LSMO/Alq3/Co自旋閥的結(jié)果一致［57］。在LSMO/Alq3/Co自旋閥中，Xiong等人［57］認(rèn)為Co的自旋極化率為負(fù)值。而Santos等人［58］觀察到在Alq3/Co界面處Co的自旋極化率為正值。因此，負(fù)的磁電阻是由于LSMO/Alq3/Co自旋閥中Co和LSMO相反的自旋極化率所導(dǎo)致。根據(jù)磁電阻公式［30，51］

其中，PFe4N和PCo分別為Fe4N和Co的自旋極化率。t0為磁性死層的厚度，λs為自旋擴(kuò)散長度。如果Co和Fe4N的自旋極化率如理論預(yù)測(cè)的那樣都為負(fù)值的話，就會(huì)得到正的磁電阻?？墒?，我們?cè)贔e4N/Alq3/Co中得到的是負(fù)磁電阻。根據(jù)Fe4N基隧道結(jié)的結(jié)果可知Fe4N的自旋極化率為負(fù)值，那么Alq3/Co界面的自旋極化率就為正值，和Santos等人實(shí)驗(yàn)測(cè)得的結(jié)果一致。兩個(gè)鐵磁層/有機(jī)層界面相反的自旋極化率最終導(dǎo)致了負(fù)磁電阻［30，51］。

圖51.Fe4N/Alq3/Co自旋閥的示意圖［30，51］

圖52.Fe4N/Alq3（80 nm）/Co有機(jī)自旋閥在不同溫度下的磁電阻曲線［30，51］

關(guān)于有機(jī)自旋閥的負(fù)磁電阻有一個(gè)理論模型，即在LSMO和Co的費(fèi)米面之上存在一條很窄的導(dǎo)電通道［59］。LSMO中自旋向上的電子注入到這一導(dǎo)電通道中，然后通過跳躍導(dǎo)電進(jìn)入到Alq3層中，當(dāng)它們到達(dá)Co電極時(shí)，電子被注入到Co的自旋向下態(tài)。在Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥中，對(duì)于平行組態(tài)，來自Fe4N的自旋向下電子注入到Fe4N/Alq3界面，然后通過Alq3/Co界面進(jìn)入到Co的自旋向上態(tài)而產(chǎn)生一個(gè)高電阻；對(duì)于反平行態(tài)，F(xiàn)e4N的自旋向下電子注入到Co的自旋向下態(tài)而形成低電阻［30，51］。

自旋雜化誘導(dǎo)的極化態(tài)（Spin-hybridizationinduced polarized states，SHIPS）理論也證明了我們的解釋［60］。SHIPS理論指出自旋相關(guān)的鐵磁層/有機(jī)層界面的雜化對(duì)有效自旋極化率的影響將會(huì)引起注入自旋的符號(hào)反轉(zhuǎn)。雜化可能會(huì)有利于電極的自旋相關(guān)的態(tài)密度。有效自旋極化率相關(guān)的類似Julliere公式定義為［58］

在不同溫度下，所有的磁電阻展現(xiàn)雙峰曲線和負(fù)磁電阻。在3 K下，反平行組態(tài)呈現(xiàn)明顯的不對(duì)稱，兩個(gè)反平行組態(tài)的電阻差異明顯。隨著溫度的升高，不對(duì)稱消失，磁電阻也逐漸減小。隨著溫度的升高，磁電阻的值逐漸減小。在室溫下，磁電阻變?yōu)?［30，51］。有兩個(gè)因素影響磁電阻隨溫度的減小。一個(gè)為鐵磁電極的自旋極化率的減小，另一個(gè)為Alq3層中自旋擴(kuò)散長度的減小。Xiong等人［57］認(rèn)為由于Alq3層自旋弛豫時(shí)間的增加導(dǎo)致自旋擴(kuò)散長度λs的減小，最終導(dǎo)致磁電阻消失。而Wang等人［56］認(rèn)為LSMO的自旋極化率的減小是磁電阻消失的關(guān)鍵，Alq3層較弱的自旋軌道耦合使得自旋擴(kuò)散長度并不強(qiáng)烈地依賴于溫度。LSMO較低的居里溫度導(dǎo)致自旋極化率減小?？墒怯酶呔永餃囟鹊腇e替代LSMO，并沒有改善室溫磁電阻［61］。盡管Fe4N和Co的居里溫度遠(yuǎn)高于室溫，磁電阻在室溫下仍然消失。有機(jī)自旋閥中磁電阻的根源是自旋相關(guān)的載流子注入。溫度升高不可避免的會(huì)導(dǎo)致自旋無序和自旋翻轉(zhuǎn)散射的增加［62］。因此磁電阻的減小可以歸結(jié)為［30，51］鐵磁層/有機(jī)層界面的自旋波動(dòng)和減小的界面自旋極化率。

為了證實(shí)磁電阻與兩個(gè)鐵磁層的磁化方向的排布有關(guān)，我們測(cè)了Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的磁滯回線。圖53（a）和（b）給出了80 nm樣品在70 K下的磁電阻曲線和磁滯回線。磁滯回線出現(xiàn)兩個(gè)臺(tái)階，這是由于Fe4N和Co的矯頑力不同導(dǎo)致的。這意味著Alq3將兩個(gè)鐵磁層很好的分隔開。我們觀察到磁化翻轉(zhuǎn)與磁電阻的高低組態(tài)變化相吻合。因此，我們觀察到的磁電阻現(xiàn)象毫無疑問是有機(jī)自旋閥的自旋相關(guān)效應(yīng)。當(dāng)外加磁場(chǎng)在Fe4N和Co的矯頑力之間時(shí)，兩個(gè)電極的磁化方向反平行，而當(dāng)磁場(chǎng)大于它們的矯頑力時(shí)，磁化方向平行排列。圖54（c）和（d）給出了120 nm樣品在70 K下的磁電阻曲線和磁滯回線。我們可以看到磁場(chǎng)在接近±125 Oe時(shí)，磁化方向反平行排列，低電阻態(tài)出現(xiàn)［30，51］。

圖53.Alq3厚度為80 nm和120 nm的樣品在70 K下的磁電阻曲線和磁滯回線

圖54給出了3 K下不同厚度樣品的磁電阻曲線［30，51］。所有的Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥都展現(xiàn)了負(fù)磁電阻。甚至對(duì)于厚度非常薄的5 nm樣品，仍然表現(xiàn)出高低組態(tài)的變化，說明磁性死層的厚度小于5 nm，這歸因于對(duì)靶濺射的優(yōu)勢(shì)。更重要的是，我們發(fā)現(xiàn)除了260 nm樣品外，其余樣品在反平行組態(tài)均表現(xiàn)出明顯的不對(duì)稱。這意味著在兩個(gè)反平行組態(tài)的磁矩排布不同。不同的磁矩排布引起自旋相關(guān)散射的改變，因此當(dāng)掃場(chǎng)過程中，反平行組態(tài)的磁電阻不同。這一不對(duì)稱表明在鐵磁層/Alq3界面處磁矩存在交換耦合作用。我們猜想在Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥中存在交換偏置，因?yàn)椴粚?duì)稱發(fā)生在低溫下的小磁場(chǎng)范圍內(nèi)，在高溫下消失，這與交換偏置的特點(diǎn)相同。另外，磁電阻的不對(duì)稱不依賴于Alq3的厚度。260 nm樣品的磁電阻不對(duì)稱消失可能是由于鐵磁層/Alq3界面處弱的交換耦合［30，51］。

圖54.Alq3不同厚度的Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥在3 K下的磁電阻曲線［30，51］

為了與磁電阻作比較，圖55展現(xiàn)了3 K下不同Alq3厚度的樣品的磁滯回線［30，51］。磁滯回線的形狀變化對(duì)應(yīng)于磁電阻的變化。我們發(fā)現(xiàn)磁滯回線也是不對(duì)稱的，兩個(gè)明顯的臺(tái)階僅僅出現(xiàn)在單支回路上，對(duì)應(yīng)于磁電阻反平行態(tài)的不對(duì)稱。由于在Alq3/Co界面化學(xué)相互作用的影響，在Co電極會(huì)形成復(fù)雜的磁結(jié)構(gòu)。在Alq3/Co界面處Alq3的π分子軌道和Co的d軌道之間進(jìn)行雜化導(dǎo)致磁硬化效應(yīng)。發(fā)生在Alq3/Co界面的磁硬化效應(yīng)加強(qiáng)了二者的磁耦合相互作用。部分Co磁矩被釘扎，完全的磁化翻轉(zhuǎn)需要更大的磁場(chǎng)。因此明顯的臺(tái)階僅僅出現(xiàn)在半支回路上，另外半支回路由于磁矩較容易翻轉(zhuǎn)所以沒有展現(xiàn)明顯的臺(tái)階。在Alq3/Co界面處不可逆的磁化翻轉(zhuǎn)包括自由磁矩和釘扎磁矩的翻轉(zhuǎn)［63］。有兩個(gè)明顯臺(tái)階的那支回路剛好對(duì)應(yīng)于反平行態(tài)磁電阻較大的那支磁電阻回路，這說明Alq3/Co界面處的交換作用使得部分Co磁矩被釘扎，自旋散射增強(qiáng)，磁電阻增大［30，51］。

圖55.Alq3不同厚度的Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥在3 K下的磁滯回線［30，51］

為了證實(shí)我們的想法，測(cè)量了Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥的交換偏置。外加磁場(chǎng)平行于樣品表面，樣品在±50 kOe的冷場(chǎng)下被冷卻到3 K。從3到300 K測(cè)量了不同溫度下的磁滯回線。圖56給出了5 nm樣品在±50 kOe的磁場(chǎng)下冷卻到3 K測(cè)得的磁滯回線［30，51］。當(dāng)冷卻磁場(chǎng)的方向變化時(shí)，磁滯回線的不對(duì)稱也翻轉(zhuǎn)方向。這證實(shí)了釘扎效應(yīng)的存在。磁滯回線和磁電阻曲線的不對(duì)稱確實(shí)是相關(guān)于Alq3/Co界面復(fù)雜的磁結(jié)構(gòu)。圖57給出了5 nm樣品的交換偏置以及矯頑力隨溫度的變化曲線。3 K下交換偏置為-70 Oe，這是由于Fe4N和Co之間通過5 nm的Alq3層進(jìn)行強(qiáng)的交換耦合造成的。隨著溫度的升高，交換偏置和矯頑力均減小，表明熱擾動(dòng)減弱了交換耦合。因此隨著溫度的升高，磁電阻的不對(duì)稱性也消失。圖58給出了80 nm樣品在3 K下面內(nèi)和面外的磁滯回線。面外磁矩的不飽和表明Fe4N/Alq3/Co有機(jī)自旋閥沒有垂直各向異性，所有磁矩沿面內(nèi)排布［30，51］。

圖56.Fe4N/Alq3（5 nm）/Co有機(jī)自旋閥在3 K下的磁滯回線［30，51］

圖57.Fe4N/Alq3（5 nm）/Co有機(jī)自旋閥的交換偏置場(chǎng)和矯頑力場(chǎng)隨溫度的變化曲線［30，51］

圖58.Fe4N/Alq3（80 nm）/Co有機(jī)自旋閥在3 K下磁場(chǎng)平行和垂直于膜面的磁滯回線［30，51］

VII.Fe4N基隧道結(jié)的結(jié)構(gòu)與物性

Komasaki等人［64］在熱氧化硅基底上制得的Fe4N/MgO/CoFeB隧道結(jié)上測(cè)得的TMR值為-75%，F(xiàn)e4N由于銅襯層的存在而表現(xiàn)出很好的外延生長。Sunaga等人［65］制備了Fe4N/MgO/CoFeB與Fe/MgO/CoFeB隧道結(jié)，二者做比較，如圖59所示，F(xiàn)e/MgO/CoFeB隧道結(jié)的平行態(tài)電導(dǎo)基本不隨偏壓變化，TMR值隨偏壓的變化來源于反平行態(tài)的電導(dǎo)。而Fe4N/MgO/CoFeB隧道結(jié)中，平行態(tài)與反平行態(tài)電導(dǎo)都隨偏壓變化，使得TMR值隨偏壓的變化曲線與之基本相同，且呈現(xiàn)負(fù)值。Narahara等人［66］用分子束外延法在M-gO（001）基底上制備了Fe4N/MgO/Fe隧道結(jié)，并且給出了M-H曲線。由于兩個(gè)鐵磁電極的矯頑力不同，在磁化過程中磁矩翻轉(zhuǎn)的不同步導(dǎo)致測(cè)得的磁滯回線呈現(xiàn)階梯狀。

Fe4N負(fù)的自旋極化率不僅造成了負(fù)的隧穿磁電阻，而且電流誘導(dǎo)的磁化翻轉(zhuǎn)也會(huì)有很大的不同。根據(jù)自旋角動(dòng)量轉(zhuǎn)移理論，作用在自由層上的自旋矩可以寫為［67］

圖59.Fe-MTJ（左）和Fe4N-MTJ（右）的TMR以及電導(dǎo)隨偏壓的變化關(guān)系

圖60.CoFeB-MTJ和Fe4N-MTJ的R-H、R-I曲線

Isogami等人［67］研究了CoFeB/MgO/Fe4N隧道結(jié)，發(fā)現(xiàn)電流誘導(dǎo)的磁化翻轉(zhuǎn)確實(shí)出現(xiàn)了與CoFeB/MgO/CoFeB磁性隧道結(jié)相反的現(xiàn)象，如圖60所示，相同的外加磁場(chǎng)下，CoFeB-MTJ從低阻態(tài)轉(zhuǎn)向高阻態(tài)，而Fe4N-MTJ從高阻態(tài)轉(zhuǎn)向低阻態(tài)。相同的負(fù)載電流下，電阻隨電流的變化也正好相反。Borsa等人［68］研究Cu3N薄膜生長在MgO基底和MgO基底上有Fe4N緩沖層的性質(zhì)時(shí)提出由于Fe4N是鐵磁性導(dǎo)體，而Cu3N是低能帶隙（1.65 eV）的絕緣體，兩者為制備低電阻的磁性隧道結(jié)提供了條件。Narahara等人［69］提出基于氮化物的以Fe4N為鐵磁電極之一的磁性隧道結(jié)Fe3N/AlN/Fe4N。主要介紹了如何在Si（111）基底上制備磁性隧道結(jié)Fe3N/AlN/Fe4N并給以證明，在280 K下測(cè)量了磁性隧道結(jié)的磁滯回線。各層厚度為Fe3N（30 nm）/AlN（2 nm）/Fe4N（25 nm）。其中頂層Fe3N的矯頑力為160 Oe，飽和磁化強(qiáng)度為800 emu/cm3。底層Fe4N的矯頑力為50 Oe，飽和磁化強(qiáng)度為1600 emu/cm3，這與在塊體中得到的數(shù)值相一致。Navio等人［70］提出了以Fe4N為鐵磁性電極，金屬銅為中間層的自旋閥結(jié)構(gòu)，即Fe4N/Cu/Fe4N。應(yīng)用半導(dǎo)體Cu3N和順磁性的FeN的熱穩(wěn)定性，通過比較緩和的700 K退火使全氮的三層膜FeN/Cu3N/Fe4N部分轉(zhuǎn)變成自旋閥結(jié)構(gòu)Fe4N/Cu/Fe4N。退火溫度之所以選擇700 K，是因?yàn)镃u3N薄膜完全分解成金屬銅薄膜的溫度和無磁性的FeN轉(zhuǎn)化成鐵磁性的Fe4N相的退火溫度都為700 K。

VIII.結(jié)論與展望

自從理論預(yù)測(cè)Fe4N具有高的自旋極化率，近年來Fe4N又受到了人們的關(guān)注。人們分別研究了Fe4N單層膜、雙層膜、自旋閥以及隧道結(jié)的結(jié)構(gòu)、磁性和電輸運(yùn)特性，為其在自旋電子學(xué)器件上的應(yīng)用提供了實(shí)驗(yàn)基礎(chǔ)。但是對(duì)于Fe4N的反?；舳?yīng)、Fe4N/半導(dǎo)體異質(zhì)結(jié)構(gòu)的電輸運(yùn)特性、Fe4N薄膜的磁疇結(jié)構(gòu)及其翻轉(zhuǎn)動(dòng)力學(xué)、Fe4N/多鐵異質(zhì)結(jié)構(gòu)的界面耦合、Fe4N/有機(jī)分子界面的自旋翻轉(zhuǎn)等仍問題需要進(jìn)一步深入研究。這些問題的研究將使人們更加清楚地了解Fe4N薄膜及其異質(zhì)結(jié)構(gòu)的微觀結(jié)構(gòu)和物性變化規(guī)律，推動(dòng)Fe4N薄膜材料在自旋電子學(xué)器件上的應(yīng)用。

在完成本文的過程中，主要參考了作者指導(dǎo)的碩士生封秀平和李滋潤同學(xué)的學(xué)位論文。

本文的工作得到了得到國家自然科學(xué)基金（51171126）、天津市自然科學(xué)基金重點(diǎn)項(xiàng)目（12JCZDJC27100）和教育部新世紀(jì)優(yōu)秀人才支持計(jì)劃（NCET-13-0409）的資助。

參考文獻(xiàn)

［1］Baibich M N，Broto J M，F(xiàn)ert A，Van Dau F N，Petroff F，Etienne P，Creuzet G，F(xiàn)riederich A，C-hazelas J.Phys.Rev.Lett.，1988，61（21）：2472-2475

［3］Inoue J and Maekawa S.Phys.Rev.B，1996，53（18）：R11927

［4］Slonczewski J C.Phys.Rev.B，1989，39：6995

［5］Haghiri-Gosnet A M，Arnal T，Soulimane R，Koubaa M，Renard J P.phys.stat.sol.（a），2004，201（7）：1392-1397

［6］Wang F J，Vardeny Z V.J.Mater.Chem.，2009，19：1685

［7］Groot R A，Mueller F M，Buschow K H J.Phys. Rev.Lett.，1983，50：2024

［8］Yanase Y，Siratori K.J.Phy.Soc.Japn.，1984，53：312

［9］Zhang Z，Satpathy S.Phys.Rev.B，1991，44：13319

［10］Kokado S，F(xiàn)ujima N，Harigaya K，Shimizu H，Sakuma A.Phys.Rev.B，2006，73：172410

［11］Gallego J M，Grachev S，Borsa D M，Boerma D O，Ecija D，Miranda R.Phys.Rev.B，2004，70（11）：115417/1-11

［12］Navio C，Alvarez J，Capitan M J，Ecija D，Gallego J M，Yndurain F，Miranda R.Phys.Rev.B，2007，75（12）：.125422/1-7

［13］Grachev S Y，Borsa D M，Boerma D O.Surf.Sci.，2002，515（2-3）：359-368

［15］Frazer B C.Phys.Rev.，1958，112（3）：751-754

［16］Houari A，Matar S F.J.Magn.Magn.Mater.，2010，322（6）：658-660

［17］Ito K，Lee H，Harada K，Suzuno M，Suemasu T，Takeda Y，Saitoh Y，Ye M，Kimura A，Akinaga H. Appl.Phys.Lett.，2011，98（10）：102507/1-3

［18］Grachev S，Borsa D M，Vongtragool S，Boerma D O.Surf.Sci.，2001，482-485：802-808

［19］Wang L L，Wang X，Ma N，Zheng W T，Guan Q F，Zhao J，Chen Y，F(xiàn)eng S H.Mater.Chem.Phys.，2006，100（2-3）：304-307

［20］Arabczyk W，Zamlynny J，Moszyski D.Pol.J. Chem.Technol.，2010，12（1）：38-43

［21］Kim T K，Takahashi M.Appl.Phys.Lett.，1972，20（12）：493-494

［22］Wriedt H A，Gokcen N A，Nafziger R H.Bull.Alloy Pha.Diag.，1987，8（4）：355-357

［23］Mi W B，Guo Z B，F(xiàn)eng X P，Bai H L.Acta Mater.，2013，61（17）：6387-6395

［24］封秀平，γ′-Fe4N薄膜的結(jié)構(gòu)、磁性和磁電阻效應(yīng)：［碩士學(xué)位論文］，天津：天津大學(xué)，2011

［25］Mi W B，F(xiàn)eng X P，Duan X F，Yang H，Li Y，Bai H L.Thin Solid Films，2012，520：7035-7040

［26］姜壽亭，李衛(wèi)，凝聚態(tài)磁性物理，北京：科學(xué)出版社，2003

［27］Chattopadhyay S K，Meikap A K，Lal K，Biswas D，Chatterjee S K，Ghosh M，Baba K，Hatada R.Solid State Commun.，1998，108（12）：977-982

［28］Mcguire T R，Potter R I.IEEE T.Magn.，1975，11（4）：1018-1038

［29］Li Z R，F(xiàn)eng X P，Wang X C，Mi W B.Mater.Res. Bull.2015，65：175-182

［30］李滋潤，F(xiàn)e4N基雙層膜和有機(jī)自旋閥的結(jié)構(gòu)、磁性和磁電阻效應(yīng)：［碩士學(xué)位論文］，天津：天津大學(xué)，2015

［31］Li Z R，Mi W B，Wang X C，Bai H L.J.Magn. Magn.Mater.，2015，379：124-130

［32］Lamirand A D，Soares M M，Ramos A Y，Tolentino H C N，Santis M D，Cezar J C，De Siervo A，Jamet M.Phys.Rev.B，2013，88（14）：140401（R）/1-5

［33］Mittendorfer F，Weinert M，Podloucky R，Redinger J.Phys.Rev.Lett.，2012，109（01）：015501/1-5

［34］Mi W B，F(xiàn)eng X P，Bai H L.J.Magn.Magn.Mater.，2011，323（14）：1909-1913

［36］Leighton C，F(xiàn)itzsimmons M R，Yashar P，Hoffmann A，Nogus J，Dura J，Majkrzak C F，Schuller I K. Phys.Rev.Lett.，2001，86（19）：4394-4397

［38］Rana R，Pandey P，Rana D S.Appl.Phys.Lett.，2014，104（09）：092413/1-5

［40］Ali M，Adie P，Marrows C H，Greig D，Hickey B J，Stamps R L.Nat.Mater.，2007，6：70-75

［41］Gredig T，Krivorotov I N，Eames P，Dahlberg E D. Appl.Phys.Lett.，2002，81（7）：1270-1272

［42］Radu F，Etzkorn M，Siebrecht R，Schmitte T，West-erholt K，Zabel H.Phys.Rev.B，2003，67（13）：134409/1-11

［43］Lamirand A D，Soares M M，Ramos A Y，Tolentino H C N，Santis M D，Cezar J C，De Siervo A，Jamet M.Phys.Rev.B，2013，88（14）：140401（R）/1-5

［44］ZhangS，LiZ.Phys.Rev.B，2001，65（05）：054406/1-4

［45］Li Z R，Mi W B，Wang X C，Zhang X X.ACS Appl. Mater.&Interfaces，2015，7（6）：3840-3845

［46］Tsunoda M，Komasaki Y，Kokado S，Isogami S，Chen C C，Takahashi M.Appl.Phys.Express，2009，2（08）：083001/1-3

［47］Tsunoda M，Takahashi H，Kokado S，Komasaki Y，Sakuma A，Takahashi M.Appl.Phys.Express，2010，3（11）：113003/1-3

［48］Kim J V，Stamps R L，McGrath B V，Camley R E. Phys.Rev.B，2000，61（13）：8888-8894

［49］Lu Z Q，Pan G，Lai W Y.J.Appl.Phys.，2001，90（3）：1414-1418

［50］Hu C R，Zhu J，Chen G，Li J X，Wu Y Z.Phys.Lett. A，2012，376（45）：3317-3321

［51］Li Z R，Wang X C，Dai H T，Mi W B，Bai H L.Thin Solid Films（2015）In Press

［52］Lin C，Sun D C，Ming S L，Jiang E Y，Liu Y G. Thin Solid Films，1996，279（1-2）：49-52

［53］Noda K，Hirata T，Kawanabe T，Naoe M.Vaccum，1998，51（4）：687-690

［56］Wang K，Sanderink J G M，Bolhuis T，Van Der W W G，De Jong M P.Phys.Rev.B，2014，89（17）：174419/1-8

［57］Xiong Z H，Wu D，Vardeny Z V，Shi J.Nature，2004，427：821-824

［58］SantosTS.Phys.Rev.Lett.，2007，98（01）：016601/1-4

［59］Dediu V，Hueso L E，Bergenti I，Riminucci A，Borgatti F，Graziosi P，Newby，casoli F，De Jong M P，Taliani C，Zhan Y.Phys.Rev.B，2008，78（11）：115203/1-6

［60］Barraud C，Seneor P，Mattana R，F(xiàn)usil S，Bouzehouane K，Deranlot C，Graziosi P，Hueso L，Bergenti I，Dediu V，Petroff F，F(xiàn)ert A.Nat.Phys.，2010，6：615-620

［61］Wang F J，Xiong Z H，Wu D，Shi J，Vardeny Z V. Synth.Met.，2005，155（1）：172-75

［62］Liu Y，Watson S M，Lee T，Gorham J M，Katz H E，Borchers J A，F(xiàn)airbrother H D，Reich D H.Phys. Rev.B，2009，79（07）：075312/1-10

［63］Wu R，Wei J Z，Peng X L，F(xiàn)u J B，Liu S Q，Zhang Y，Xia Y H，Wang C S，Yang Y C，Yang J B.Appl. Phys.Lett.，2014，104（18）：182403/1-4

［64］Komasaki Y，Tsunoda M，Isogami S，Takahashi M. J.Appl.Phys.，2009，105（07）：07C928/1-3

［65］SunagaK，TsunodaM，KomagakiK，Uehara Y，Takahashi M.J.Appl.Phys.，2007，102（01）：013917/1-4

［66］Narahara A，Ito K，Suemasu T.J.Cryst.Growth，2009，311（6）：1616-1619

［67］Isogami S，Tsunoda M，Komasaki Y，Sakuma A，Takahasi M.Appl.Phys.Express，2010，3（10）：103002/1-3

［68］Borsa D M，Grachev S，Presura C，Boerma D O. Appl.Phys.Lett.，2002，80（10）：1823-1825

［69］Narahara and A，Suemasu T.Jpn.J.Appl.Phys.，2007，46（37）：L892-L894

［70］Navio C，Alvarez J，Capitan M J，Camarero J，Miranda R.Appl.Phys.Lett.，2009，94（26）/263112：1-3

A review on the state-of-arts of perovskite Fe4N thin films and heterostructures with promising appolication potentials in advanced spintronics is presented.the brief introduction is followed by a highlight of the crystal structures and physical properties of pervskite Fe4N，and then a comprehensive description on a series of topics on Fe4N，including the preparations of polycrystalline Fe4N thin films，epitaxial Fe4N，F(xiàn)e4N/CoN bilayers，and Fe4N/Alq3/Co spin-valves on one hand，and on the other hand the characterizations on morphology and microstructures，magnetic properties，exchange bias，spin-dependent electrical transport and magnetoresistance etc，of the tunneling junctions with the Fe4N electrodes.Finally，a short summary with updated perspectives on recent researches on Fe4N is given.

Spintronic Materials:Fe4N Films and Its Heterostructures

Mi Wen-Bo
Department of Applied Physics，Tianjin Key Laboratory of Low Dimensional Materials Physics and Preparation Technology，Tianjin University，Tianjin 300072，China

Spintronics；Fe4N films；Spin vavle；Tunneling junction；Surface morphology；Lattice structure；Magnetic properties；Electronic transport properties；Magnetoresistance

date：2015-05-11

O47

A

10.13725/j.cnki.pip.2015.04.001

*miwenbo@tju.edu.cn

1000-0542（2015）04-0145-32145