Gd H Co Gd -600 -300 0 300 600 -0.03 -0.02 -0.01 0.00 0.01 0.02 0.03 qK er r lo ng it ud in al (° ) -600 -300 0 300 600 Champ magnétique (Oe)
-600 -300 0 300 600 760 770 780 790 800 810 -0.3 0.0 0.3 0.6 0.9 1.2 1.5 1180 1200 1220 1240 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 X M C D -X A S
Energie de photon (eV)
XMCD*5
Energie de photon (eV)
760 770 780 790 800 810 -0.3 0.0 0.3 0.6 0.9 1.2 1.5 1180 1200 1220 1240 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 X M C D -X A S
Energie de photon (eV)
H + H - XMCD
Energie de photon (eV)
XMCD*5
Co L2,3 Gd M4,5 Co L2,3 Gd M4,5
Fig. 1.17 : En haut : Cycles d’hystérésis obtenus par magnéto-optique en configuration Kerr longitudinale sur une couche d’alliage de composition nominale Co80Gd20 obtenue par coévaporation, dans les trois zones représentées schématiquement au centre. Le trait gris continu sur le cycle central, au niveau de la paroi de compensation, est une combinaison linéaire des cycles mesurés dans les domaines magnétiques situés de part et d’autre. En bas : cycles XMCD obtenus aux seuils du cobalt et du gadolinium par renversement du champ magnétique dans les deux régions extérieures.
1.5.3 Evolution thermique des moments individuels au travers de la compensation
L’évolution thermique des moments du cobalt et du gadolinium dans un domaine magnétique dominé cobalt au delà de 80 K (température la plus basse accessible expérimentalement) a été dé-terminée par dichroïsme magnétique circulaire. L’évolution des moments est très faible entre 80 K et 300 K. Les résultats sont en parfait accord avec les résultats de simulations de champ moyen, à la condition de supposer une composition en cobalt supérieure à 81% dans cette zone [26]. Une évolution en température très différente est mesurée au travers de la température de com-pensation d’un alliage A titre d’illustration, la figure 1.18 présente les moments magnétiques du cobalt et du gadolinium obtenus par XMCD et les simulations de champ moyen les reproduisant dans une région dont la température de compensation, mise en évidence expérimentalement, est de 170 K. L’accord avec les simulations est obtenu en supposant : i) que l’alliage en volume et sur la zone sondée présente un gradient de composition de 79.8% à 81% en cobalt et que ii) la couche de gadolinium ségrégée en surface contribue au signal magnétique, en dessous de 170 K. Cette contribution seule apparaît en insert. Elle permet en particulier de reproduire le comportement du gadolinium à basse température. Ces résultats démontrent la cohérence du comportement magnétique de la couche avec son profil en épaisseur, tel que schématisé. Si tant est que cela soit nécessaire, cette dernière remarque prouve qu’une connaissance détaillée de la structure d’un système magnétique est un pré-requis indispensable à une interprétation correcte de ses propriétés.
1.5 Propriétés magnétiques de couches amorphes CoxGd1−x 43 50 100 150 200 250 300 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 MC o (u .a ) Température (K) XMCD XMCD x5 M G d (u .a ) 100 200 300 0.0 0.4 0.8 M / M (T = 80 K ) T (K)
Fig. 1.18 : Moments magnétiques déterminés par XMCD aux seuils L2,3 du cobalt (croix bleues) et M4,5 du gadolinium (carrés rouges). En traits continus, les simulations de champ moyen obtenues en considérant un alliage de composition moyenne Co80.7Gd19.3. En insert, la contribution magnétique d’une monocouche de gadolinium, telle qu’incluse pour reproduire l’évolution thermique à basse température du moment du gadolinium (courbe continue rouge).
En résumé. . .
Pendant mon travail de DEA, je me suis intéressée aux phases magnétiques de films épitaxiés à base de terbium. Dans ces nanosystèmes, les déformations de réseau induites par épitaxie per-mettent la modification de la température d’ordre ferromagnétique de plusieurs dizaines de de-grés. Ces modifications spectaculaires s’expliquent par les variations de la balance entre énergies d’échange et magnétostrictive liées aux déformations épitaxiales. Une nouvelle phase ferroma-gnétique par blocs, à courte distance, qui précède l’établissement de l’ordre ferromaferroma-gnétique à grande distance a également été mise en évidence. Elle est due à l’accrochage entre la couche de terbium et les autres couches non magnétiques constituant le système et permet de limiter la répercussion dans les couches tampons des déformations magnétostrictives de réseau accompa-gnant une transition ferromagnétique, à grande distance.
L’étude de la croissance, de la morphologie, des déformations, de l’anisotropie magnétique dans des composés terres rares / métaux de transition épitaxiés a constitué mon travail de thèse. Dans les composés TRFe2(110), qui obéissent au mode de croissance Stranski-Krastanov, les corréla-tions entre ces facteurs sont déterminantes. La morphologie des couches, qui évolue de systèmes de plots nanométriques auto assemblés à des films continus de faible rugosité de surface, est gouvernée par les paramètres d’élaboration (température du substrat et épaisseur nominale). Par ailleurs, ces couches épitaxiées sont déformées par rapport aux composés massifs. Les défor-mations trouvent leur origine dans la différence de coefficients de dilatation thermique entre le substrat et le film et apparaissent lorsque l’échantillon passe de la température de croissance à la température ambiante. Les films déformés présentent des directions faciles modifiées : l’influence des déformations sur les directions d’aimantation est modélisée. De plus, les processus de ren-versement de l’aimantation sont corrélés à la morphologie des couches.
Pendant ces premières années, j’ai développé des compétences particulières en croissance épi-taxiale sous ultra-vide et ai acquis de fait une certaine culture “structure et cristallographie”. En sus des techniques de caractérisation magnétique usuelles en laboratoire, j’ai été amenée à développer des connaissances en diffraction de neutrons et spectrométrie Mössbauer. Ces deux techniques se sont révélées essentielles pour la compréhension des deux systèmes.
Plus récemment, mon intérêt s’est tourné vers les propriétés magnétiques d’alliages amorphes CoxGd1−x. L’extrême sensibilité de leurs propriétés à la structure et à la concentration a été dé-montrée. Des analyses fines de spectroscopies (photoémission, EXAFS), combinées à des études magnétiques par magnéto-optique et dichroïsme magnétique circulaire des rayons X ont permis d’acquérir une compréhension détaillée du comportement magnétique. Les contributions des 2 sous-réseaux magnétiques, au voisinage de la température de compensation magnétique caracté-ristique de ces alliages, peuvent être reproduites en champ moyen à la condition de tenir compte d’une couche de gadolinium surfacique dont la présence a été démontrée.
Chapitre 2
Couplage d’échange entre un ferromagnétique et un
antiferromagnétique... ou comment induire de
l’anisotropie ?
Une forme originale d’anisotropie est observée dans la majorité des systèmes couplés FerroMagné-tique (FM) / AntiFerroMagnéFerroMagné-tique (AFM). Cette anisotropie, unidirectionnelle et non uniaxiale disymétrise la réponse ferromagnétique en dessous d’une température caractéristique appelée température de blocage TB, inférieure ou égale à la température de Néel TN de l’AFM ; elle apparaît lorsque le système a été refroidi en présence d’un champ magnétique au travers de la température de Néel. En pratique, le cycle d’hystérésis macroscopique de la couche ferromagné-tique est décalé par rapport au zéro du champ magnéferromagné-tique et peut permettre d’obtenir un état magnétique unique en champ nul. Cette dernière caractéristique est particulièrement intéressante du point de vue des applications. D’autres propriétés, comme le renforcement de la coercivité du matériau ferromagnétique par rapport à celle observée dans ce même matériau non couplé, sont également observées. De nombreuses investigations ont été menées, expérimentalement et théoriquement, dans ce domaine. Dans un premier temps, je vais en présenter une brève synthèse (paragraphe 2.1). Je présenterai ensuite les résultats que j’ai obtenus sur des systèmes métalliques polycristallins à défauts artificiels (paragraphe 2.2), des systèmes métalliques modèles épitaxiés (paragraphe 2.3) et pour finir des hétérostructures multiferroïque/ ferromagnétique dans les-quelles l’échange interfacial et couplage magnéto-électrique permettent un contrôle électrique de l’anisotropie du matériau FM (paragraphe 2.4).