Magnetooptische Untersuchungen zur Dynamik des

Magnetooptische Untersuchungen
zur Dynamik des Schaltverhaltens
kleiner magnetischer Strukturen
DIPLOMARBEIT
in
Experimentalphysik
von
Georg Wolf
durchgeführt am
Fachbereich Physik
der Technischen Universität Kaiserslautern
unter Anleitung von
Prof. Dr. B. Hillebrands
September 2007
Vielleicht gehört die Wissenschaft zu den zarten Frauen,
”
die sich als Geliebte besser fühlen wie als Hausfrau.“
Albert Einstein
i
Inhaltsverzeichnis
1
Einleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
2
Physikalische Grundlagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.1 Magnetooptik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.2 Magnetisierungsdynamik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.3 Magnetische Anisotropien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.3.1 Kristallanisotropie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.3.2 Formanisotropie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.4 Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
2.5 Dynamische Magnetfelder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
3
Experimentelles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.1 Picosekunden-Lasersystem. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
3.2 Aufbau des Kerr-Mikroskops. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
3.3 Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
3.4 Messprinzip und experimentelle Realisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
3.5 Gekreuzte koplanare Wellenleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
3.6 Magnetisches Tunnelelement. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
4
Ergebnisse und Diskussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
4.1 Quasistatische Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
4.2 Numerische Rechnungen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
4.3 Erzeugung der magnetischen Feldpulse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
4.4 Zeitaufgelöste Messungen mit einen Feldpuls und angelegtem Feld . . . . . . . . . . . . . . . . 47
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
5
Zusammenfassung und Ausblick. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59
Literaturverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
Danksagung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
i
Abbildungsverzeichnis
1.1
Zunahme der Speicherdichte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2
2.1
Geometrien des Kerr-Effektes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
2.2
Polarisationszustand einer elektromagnetischen Welle . . . . . . . . . . . . . . . .
7
2.3
Geometrie der Refelexion einer elektromagnetischen Welle . . . . . . . . . . . . .
8
2.4
Schematische Darstellung der gedämpften Präzessionsbewegung der Magnetisierung 12
2.5
Definition der Richtungskosinus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.6
Schematische Darstellung einer MRAM-Speicherzelle . . . . . . . . . . . . . . . 16
2.7
2.9
Schematische Darstellung des Klingeln“-Phänomens . . . . . . . . . . . . . . . . 17
”
Experimenteller Nachweis des Klingeln“-Phänomens . . . . . . . . . . . . . . . 18
”
Schematische Darstellung des Savtchenko-Schaltkonzeptes . . . . . . . . . . . . . 21
3.1
Streakkameramessung zu Bestimmung der Laserpulslänge . . . . . . . . . . . . . 24
3.2
Strahlengang des Kerr-Mikroskops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
3.3
Linearscan zur Bestimmung der Ortsauflösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
3.4
Fotografie des Kerr-Mikroskops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
3.5
Detektorsystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
3.6
Signalweg . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
3.7
Aufsicht und Querschnitt der koplanaren Wellenleiter . . . . . . . . . . . . . . . . 34
3.8
Querschnitt durch das Schichtsystem des Tunnelelements . . . . . . . . . . . . . . 36
3.9
Aufnahme der Probe mit dem optischen Mikroskop und dem Rasterelektronenmi-
2.8
kroskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
4.1
MOKE-Messungen am dünnen Film . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
4.2
Schematische Darstellung der Néel-Kopplung und der Streufeld-Kopplung . . . . . 40
ii
ABBILDUNGSVERZEICHNIS
4.3
Koerzitivfeldstärke in Abhänigkeit des Rotationswinkels . . . . . . . . . . . . . . 41
4.4
MOKE-Messung am strukturierten Element . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
4.5
Geometrisches Schema der numerischen Rechnung . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
4.6
Aufsicht auf die vollständig kontaktierte Probe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
4.7
Transmissioncharakteristik eines koplanaren Wellenleiters . . . . . . . . . . . . . 46
4.8
Feldstärkenverteilung in der Ebene des Tunnelelements . . . . . . . . . . . . . . . 47
4.9
Zeitaufgelöste Messungen mit einem Feldpuls und externem Feld . . . . . . . . . 50
4.10 Schema des longitudinalen Messgeometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
4.11 Zeitaufgelöste Messungen in der longitudinalen Geometrie mit zwei Feldpulsen
und variierender Pulslänge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
4.12 Zeitaufgelöste Messungen in der longitudinalen Geometrie mit zwei Feldpulsen
und variierendem Pulsüberlapp . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
4.13 Schema der transversalen Messgeometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
4.14 Zeitaufgelöste Messungen in der longitudinalen und transversalen Geometrie mit
zwei Feldpulsen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
4.15 Zeitaufgelöste Messungen in der transversalen Geometrie mit zwei Feldpulsen . . . 58
iii
KAPITEL 1
Einleitung
“640 kB ought to be enough for anybody.”
Dieser Satz aus dem Jahre 1981 wurde fälschlicherweise Bill Gates, dem Gründer des Softwareunternehmens Microsoft, zugeschrieben [1]. Die 640 kB, mit denen vor mehr als fünfundzwanzig
Jahren die Anwender zufrieden sein sollten, entlocken heutigen Computerbenutzern bestenfalls
nur noch ein müdes Lächeln. Er zeigt aber sehr anschaulich die rasante Entwicklung auf dem
Gebiet der Datenverarbeitung und -speicherung. Handelsübliche Festplatten erreichen heutzutage Größen im Terabytebereich und selbst Arbeitsspeicher sind bereits wesentlich größer als die
Festplatten der achtziger oder neunziger Jahre. Diese neu entwickelten Möglichkeiten beeinflussen weite Gebiete der modernen Wissenschaft. Die bildgebenden Verfahren in der Medizin wie
z.B. Magnetresonanztomographie oder auch die Verarbeitung der riesigen Datenmengen, die bei
der Erforschung von kleinsten Teilchen oder von weit entfernten Galaxien anfallen, wären ohne
die Fortschritte in der Speichertechnologie nicht denkbar. Aber auch der private Nutzer profitiert
vor allem im Unterhaltungs- und Kommunikationsbereich von den immer größer, schneller und
billiger werdenden Speichermedien.
Dieselben magnetischen Effekte, die die enorme Beschleunigung in der Entwicklung der Speicherkapazitäten von Festplatten ermöglichten, sollten nun auch im random access memories (RAM)
einsetzbar sein und dort die Dominanz von Halbleiterspeichermedien brechen. Die Vorteile dieses
als magnetic random access memory (MRAM) bezeichneten Bausteins sind die Nichtflüchtigkeit, was einen bedeutenden Fortschritt gegenüber konventionellen Halbleiter-RAMs darstellt, sowie die hohe Schreib- und Lesegeschwindigkeit und die beliebig hohe Anzahl von Schreibzyklen im Gegensatz zur Flashspeicher-Technologie. MRAM hat somit alle Voraussetzungen für
einen universellen Speicher. Motorola stellte im Jahr 2003 den ersten 4 Mbit Baustein vor [2]. Die
Marktreife dieses Produktes scheint mittlerweile erreicht, seit letztem Jahr wird von Freescale Semiconductors ein Baustein mit 4 Mbit in der Massenproduktion gefertigt [3]. Möglich wurde die
drastische Zunahme der Speicherkapazität während der letzten beiden Dekaden durch die Entdeckung zweier grundlegender physikalischer Effekte. Zuerst wurde 1989 unabhängig voneinander
von Peter Grünberg und Albert Fert der Riesenmagnetowiderstandseffekt (giant magneto resi1
Abbildung 1.1: IBM-Illustration der Speicherdichtenzunahme seit 1960. Man beachte, dass die y-Achse logarithmisch dargestellt wurde. Die Abbildung zeigt deutlich,
dass sich die Speicherdichten in den letzten
zwanzig Jahren um mehrere Größenordnungen erhöht haben.
stance, GMR) [4, 5], 1995 von Moodera der Tunnelmagnetowiderstandseffekt (tunneling magneto
resistance, TMR) [6] bei Raumtemperatur experimentell nachgewiesen. Innerhalb von nur zehn
Jahren nach Entdeckung dieser grundlegenden physikalischen Effekte wurden die daraus resultierenden Produkte nicht nur zur Marktreife entwickelt, sondern versprechen auch Umsätze in Milliardenhöhe. Der Einfluss der Verwendung des GMR-Effektes in den Leseköpfen von Festplatten auf
die zeitliche Entwicklung der Speicherdichte ist in Abbildung 1.1 deutlich in einer Verdopplung
der Wachstumsrate im Jahre 1991 zu erkennen.
In einer MRAM-Speicherzelle werden die logischen Informationen 0 und 1 durch die parallele
oder antiparallele Ausrichtung der Magnetisierungen zweier magnetischer Schichten realisiert und
deren Unterschied durch den TMR-Effekt ausgelesen. Ein solcher Speicherbaustein ist der Auftakt einer theoretisch bereits angedachten magnetischen, zur Laufzeit programmierbaren Logik,
die eine neue Generation von Prozessoren ermöglicht. Zum einen kombinieren diese in sich Speicher und Prozessor auf einem Chip und ermöglichen zum anderen eine dynamische Anpassung
der Logik auf die Problemstellungen on the fly [7]. Gerade in einer Zeit, in der ein erhöhter Informationsdurchsatz kaum mehr durch eine Erhöhung der Prozessorgeschwindigkeit erreicht werden kann, ermöglichen derartige Systeme eine weitere Beschleunigung der Datenverarbeitung, da
ein zur Laufzeit reprogrammierbares Logiksystem neue Lösungsansätze verspricht. Letztes Jahr
wurde in der Arbeitsgruppe von G. Reiss in Bielefeld der Prototyp eines solchen logischen Schaltkreises aus magnetischen Tunnelstrukturen realisiert, der alle vier logischen Grundoperationen
durchführen kann [8].
2
Zur Herstellung und Optimierung dieser Bausteine spielen grundlagenphysikalische Aspekte eine
entscheidende Rolle. Die Magnetisierungsdynamik bildet dabei die Basis für das Verständnis des
Schaltverhaltens dieser MRAM-Speicherzellen und liefert auch Lösungen, um die an den Speicher
gestellten Anforderungen zu erfüllen. Der Baustein muss zuverlässig beschreibbar und auch wieder
auslesbar sein, und das vorallem bei einer Geschwindigkeit, die die der bereits erhältichen Speichermedien übertrifft. Das Schalten eines magnetischen Elementes auf der Sub-NanosekundenZeitskala konnte experimentell bereits demonstriert werden [9]. Nicht zuletzt müssen neue Speicher auch massenproduktionstauglich sein. Der Preisvorteil, den konventionelle RAM-Speicher
zur Zeit aufgrund der bereits weit entwickelten Siliziumfertigungstechnik haben, muss durch deutlich verbesserte technische Eigenschaften magnetischer Speicher kompensiert werden.
Das wirtschaftliche Potential der zukünftig zu entwickelten Speicher rechtfertigt neben dem wissenschaftlichen Erkenntnisgewinn die Untersuchung derartiger Strukturen bei weitem. Die Techniken, die zur Untersuchung herangezogen werden können, müssen einen geeigneten Zugang
zur Dynamik der Magnetisierung auf den Größen- und Zeitskalen schaffen, die für eine spätere Applikation wünschenswert sind. Die Nutzung des TMR ist dabei die naheliegendste Technik [10, 11], da dieser Effekt auch die Grundlage für eine spätere Anwendung ist. Ebenso ist es
möglich die Magnetisierungsdynamik mit ferromagnetischen Resonanz Experimenten (FMR) zu
studieren [12–14], dabei wird die Magnetisierung in dem zu untersuchenden Element durch Mikrowellen angeregt und anschließend deren Absorption gemessen. Magnetooptische Techniken hingegen zeichnen sich durch den berührungsfreien Zugang zur Dynamik des untersuchten Systems
aus. Durch die Fokussierbarkeit des Lichtes in den Sub-Mikrometerbereich lässt sich auch das Unmagnetisierungsverhalten kleiner Strukturen zeitaufgelöst untersuchen. Die Brillouin-LichtstreuSpektroskopie (BLS) etwa liefert einen Zugang in der Frequenzdomäne [15–17]. Der magnetooptische Kerr-Effekt bietet die Möglichkeit die Bewegung einzelner Komponenten der Magnetisierung
direkt in der Zeitdömane zu beobachten. Dadurch lässt sich der Schaltvorgang und besonders der
Einfluss der Schaltfelder auf die Magnetisierung in Tunnelstrukturen direkt untersuchen.
Das wesentliche Ziel der hier durchgeführte Arbeit war der Aufbau und Inbetriebnahme eines
zeitaufgelösten Kerr-Mikroskops. Zunächst wird in Kapitel 2 ein kurzer Überblick über die physikalischen Grundlagen des Kerr-Effekts und der Magnetisierungsdynamik gegeben. Dem folgt
eine Einführung in die Konzepte der MRAM-Technologie besonders unter dem Aspekt der Optimierung der Schaltzeit. Kapitel 3 umfasst den experimentellen Teil, in dem dann die technische
Lösung der gestellten Aufgabe präsentiert wird. Dabei wird der optische Strahlengang des KerrMikroskop beschrieben und die erreichte Ortsauflösung bestimmt. Das für die zeitliche Synchronisation der stroboskopischen Messtechnik gewählte rein elektronische Verfahren findet dabei noch
besondere Beachtung. Weiterhin wird die Herstellung der untersuchten Probe beschrieben. Diese
3
besteht aus einem System von gekreuzten koplanaren Wellenleitern die im Nano+Bio Center der
TU Kaiserslautern gefertigt wurden und einem magnetischen Tunnelelement, welches im Rahmen
des EU-Projektes MAGLOG während eines Aufenthalts in der Arbeitsgruppe von Prof. G. Reiss
in Bielefeld aufgebracht und strukturiert wurde.
Kapitel 4 umfasst dann die durchgeführten Untersuchungen an dieser Tunnelstruktur. Zum Einen
wurde die Probe quasistatisch charakterisiert um einige wichtige magnetische Eigenschaften, wie
die Anisotropie, zu erhalten und zum Anderen wurden dynamische Experimente durchgeführt, um
das Schaltverhalten unter Einfluss von magnetischen Feldpulsen zu untersuchen. Um ein tieferes
Verständnis für die Magnetisierungsdynamik des Tunnelelements zu erhalten, wurden zusätzlich
zu den Experimenten entsprechende numerische Rechnungen angestellt.
Die Arbeit schließt in Kapitel 5 mit einer Zusammenfassung, in der das Erreichte besonders unter
dem Gesichtspunkt zukünftiger Möglichkeiten noch einmal betrachtet wird.
4
KAPITEL 2
Physikalische Grundlagen
In diesem Kapitel wird ein Überblick über die wichtigsten physikalischen Grundlagen der in dieser
Arbeit untersuchten Phänomene gegeben. Im ersten Abschnitt wird die Magnetooptik behandelt,
da diese die Grundlage für das in dieser Arbeit benutzte Messverfahren - den magnetooptischen
Kerr-Effekt - bildet. Anschließend werden die für die Magnetisierungsdynamik grundlegenden
Gleichungen hergeleitet und magnetische Anisotropien diskutiert, die sich unmittelbar auf die Dynamik in magnetischen Systemen auswirken. Am Ende dieses Kapitel wird noch auf den prinzipiellen Aufbau magnetischer Tunnelstrukturen und deren Anwendung in magnetischen Speicherzellen
eingegangen.
In dieser Arbeit wurde das Gaußsche Einheitensystem gewählt, eine Umrechnung findet sich zum
Beispiel in [18].
2.1. Magnetooptik
In dieser Arbeit wird zur Untersuchung der Magnetisierungsdynamik der magnetooptische KerrEffekt genutzt. Dieser Effekt wurde 1877 von J. R. Kerr entdeckt und beruht darauf, dass sich der
Polarisationszustand einer elektromagnetischen Welle bei der Reflexion an magnetischen Materialien ändert [19]. Man unterscheidet beim Kerr-Effekt zwischen drei grundlegenden Geometrien,
die sich durch unterschiedliche relative Orientierung zwischen Einfallsebene der elektromagnetischen Welle, der Magnetisierung und Probenoberfläche auszeichnen, siehe Abb. 2.1.
Beim longitudinalen und transversalen Kerr-Effekt liegt die Magnetisierung in der Probenebene,
im longitudinalen Fall parallel und im transversalen Fall senkrecht zur Einfallsebene. Der polare
Kerr-Effekt unterscheidet sich dadurch, dass die Magnetisierung senkrecht zur Probenoberfläche
steht. Im Folgenden wird nun ein kleiner Überblick über die Grundlagen des Kerr-Effekt gegeben,
ausführliche Beschreibungen können [20] entnommen werden.
Da für den Kerr-Effekt der Polarisationszustand der elektromagnetischen Welle von besonderer
Bedeutung ist, wird dieser zuerst beschrieben. Die Polarisation einer elektromagnetischen Welle
beschreibt die Ausrichtung der Schwingungsebene des elektrischen bzw. magnetischen Feldvek-
5
2.1 Magnetooptik
Abbildung 2.1: Die drei grundlegenden Geometrien zur Messung des Kerr-Effektes. a) Polarer KerrEffekt, dabei liegt die Magnetisierung senkrecht zur Probenoberfläche. b) Longitudinaler Kerr-Effekt,
die Magnetisierung liegt in der Probenebene und parallel zur Einfallsebene des Lichtes. c) Transversaler Kerr-Effekt, die Magnetisierung liegt in der Probenebene und senkrecht zur Einfallsebene des
Lichtes.
tors bezüglich der Propagationsrichtung der elektromagnetischen Welle, beschrieben durch deren
Wellenvektor k. Für die weitergehenden Überlegungen ist es ausreichend, nur den elektrischen
Feldvektor E zu betrachten. Der magnetische Feldvektor B lässt sich anhand der Maxwell Beziehungen herleiten [21]. Der elektrischer Feldvektor einer elektromagnetische Welle mit der Frequenz ω, die sich in z-Richtung mit dem Wellenzahl k ausbreitet, kann wie folgt dargestellt werden


E0x
E (r,t) = Re  E0y  · ei(ωt−kz) 
0

.
(2.1)
E0x und E0y stellen dabei die komplexen Feldamplituden dar, deren Verhältnis den Polarisationszustand der Welle festlegt. Zur anschaulicheren Darstellung der komplexen Größen E0x und E0y
eines beliebigen Polarisationszustandes können auch der Azimutalwinkel θ und der Elliptizitätswinkel ε herangezogen werden, vergleiche hierzu auch Abb. 2.2. Dabei stehen die Komponenten
des elektrischen Feldvektors und die eben beschriebenen Winkel in folgender Relation zueinander:
E0x
tan θ + i tan ε
=
E0y 1 − i tan θ tan ε
(2.2)
Im Allgemeinen ist der magnetooptische Kerr-Effekt sehr klein. Wie später im experimentellen
Teil dieser Arbeit beschrieben wird, waren die beobachteten Drehungen der Polarisationsebene
im Bereich weniger Milligrad. Daher kann für die weiteren Betrachtungen θ, ε ≪ 1 angenommen
werden und Gl.2.2 vereinfacht sich zu:
6
2.1 Magnetooptik
Abbildung 2.2: Allgemeiner elliptischer Polarisationszustand einer elektromagnetischen Welle. Der
elektrische Feldvektor beschreibt an einem festen Ort eine Ellipse. Zur Charakterisierung dieses Zustandes lassen sich der Azimutalwinkel θ und die Elliptizität ε heranziehen.
E0x
≈ θ + iε .
E0y
(2.3)
Dieser Zusammenhang lässt sich nach den experimentell zugänglichen Größen θ und ε auflösen:
E0x
θ ≈ Re
E0y
E0x
und ε ≈ Im
E0y
.
(2.4)
Es hat sich als hilfreich erwiesen den Polarisationszustand einer elektromagnetischen Welle durch
den so genannten Jones’schen Matrixformalismus zu beschreiben. Dabei wird der Polarisationszustand der Welle durch einen zweidimensionalen Vektor J beschrieben, dessen Komponenten
die komplexen Feldamplituden E0x und E0y darstellen. Als Basis für die vektorielle Beschreibung
können je nach Symmetrie der Messanordnung entweder zwei linear polarisierte, zueinander orthogonale Wellen oder zwei zirkularpolarisierte Wellen verwendet werden. Für die weitere Rechnung
erweisen sich zwei linear polarisierte Wellen als sinnvoll.
Js =
1
0
und J p =
0
1
(2.5)
Js beschreibt dabei eine senkrecht zur Einfallsebene polarisierte Welle und J p eine parallel zur
Einfallsebene polarisierte Welle, vergleiche Abb. 2.3. Der gesamte Polarisationszustand ergibt sich
als linear Kombination J = aJs + bJ p , wobei a und b komplexe Koeffizienten sind.
Die Änderung des Polarisationszustandes durch ein optisches Element wird durch die Jones’sche
7
2.1 Magnetooptik
Abbildung 2.3: Schematische Darstellung der Geometrie zwischen Polarisationszustand der ein- und
ausfallenden elektromagnetischen Welle und deren Einfallsebene. Der elektrische Feldvektor wird
typischerweise in eine Komponente parallel (E p ) und senkrecht (Es ) zur Einfallsebene zerlegt.
e beschrieben. Den neuen Polarisationszustand erhält man durch
Matrix T
e ·J .
Jneu = T
(2.6)
Befinden sich mehrere optische Elemente im Strahlengang, kann durch Multiplikation der Matrizen der einzelnen Elemente eine Matrix für den gesamten Strahlengang aufgestellt werden.
e ges = T
en · . . . · T
e2 · T
e1
T
(2.7)
e re f von besonderem Interesse.
Für den magnetooptischen Kerr-Effekt ist die Reflextionsmatrix T
e re f =
T
rss rsp
r ps r pp
(2.8)
Die komplexen Koeffizienten ri j werden als Reflexionskoeffizienten bezeichnet, die Nebendiagonalelemente rsp und r ps werden speziell als Konversionskoeffizienten bezeichnet. Sie beschreiben
bei optischen Anisotropien, wie z.B. der Magnetisierung, welcher Anteil der einfallenden Welle
seinen Polarisationszustand ändert. Im Allgemeinen ist die reflektierte Welle dann elliptisch polarisiert. Für das in den Experimenten verwendete auf die Probe treffende s-polarisierte Licht ergibt
sich dann
Jre f =
rss rsp
r ps r pp
E0
0
= E0
rss
r ps
.
(2.9)
Die Kerr-Drehung und die Kerr-Elliptizität ergibt sich dann entsprechend 2.4 zu
8
2.1 Magnetooptik
rss
θ = Re
r ps
rss
; ε = Im
r ps
.
(2.10)
Es ist für die im Rahmen dieser Arbeit durch geführten Messungen von essentiellem Interesse, wie
von den gemessenen Signalen auf die Kerr-Drehung geschlossen werden kann. Der von der Probe
reflektierte Laserstrahl wird an einem Wollastonprisma in zwei orthogonal polarisierte Teilstrahlen aufgespalten. Beide Teilstrahlen werden dann durch eine Linse auf jeweils eine Photodiode
fokussiert. Die Funktionsweise des verwendeten Detektors wird in Abschnitt 3.3 näher erläutert.
Die Jones-Vektoren der beiden Teilstrahlen ergeben sich wie folgt:
J1 =
J2 =
1 0
0 0
0 0
0 1
cos ϕ sin ϕ
− sin ϕ cos ϕ
cos ϕ sin ϕ
− sin ϕ cos ϕ
rss
r ps
rss
r ps
E0 = E0
E0 = E0
rss cos ϕ + r ps sin ϕ
0
0
−rss sin ϕ + r ps cos ϕ
,
(2.11)
.
(2.12)
An den Photodioden wird die Lichtintensität gemessen, die sich aus dem zeitlichen Mittel der
Jones-Vektoren ergibt:
1
I = cε0 Jre f · J⋆re f = cε0 Jre f J⋆re f
2
.
(2.13)
Das normierte Differenzsignal berechnet sich dann zu
2 2 |r
|
−
r ps cos (2ϕ) + 2Re (rss r ps ) sin (2ϕ)
ss
I12
=
2
I1 + I2
|rss |2 + r ps .
(2.14)
Der Detektor wird als abgeglichene opto-elektronische Brücke betrieben, d. h., der Detektor wird
so gedreht, dass für s-polarisiertes Licht das Differenzsignal der beiden Photodioden zu Null wird.
Dies gilt für ϕ ≈ π4 .
Da die Kerr-Drehung im Allgemeinen sehr klein ist, gilt weiterhin r ps ≪ |rss | ≤ 1.
Somit vereinfacht sich Gl. 2.14 zu
I12
rss
= 2Re
I1 + I2
r ps
.
(2.15)
Nach Gl. 2.10 ergibt sich die Kerr-Drehung aus den gemessenen Photodiodensignalen
θ=
I12
2 (I1 + I2 )
.
(2.16)
Diese Gleichung dient nun als Grundlage für das verwendete Messverfahren dar.
9
2.2 Magnetisierungsdynamik
2.2. Magnetisierungsdynamik
Die zeitliche Entwicklung der Magnetisierung eines ferromagnetischen Körpers unter dem Einfluss von äusseren Magnetfeldern bzw. durch Anregung aufgrund einer endlichen Temperatur ist
Gegenstand vieler Forschungsgebiete [22–24]. Die Vielfalt und die Komplexität der untersuchten Themengebiete ist dabei derart groß, dass eine umfassende Einleitung in das gesamte Gebiet
der Magnetisierungsdynamik den Rahmen dieser Diplomarbeit übersteigen würde. In den meisten
Fällen liegt aber der Problemstellung eine für die Magnetisierungsdynamik fundamentale Gleichung - die Landau-Lifschitz-Gleichung - zu Grunde. Diese wird im Folgenden über einen halbklassischen Ansatz hergeleitet.
Bringt man ein magnetisches Moment m in ein Magentfeld H, so übt dieses ein Drehmoment
D = m × H auf das Moment aus. Das magnetisches Moment m ist mit dem Drehimpuls J über die
Beziehung
m = − |γ| J
(2.17)
verknüpft, wobei γ das gyromagnetische Verhältnis ist. Für ein freies Elektron ist γ gerade 0, 0176 GHz
Oe .
Damit erhält man für die Drehmomentgleichung
D=
dJ
1 dm
=−
= m×H .
dt
|γ| dt
(2.18)
Im Allgemeinen wird aber nicht nur ein einzelnes magnetisches Moment, sondern ein Ensemble
von magnetischen Momenten betrachtet. In ferromagnetischen Materialien sind benachbarte magnetische Momente durch die sogenannte Heisenbergsche Austauschwechselwirkung sehr stark
miteinander gekoppelt und eine parallele Ausrichtung der magnetischen Momente wird bevorzugt.
Durch diese starke ferromagnetische Kopplung der magnetischen Momente können diese zur MagP
netisierung M = V1 m zusammen gefasst werden. Geht man davon aus, dass die Magnetisierung
im betrachteten System homogen ist, so kann die zeitliche Entwicklung der Magnetisierung im
Rahmen einer Makrospin-Approximation beschrieben werden, die zuerst von Stoner und Wohlfahrth [25] vorgestellt wurde. Damit wird aus der Drehmomentgleichung 2.18:
dM
= − |γ| M × Heff
dt
.
(2.19)
He f f ist das effektive Magnetfeld, welches sich aus dem externen und den verschiedenen Anisotropiefeldern zusammen setzt.
He f f = Hext + HEntmag + HAni + . . .
(2.20)
10
2.2 Magnetisierungsdynamik
Die Gleichung 2.19 wurde 1935 von Landau und Lifschitz entwickelt und heißt daher auch LandauLifschitz-Gleichung (LL) [26]. Sie beschreibt die Präzessionsbewegung der Magnetisierung im ef√
fektiven Magnetfeld. Weiterhin bleibt der Betrag der Magnetisierung |M| = M2 als Funktion der
Zeit konstant, wie aus folgender Beziehung ersichtlich wird:
dM
d 2
M = 2M
= −2 |γ| M · (M × Heff ) = 0
dt
dt
.
(2.21)
Ebenso bleibt der Winkel zwischen Magnetisierung und effektiver Feldachse konstant:
d
dM
M · He f f = He f f ·
= − |γ| He f f · (M × Heff ) = 0
dt
dt
.
(2.22)
Ein Nachteil der Landau-Lifschitz-Gleichung besteht darin, dass jegliche Dissipation vernachlässigt
wird. Eine einmal aus ihrer Gleichgewichtslage ausgelenkte Magnetisierung würde nach der LL
für alle Zeiten um die Richtung des effektiven Magnetfeldes präzedieren. Landau und Lifschitz erweiterten aus diesem Grund Gleichung 2.19 um einen rein phänomenologisch begründeten Dämpfungsterm. Dieser Dämpfungsterm ist so konstruiert, dass die Magnetisierung während ihrer Präzessionsbewegung ein zusätzliches Drehmoment erfährt, welches zur Relaxation in die Gleichgewichtslage entlang der Achse des effektiven Magnetfeldes führt:
αLL |γ|
dM
= − |γ| M × Heff −
[M × (M × Heff )]
dt
Ms
.
(2.23)
Dabei ist MS die Sättigungsmagnetisierung und αLL die Landau-Lifshitz Dämpfungskonstante.
Abbildung 2.4 zeigt eine schematische Darstellung der einzelnen Beiträge zum Drehmoment inklusive dem phänomenologischen Dämpfungsterm. Die Trajektorie der Magnetisierung bei der
Rückkehr in die Gleichgewichtslage wird durch eine Spirale angedeutet.
Allerdings liefert dieser Ansatz für den Grenzfall sehr großer Dämpfung eine unphysikalische
Lösung. Für größere Werte von αLL wird die Präzessionsfrequez der Magnetisierung größer und
damit könnte die Ummagnetisierung einer ferromagnetischen Probe durch Steigerung der Dämpfung beschleunigt werden. Um diesen Fehler zu korregieren wurde von Gilbert ein alternativer
Ansatz vorgeschlagen. Gilbert führte einen Ohm’schen Disipationsterm ein, der von der zeitlichen
Änderung der Magnetisierung abhängt [27].
dM
αG
dM
= − |γ| M × Heff +
M×
dt
Ms
dt
(2.24)
Die Gleichung wird nun entsprechend Landau-Lifshitz und Gilbert-Gleichung (LLG) genannt. αG
ist der Gilberdämpfungsfaktor, der jetzt auch für Werte größer als 1 ein physikalisches Resultat
liefert. Die Gleichung kann in die mathematisch äquivalente Form
11
2.2 Magnetisierungsdynamik
Abbildung 2.4: Schematische Darstellung der gedämpften Präzessionsbewegung der Magnetisierung um die effektive Feldachse. Die durch die Landau-Lifshitz und Gilbert-Gleichung beschriebenen
Drehmomente sind als Pfeile eingezeichnet.
dM
|γ|
αG
=−
[M × (M × Heff )]
M × Heff +
2
dt
Ms
1 + αG
(2.25)
gebracht werden. Der erste Term beschreibt auch hier wieder die Präzessionsbewegung um die
effektive Feldachse und der zweite Term die Dämpfung, die die Ausrichtung der Magnetisierung
entlang der effektiven Feldachse bewirkt (vergleiche auch hierzu wieder Abb. 2.4). Der Ansatz
von Gilbert für die Dämpfung der Magnetisierung ist allerdings immer noch rein phänomenologisch. Die der Dämpfung zugrunde liegenden physikalischen Prozesse sind äußerst kompliziert
und noch immer Gegenstand der aktuellen Forschung [28], [29]. Vereinfacht lässt sich sagen,
dass zum einen Magnon-Magnon Streuung, d.h. die Erzeugung von Spinwellen, und zum anderen Magnon-Phonon Streuung, getrieben durch die Spin-Bahn-Kopplung, zu einer Relaxation der
Magnetisierung führen. In metallischen Systemen kann die Dämpfung auch durch Wirbelströme
erzeugt werden [30].
Um die Präzessionsfrequenz der Magnetisierung und damit auch die Resonanzfrequenz des Systems zu berechnen, muss die LLG-Gleichung zusammen mit den magnetostatischen MaxwellGleichungen gelöst werden. Im Jahr 1948 wurde dies für einen homogen magnetisierten Ellipsoiden durch Ch. Kittel berechnet [31]. Unter der Annahme kleiner Präzessionsamplituden ergibt sich
die sogenannte Kittelformel
q
ω = γ (H0 + (Ny − Nx )MS )(H0 + (Nz − Nx )Ms ) .
(2.26)
Dabei ist H0 ein von aussen angelegtes statisches Magnetfeld, γ das gyromagnetische Verhältnis
und Nx , Ny und Nz sind die Komponenten des Entmagnetisierungstensors wie in Abschnitt 2.3
beschrieben.
12
2.3 Magnetische Anisotropien
2.3. Magnetische Anisotropien
In magnetischen Materialien wird im Allgemeinen beobachtet, dass sich die Magnetisierung spontan entlang einer bestimmten Richtung ausrichtet. Diese Eigenschaft kann nicht durch die isotrope
Austauschwechselwirkung zwischen den magnetischen Momenten begründet werden. Diese Anisotropie kann erst durch die Berücksichtigung anderer Wechselwirkungen, die die Symmetrie brechen erklärt werden. Zu diesen Wechselwirkungen zählen vor allem die Spin-Bahn-Kopplung und
die Dipol-Dipol-Kopplung. Im Folgenden werden nun die für diese Arbeit wichtigsten Anisotropien erläutert.
2.3.1 Kristallanisotropie
Die Kristallanisotropie beschreibt die Änderung der Energie des magnetischen Systems bei Änderung der Magnetisierungsrichtung bezüglich kristallographischer Achsen. Begründet ist die Kristallanisotropie in der Spin-Bahn Kopplung. Bei einer Auslenkung der Magnetisierung aus einer
kristallographisch leichten Achse werden über die Spin-Bahn Kopplung auch die elektronischen
Orbitale ausgelenkt. Dies geht unmittelbar mit einer Änderung der elektronischen Bandstruktur
des Festkörpers und damit auch mit der Energie des Gesamtsystems einher.
Phänomenologisch kann die Kristallanisotropie als Potenzreihenentwicklung der Richtungskosinus der Magnetisierungsrichtung zu den Kristallachsen behandelt werden. Der Zusammenhang
zwischen den Richtungskosinus und den Azimut- und Polarwinkeln kann Abb. 2.5 entnommen
werden. Für den einfachen Fall einer uniaxialen Anisotropie, bei der die ausgezeichneten Kristallachse in z-Richtung liegt, ist der Beitrag zur freien Gibbs’schen Enthalphie dann:
gani = K1 α2z + K2 α4z . . .
.
(2.27)
Aus Symmetriegründen tauchen nur gradzahlige Potenzen des Richtugnskosinus auf. Die Konstanten Ki werden Anisotropiekonstanten genannt. Leitet man die freie Gibbs’sche Enthalpie nach der
Richtung der Magnetisierung ab, so erhält man das Anisotropiefeld




0
0
1
2K1 
4K2 
0 ...
0 −
Hani = − ∇α · gani = −
MS
MS
MS
αz
α3z
.
(2.28)
2.3.2 Formanisotropie
Eine weitere wichtige Anisotropie ist die Formanisotropie. Sie beruht auf der langreichweitigen
Dipol-Dipol-Wechselwirkung. Jedes atomare magnetische Moment erzeugt am Ort r ein Magnet13
2.3 Magnetische Anisotropien
feld:
HDipol (r) =
3 (r − r′ ) [(r − r′ ) · m (r′ )]
|r − r′ |5
−
m (r′ )
|r − r′ |3
.
(2.29)
In einem unendlich ausgedehnten homogenen ferromagnetischen Körper heben sich die Beiträge
der Dipolfelder aller magnetischen Momente gegenseitig auf. In einem räumlich begrenzten bzw.
in einem inhomogen magnetisierten Körper trifft dies nicht mehr zu. Das gesamte Dipolfeld hängt
nun erheblich von der Verteilung unkompensierter Dipole an der Oberfläche des Probenvolumens
ab und wird damit vor allem durch die geometrischen Randbedingungen der Probe bestimmt.
In einem Kontinuumsansatz werden die lokalen magnetischen Momente m(r) durch die Magnetisierung M ersetzt. Ausgehend von der Maxwell Gleichung ∇ · B = 0 erhält man das Streufeld:
∇ · HS = −4π∇
∇·M
(2.30)
Das Streufeld kann im magnetostatischen Grenzfall als Gradient eines Potentials φS aufgefasst
werden und somit ergibt sich ein der Poisson-Gleichung entsprechender Ausdruck:
∆φS = 4π∇
∇·M .
(2.31)
Der Ausdruck ∇ · M kann als magnetische Ladungsdichte interpretiert werden und es können die
aus der Elektrostatik bekannten Lösungen angewendet werden [21]. Das Streufeld im Inneren der
Probe wird auch als Entmagnetisierungsfeld HEntmag bezeichnet, da es der Magnetisierung entgegen wirkt. Für einen homogen magnetisierten Ellipsoiden kann das Entmagnetisierungsfeld durch
den sogenannten Entmagnetisierungstensor Ñ beschrieben werden.
Abbildung 2.5: Zusammenhang der Richtungskosinus der Magnetisierung und den Azimut- und Polarwinkel. Die Achsen des Koordinatensystems fallen nur für kubische Systeme mit den Kristallachsen zusammen.
14
2.4 Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte
HEntmag = −4πÑM
(2.32)
Der Entmagnetisierungstensor ist ein symmetrischer Tensor mit Spur Ñ = 1. Im Haupachsen-
system einer Ellipse können die Elemente Nx , Ny , Nz des Tensor zu
πd
Nx =
4Lx
πd
Ny =
4Lx
Lx − Ly 3 (Lx − Ly )2
1−
−
4Lx
16L2x
!
5 (Lx − Ly ) 21 (Lx − Ly )2
1+
+
4Lx
16L2x
(2.33)
!
Nz = 1 − NX − Ny
(2.34)
(2.35)
genähert werden, wobei Lx und Ly die Achsenlängen der Ellipse und d die Dicke ist mit Lx , Ly ≫ d
[32, 33].
Zusätzlich zu den bisher gezeigten Anisotropien gibt es noch weitere Formen, etwa die magnetoelastische Anisotropie oder die Grenzflächenanisotropie, die aber in dieser Arbeit nur eine untergeordnete Rolle spielen.
2.4. Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte
Magnetische Tunnelstrukturen bestehen im Allgemeinen aus einer freien ferromagnetischen Schicht
und einer ferromagnetische Referenzschicht, die durch eine wenige Nanometer dicke Isolationsschicht, typischerweise MgO oder AlO, von einander getrennt sind, wie in Abb. 2.6a) schematisch
dargestellt ist. Die Magnetisierung der Referenzschicht wird durch einen blauen Pfeil repräsentiert
und die Magnetisierung der freien ferromagnetischen Schicht durch einen roten Pfeil. Legt man
nun senkrecht zum Schichtstapel eine Spannung an, so kann man einen Tunnelstrom von der einen
magnetischen Schicht in die andere messen. Der Widerstand hängt dabei von der relativen Orientierung der Magnetisierungen der beiden Schichten ab und wird als magnetischer Tunnelwiderstand
(engl.: tunnel magnetic resistance, TMR) bezeichnet [6]. Sind die Magnetisierungen der beiden
Schichten parallel angeordnet, so ist der Widerstand klein, in antiparalleler Ausrichtung ist der
Widerstand groß. Somit können durch die beiden Zustände, parallele oder antiparallele Stellung,
die logischen Zustände 0 und 1 definiert werden. Die Richtung der Magnetisierung der unteren
ferromagnetischen Referenzschicht wird in der Regel durch Austauschverschiebungskopplung an
einer antiferromagnetische Schicht in eine Richtung fixiert. Durch Drehen der Magnetisierung in
der freien ferromagnetischen Schicht jeweils um 180 ◦ können dann die logischen Zustände eingestellt werden. Die fixierte ferromagnetische Referenzschicht soll dabei von den zum Schalten
15
2.4 Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte
"bit line"
"word line"
a)
b)
Abbildung 2.6: a) Schematische Darstellung einer MRAM-Speicherzelle. Sie besteht aus einer Referenzschicht (blauer Pfeil), deren Richtung durch Anisotropien fixiert ist, und einer freien Schicht
(roter Pfeil), die über eine Kombination gepulster Magnetfelder geschaltet werden kann. Die beiden
magnetischen Schichten sind durch eine Isolatorschicht von einander getrennt. b) In einem Speicherbaustein werden die einzelnen einzelnen Tunnelelemente in einer Matrix angeordnet und können
jeweils durch eine bestimmte word line und eine bit line adressiert werden.
verwendeten Feldern weitgehend unberührt bleiben [34].
Bei der technologischen Anwendung im MRAM-Speichern sind diese Tunneltrukturen in einem
Array angeordnet, siehe Abb. 2.6b). Die Tunnelstruktur befindet sich dabei immer in den Kreuzungspunkten zwischen einer so genannten word line und einer bit line. Um eine Zelle zu adressieren, wird ein Strompuls durch einen bestimmte word line und eine bestimmte bit line geschickt.
Die Kombination des durch die beiden Strompulse generierten Magnetfeldes schaltet dann die
Speicherzelle. Das Auslesen der gespeicherten Information geschieht über Messen des Tunnelwiderstands. Die Zelle darf nur unter dem Einfluss beider Magnetfeldpulse zusammen geschaltet
werden, da ansonsten bei einem Schreibvorgang in dem MRAM-Baustein das durch die word line bzw. bit line generierte Magnetfeld eine ganze Zeile bzw. Spalte der Speichermatrix schalten
würde. Einer der Pulse wirkt dabei in der magnetisch harten Richtung und der andere in der magnetisch leichten Richtung. Alle anderen Zellen, die entweder nur den Puls der word line oder der
bit line spüren werden zwar angeregt, kehren aber, nachdem der Puls abgeschaltet ist, wieder in
ihren ursprünglichen Zustand zurück. Dies wird als Stabilität gegenüber half select bezeichnet.
Schaltet die Zelle unter Einfluss der Pulssequenz unabhängig vom Ausgangszustand, so ist es vor
der Adressierung der Zelle notwendig den Speicherinhalt auszulesen. Dieser so genannte pre-read
Schritt kostet Zeit und ist für die Anwendung in ultraschnellen Speichersystem von großem Nachteil. Daher ist es wünschenswert, dass die Zelle für eine bestimmte Sequenz der Magnetfeldpulse
nur in den Zustand 0 schaltet und für eine andere Sequenz nur in den Zustand 1 schaltet. Dieses
Konzept bezeichnet man als direct writing, da direkt die gewünschte Information in der Zelle gespeichert werden kann und es das vorherige Auslesen der Speicherzelle überflüssig macht.
Neben der Stabilität einer MRAM-Zelle gegenüber half select und der Möglichkeit, Informationen
16
2.4 Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte
HAni
HAni+HPuls
HAni
HAni
M(t0)
a)
M(t1)
HAni
M(t0)
b)
HAni+HPuls
M(t1)
HAni
HAni
M(t2)
M(t2)
Abbildung 2.7: Gezeigt ist die Präzessionsbewegung der Magnetisierung unter dem Einfluss eines
Feldpulses mit unterschiedlichen Längen der Pulsdauer.
a) Klingeleffekt, d.h. der Feldpuls wird zum Zeitpunkt t1 ausgeschaltet, wenn die Magnetisierung im
maximalen Auslenkungswinkel zur ursprünglichen Gleichgewichtslage steht, was eine lange Relaxationszeit in die Ruhelage zur Folge hat.
b) Klingelunterdrückung, d.h. der Zeitpunkt t2 wird so gewählt, dass nach dem Ausschalten des Feldpulses die Magnetisierung sich in einem minimalen Winkel zur ursprünglichen Gleichgewichtslage
befindet.
ohne den oben beschriebenen pre-read Schritt zu speichern, steht noch die Beschleunigung des
Schaltvorganges an sich im Fokus der Untersuchungen. Um eine weitere Optimierung der Dynamik des Ummagnetisierungsvorganges einer kleinen magnetischen Struktur zu erreichen, muss eine tiefere Einsicht in die fundamentalen physikalischen Grundlagen der Magnetisierungsdynamik
gewonnen werden. Die maßgebenden Faktoren, die das zeitliche Verhalten der Ummagnetisierung
einer MRAM-Speicherzelle bestimmen, sind dabei die verwendeten Pulsstärken, sowie deren zeitliche Dauer [35] und die zeitliche Koordination der Pulse untereinander [36].
Wie in Abschnitt 2.2 beschrieben, ist die zeitliche Entwicklung der Magnetisierung geprägt von einer gedämpften Präzessionsbewegung um die effektive Magnetfeldachse, die während des Schalt-
17
a)
Kerr Drehung [mdeg]
Kerr Drehung [mdeg]
2.4 Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte
Zeit [ns]
b)
Zeit [ns]
Abbildung 2.8: Beispiel für den experimentellen Nachweis des “Klingel”-Phänomenes. Gezeigt ist
die zeitliche Entwicklung der Magnetisierung gemessen mit dem magnetooptischen Kerr-Effekt ein
einem Eisengranat Film [37].
(a) Hier ist das “Klingeln” der Magnetisierung als Funktion der verwendeten Pulslänge gezeigt.
Während der Messung war ein statisches Feld von 91 Oe angelegt, um eine Vorzugsrichtung für die
Magnetisierung zu definieren. Die Pulslänge wird jeweils um eine halbe Periode der Präzessionsbewegung geändert.
(b) Diesmal wird das “Klingeln” der Magnetisierung bei konstanter Länge der Magnetfeldpulse aber
bei verschiedenen statischen Magnetfelder untersucht. Neben der Klingelunterdrückung für bestimmte Magnetfelder ist deutlich zu sehen, dass die Präzessionsfrequenz der Magnetisierung mit zunehmendem Feld größer wird.
vorganges im Wesentlichen durch die Richtung der angelegten magnetischen Feldpulse bestimmt
wird. Abbildung 2.7 zeigt schematisch die zeitliche Entwicklung der Magnetisierung unter dem
Einfluss eines magnetischen Feldpulses für zwei verschiedene Pulslängen. In Abbildung 2.7 a)
wird der Puls zum Zeitpunkt t1 ausgeschaltet, an dem die Magnetisierung im maximalen Winkel
zur ursprünglichen Gleichgewichtslage steht. Nach dem Zeitpunkt t1 wird die effektive Feldachse
wieder durch das Anisotropiefeld bestimmt und durch den großen Winkel zwischen Magnetisierung und dieser Achse wirkt nach der LLG-Gleichung ein dementsprechend großes Drehmoment,
welches erneut zu einer ausgedehnten Präzessionsbewegung führt und damit eine lange Relaxationszeit zur Folge hat. Dieses Phänomen wird als “Klingeln” der Magnetisierung bezeichnet
18
2.4 Magnetische Tunnelstrukturen und Schaltkonzepte
und ist für technologische Applikationen äußerst ungünstig, da während des “Klingel”-Vorgangs
ein erneuter Schaltvorgang zu einem nicht vorhersagbarem Verhalten der Magnetisierung führen
kann. Aus diesem Grund muss nach jedem Schaltvorgang die Relaxation der Magnetisierung in
die Ruhelage abgewartet werden, was unmittelbar die Operationszeit verlängert. Dieses Problem
kann durch eine geschickte Wahl der Pulslänge umgangen werden, wie in Abbildung 2.7 gezeigt
ist. Endet der Puls an einem Zeitpunkt, an welchem sich die Magnetisierung möglichst nahe der
gewünschten Ruhelage befindet, so wird die anschließende Relaxationsbewegung - das “Klingeln”
- unterdrückt. Dieser Vorgang wird auch als ballistisches Schalten bezeichnet.
Der experimentelle Nachweis, dass sich das Schaltverhalten der Magnetisierung auf der SubNanosekunden-Zeitskala derart manipulieren lässt, ist in Abbildung 2.8a) gezeigt. Dabei wurde
die Magnetisierung eines Eisengranatfilmes mit magnetischen Feldpulsen verschiedener Länge
angeregt und mittels zeitaufgelöster Kerr-Magnetometrie vermessen. Details können [37] entnommen werden. Die Pulslänge wurde jeweils um eine halbe Periode der Präzessionsbewegung der
Magnetisierung variiert. Es ist deutlich zu erkennen, dass damit zum einen perfekte “Klingelunterdrückung” realisiert werden konnte und zum anderen gerade der Fall auftritt, bei dem das “Klingeln” der Magnetisierung maximal wird.
Eine weitere Möglichkeit, das “Klingeln” zu unterdrücken ist die intrinsische Präzessionsfrequenz
des Systems zu manipulieren, indem der Betrag des effektiven magnetischen Feldes variiert wird.
Die Präzessionsfrequenz der Magnetisierung ist nach der Kittelgleichung 2.26 in erster Näherung
proportional zum effektiven Magnetfeld. Eine Vergrößerung der effektiven Feldstärke führt somit
auch zu einer schnelleren Präzession. Dies ist deutlich in Abbildung 2.8b) zu erkennen, in der die
Präzession der Magnetisierung nach Anregung durch einen Feldpuls als Funktion eines von außen
angelegten statischen Magnetfeldes untersucht wurde. Somit lässt sich nicht nur das “Klingeln”
der Magnetisierung unterdrücken, sondern auch eine prinzipiell schnellere Ummagnetisierung der
Probe erreichen.
Insgesamt lässt sich sagen, dass ein ballistisches Schalten der Magnetisierung empfindlich von
dem Zusammenspiel aus den intrinsischen Eigenschaften der MRAM-Zelle, wie zum Beispiel dem
Anisotropiefeld und der Geometrie, sowie den von aussen vorgegeben Parametern, d.h. Länge
und Stärke des angelegten Magnetfeldpulses und Stärke bzw. Richtung eines statischen Feldes,
abhängt. Die Kontrolle und Stabilität eben dieser Parameter ist Grundvorraussetzung für eine detaillierte Untersuchung der Magnetisierungsdynamik auf der Sub-Nanosekunden-Zeitskala und für
spätere Anwendungen.
Ein anderes Konzept, das Schalten einer MRAM-Zelle zu realisieren, ist das so genannte SavtchenkoSchema [38]. Dabei wird die freie ferromagnetische Schicht durch einen synthetischen Antiferromagneten ersetzt. Dieser besteht in der Regel aus zwei ferromagnetischen Schichten, die durch
eine nicht magnetische leitende Schicht voneinander getrennt sind. Die Schichtdicke der nicht
19
2.5 Dynamische Magnetfelder
magnetischen leitenden Schicht wird so gewählt, dass sich die Magnetisierungen der beiden ferromagnetischen Schichten durch eine Zwischenschichtaustauschkopplung antiparallel ausrichten.
Diese zusätzliche Austauschkopplung des synthetischen Antiferromagneten wirkt wie eine zusätzliche Anisotropie, die senkrecht zum angelegten Feld steht. Die beiden anregenden Magnetfeldpulse stehen bei diesem Schema unter 45 ◦ zur magnetisch leichten Achse (siehe Abb. 2.9). Der
erste Magnetfeldpuls verkippt dabei die beiden Magnetisierungen. Dann setzt zusätzlich der zweite
Puls ein und das resultierende Feld zeigt nun entlang der leichten magnetischen Achse und die Magnetisierungen stehen senkrecht auf dieser Achse. Nachdem der erste Puls endet, wirkt nur noch
das Feld des zweiten Pulses und die Magnetisierungen zeigen bereits in die zum Ausgangszustand
entgegengesetzte Richtung. Nachdem auch der zweite Puls endet, relaxieren beide Magnetisierungen in die magnetisch leichte Achse, zeigen aber in die jeweils andere Richtung. Die Zelle ist
geschaltet. Das Schaltverhalten dieses Konzeptes hängt zusätzlich zur Stärke und Dauer der Pulse
noch von deren zeitlichen Überlapp ab. Es zeigt sich, dass mit diesem Konzept die MRAM-Zelle
präzessional geschalten werden kann und durch Umkehr der zeitlichen Abfolge der Pulse ein direct
writing möglich ist [36].
2.5. Dynamische Magnetfelder
Ein Strom der durch einen Leiter fließt, erzeugt nach den Maxwell-Gleichungen ein magnetisches
Feld [21]. Die Feldverteilung ist nach den Biot-Savart-Gesetz (2.36) von der Stromdichte j (r)im
Leiter abhängig.
1
H (r) =
c
Z
j (r′ ) × (r − r′ )
|(r − r′ )|3
d3r
(2.36)
In den Experimenten werden kurze Strompulse durch mikrostrukturierte Leiterstreifen gesendet.
Das erzeugte Magnetfeld ist dabei stark von den geometrischen Abmessungen des Leiterstreifens
abhängig. Löst man Gl. 2.36 mit den entsprechenden Randbedingungen für einen unendlich langen
Leiterstreifen mit der Breite w [39], wobei der Streifen in der x,y-Ebene liegt, dann erhält man für
die magnetische Feldstärke in Abhängigkeit von der Position in der y,z-Ebene und der eingesetzten
Stromstärke:
w
w
I
2 +y
2 −y
Hy (y, z, I) =
arctan
+ arctan
2πw
z
z
.
(2.37)
Mit dieser Gleichung wurden die in den Experimenten erzeugten Magnetfelder abgeschätzt. Die
entsprechende Feldstärkenverteilungen können in Abschnitt 4.3 in Abb. 4.8 entnommen werden.
20
"Bit Line"
"Bit Line"
harte
Achse
leichte
Achse
harte
Achse
"Write Line"
"Bit Line"
leichte
Achse
harte
Achse
"Write Line"
"Write Line"
"Bit Line"
harte
Achse
"Write Line"
leichte
Achse
"Bit Line"
leichte
Achse
harte
Achse
leichte
Achse
"Write Line"
Abbildung 2.9: Schematische Darstellung des Savtchenko-Schaltkonzeptes. Als freie ferromagnetische Schicht wird ein synthetischer Antiferromagnet verwendet. Der erste magnetische Feldpuls verkippt die beiden Magnetisierungen gegeneinander. Wenn der zweite magnetische Feldpuls einsetzt,
steht das resultierende Feld parallel zur magnetisch leichten Achse. Die Magnetisierungen stehen
senkrecht dazu. Wenn nur noch der zweite Feldpuls wirkt, zeigen die beiden Magnetisierungen schon
in die Richtung entgegengesetzt zu jeweiligen Ausgangszustand. Wenn beide Feldpulse ausgeschaltet
sind, relaxieren die Magnetisierungen in die magnetisch leichte Achse.
KAPITEL 3
Experimentelles
Die Anforderungen an magnetischen Tunnelstrukturen für technologische Anwendungen wie zum
Beispiel MRAM oder die magnetische Logik sind möglichst klein zu sein mit Abmessungen im
Mikro- und Submikrometerbereich und möglichst schnelle Operationsraten im Gigahertzbereich
zu haben. Das Maß sind dabei die bereits seit Jahren angewandten Halbleiterbauelemente. Um
überhaupt konkurrenzfähige Produkte entwickeln zu können, müssen zuerst die physikalischen
Aspekte auf eben diesen Skalen untersucht werden. Dies kann durch magnetoresitive [10], induktive [39] oder magnetooptische [40–42] Techniken geschehen. Die magnetooptischen Techniken
eignen sich durch die gute Fokusierbarkeit des Lichts besonders für Strukturen im Mikro- und
Submikrometerereich. Außerdem können diese Techniken völlig berührungsfrei angewendet werden. Durch mikrofokusierte Brillouin-Lichtstreu-Spektroskopie etwa lässt sich so die Dynamik
eines magnetischen Systems im Frequenzraum untersuchen [43–46]. Es ist möglich die Spinwellenstruktur nach Energie und Wellenvektor orts- und zeitaufgelöst zu erfassen. Untersuchungen,
die den magnetooptischen Kerr-Effekt nutzen, können hingegen direkt die zeitliche Entwicklung
einzelner Komponenten der Magnetisierung erfassen. Durch gepulste Lasersysteme lässt sich die
notwendige Zeitauflösung im Pico- bis in den Femtosekundenbereich erreichen. Dadurch ist man
in der Lage das Schaltverhalten der Magnetisierung eines mikrostrukturierten Tunnelelements direkt zu untersuchen.
Die wesentliche Aufgabe dieser Diplomarbeit bestand im Aufbau eines solchen zeitaufgelösten
Kerr-Mikroskops. Die zentralen Bauteile für Untersuchungsmethoden, die den Kerr-Effekt nutzen,
sind eine kohärente Lichtquelle, ein Element zur Präparation der Polarisationsebene des einfallenden Lichts, Optiken zur Fokusierung, ein Detektor zur Polarisationsanalyse, sowie Magnetfelder zur Manipulation der Magnetisierung der Probe. In diesem Kapitel werden nun die im hier
realisierten Aufbau verwendeten Elemente Lichtquelle, Optik, Detektor, und die erreichten Spezifikationen hinsichtlich Orts- und Zeitauflösung vorgestellt werden. Am Ende diese Kapitel wird
noch ein kurzer Überblick über die Herstellung einer Mikrostruktur zur Erzeugung dynamischer
Magnetfelder sowie des im Rahmen dieser Arbeit untersuchten Tunnelelements gegeben werden.
22
3.1 Picosekunden-Lasersystem
3.1. Picosekunden-Lasersystem
Wie oben bereits erwähnt erfordert die Untersuchung der Magnetisierungsdynamik von Tunnelstrukturen eine Zeitauflösung im Pico- bis Femtosekundenbereich. Die Zeitauflösung wird maßgeblich durch die Pulslänge des eingesetzten Lasersystems limitiert. Es existieren eine Vielzahl
von verschiedenen Lasersystemen, die dieses leisten können. Die Wahl des Lasersystems bestimmt
weitreichend die technische Ausführung des Experiments, sowie die erreichten Spezifikationen des
Aufbaus.
So können etwa mit diodengepumpten modelocked Festkörperlasern die notwendigen Pulslängen
erreicht werden. Allerdings ist die Pulslänge nicht die einzige Anforderung, die an das Lasersystem
gestellt werden muss. Zusätzlich muss ein geeigneter Weg zur Synchronisation und zur Verzögerung des Lasers gegenüber den dynamischen Anregungen gefunden werden.
Dies wurde bereits 1997 auf optischen Weg realisiert [41]. Dabei fällt ein sehr intensiver Teil des
Laserstrahls auf einen GaAs-Schalter und erzeugt in dem Halbleitermaterial einen Strompuls, der
dann wiederum am Ort der Probe ein Magnetfeld erzeugt. Auf diesem Wege können sehr kurze
und sehr intensive Magnetfeldpulse synchron zum Probelaserstrahl erzeugt werden. Die Verzögerung wir dabei durch eine optische Wegstrecke geleistet. Ähnliche Wege wurden auch von [42, 47]
vorgestellt.
Die Verwendung von diodengepumpten modelocked Festkörperlasern ist aber immer mit großem
technischem und nicht zu vernachlässigendem finanziellen Aufwand verbunden. Darum wurde in
dieser Arbeit ein anderer Weg gewählt. Hier wurde das gepulste Diodenlasersystem PiLas der Firma Advanced Laser Diode Systems A.L.S. GmbH verwendet. Dieses System liefert zwar mit 36 ps
vergleichsweise lange Pulse, dafür kann die Synchronisation und die Verzögerung sehr einfach auf
rein elektronischem Wege geleistet werden. Die Pulslänge ist aber durchaus noch ausreichend um
die Dynamik in mikrostrukturierten Elementen zu untersuchen, da in diesen die Präzessionsfrequenzen der Magnetisierung typischerweise im unteren Gigahertzbereich liegen. Ebenso werden
die anregenden dynamischen Magnetfelder durch Strompulse aus elektronischen Pulsgeneratoren erzeugt. Die Kontrolle des Experiments auf rein elektronischem Wege hat neben der leichten
Handhabung den Vorteil, dass es gegenüber den optischen Techniken weitaus weniger anfällig gegenüber thermischen Schwankungen ist. Allerdings muss dabei darauf geachtet werden, dass der
elektronische Jitter so gering wie möglich bleibt. Die dabei benutzten Signalwege werden in Abschnitt 3.4 weiter erläutert.
Im Folgenden werden nun die Spezifikationen des Lasers näher erläutert werden. Das PiLas System arbeitet mit der so genannten gain switching Technik. Dabei wird die Laserdiode durch einen
speziellen elektronischen Schaltkreis angesteuert. Dieser Schaltkreis erzeugt sehr kurze und hohe
elektrische Pumppulse, die die Ladungsträgerdichte im Halbleitermaterial für kurze Zeit über den
23
3.1 Picosekunden-Lasersystem
Schwellenwert erhöhen. Es kommt zur Laseremission. Wenn der Pumppuls kurz nach diesem Ereignis wieder ausgeschaltet wird fällt die Ladungsträgerdichte wieder unter den Schwellenwert und
das Resultat ist ein einzelner Laserpuls. So lassen sich Laserpulse mit Halbwertsbreiten im Picosekundenbereich erreichen und der Jitter bleibt unter 4ps. Die Repetitionsrate kann von Einzelschuss
(engl.:single shot) bis hin zu 1MHz den Gegebenheiten des Experiments angepasst werden. Die
hier verwendete Laserdiode emittiert Laserpulse auf der Wellenlänge 671 nm mit einer spektralen
Breite von 3 nm und einer Pulslänge kleiner als 35 ps. Abbildung 3.1 zeigt eine Streakkameramessung zur Bestimmung der Pulslänge, entnommen aus [48].
Das aus der Laserdiode emitierte Laserlicht hat ein vergleichsweise schlechtes asymmetrisches
Abbildung 3.1: Streakkameramessung zur Bestimmung der Laserpulslänge. Zu verschiedenen Stärke
des elektrischen Pumppulses (Tune-Wert) wurde jeweils die Leistung und die Pulslänge gemessen.
Entnommen aus [48].
Strahlprofil und wird direkt in eine optische Lichtleitfaser eingekoppelt. Die Lichtleitfaser transmittiert nur die T EM00 -Mode, somit hat das Licht, wenn es durch eine Kollimationslinse aus der
Faser ausgekoppelt wird, ein symmetrisches Gauß’sches Strahlprofil. Zusätzlich bietet die optische
Faser den Vorteil, dass der Laserstrahl unkompliziert an das Experiment geführt werden kann. Das
Licht wird durch eine Kollimationslinse wieder ausgekoppelt und steht dem Experiment mit einem
Strahldurchmesser von 2, 2 mm und einer Strahldivergenz von 0, 021 ◦ zur Verfügung. Die Pulsenergie nach der Faser beträgt 4 nJ, bei der in den Experimenten gewählten Repetitionsrate von
100 kHz liegt die mittlere Leistung nur noch bei 0, 415 µW und liegt damit deutlich unter den mit
24
3.2 Aufbau des Kerr-Mikroskops
diodengepumpten Festkörperlasern erreichbaren Leistungen. Allerdings ist die Leistung ausreichend, um die gewünschten Untersuchungen durchführen zu können. Zusätzlich können durch die
niedrige Leistung Heizungseffekte auf der untersuchten Probe weitgehend vernachlässigt werden.
Die Verwendung des PiLas Lasersystem zeichnet sich also vor allem durch seine leichte Handhabung, niedrigen Jitter, gute Strahlqualität und thermische Stabilität aus. Dafür müssen einige
Nachteile wie die niedrige Leistung und die längere, aber immer noch ausreichende Pulslänge, in
Kauf genommen werden.
3.2. Aufbau des Kerr-Mikroskops
In diesem Abschnitt wird der mechanische Aufbau sowie die realisierte Messanordnung beschrieben. Der gesamte Strahlengang ist in Abb. 3.2 dargestellt. Eine Fotografie in Abb. 3.4 zeigt den
realen Aufbau. Wie bereits in Abschnitt 3.1 beschrieben wird das Laserlicht durch eine Kollimationslinse aus einer optischen Faser ausgekoppelt und steht dem Experiment mit ausreichend gutem
Gauß’schen Strahlprofil und kleiner Divergenz zur Verfügung. Dadurch kann auf weitere Optiken
zur Verbesserung der Strahlqualität verzichtet werden und kostbare Intensität wird gespart. Durch
einen Linearpolarisator wird s-Polarisation eingestellt. Zentrales Bauteil des Kerr-Mikroskops ist
das polarisationserhaltende LD EC Epiplan Neofluar 50x Objetiv der Firma Carl Zeiss. Das Objektiv ist vertikal, fest in einen eigens für mikroskopische Untersuchungen in der AG Hillebrands
entwickelten Tisch aus Messing eingeschraubt. Das Laserlicht wird über einen polarisationserhaltenden Strahlteilerwürfel in das Objektiv eingekoppelt. Der Laserstrahl trifft so auf den Strahlteilerwürfel, dass er unter senkrechtem Einfall, exzentrisch etwa die Hälfte der Eintrittsöffnung des
Objektivs ausleuchtet (siehe Abb. 3.2). Dadurch wird der Strahl unter einem Winkel von etwa 30 ◦
zur Oberflächennormale auf die Probe fokussiert. Der reflektierte Strahl tritt unter gleichem Winkel wieder in das Objektiv ein und verlässt dieses wieder versetzt zum einfallenden Strahl. Nach
weiterem Durchgang durch den Strahlteilerwürfel steht der reflektierte Strahl nun orthogonal zum
einfallenden Strahl zur Polarisationsanalyse an der Detektoreinheit zur Verfügung, deren Funktionsweise in Abschnitt 3.3 vorgestellt wird.
Durch den so realisierten Strahlengang lässt sich der longitudinale Kerr-Effekt messen. Bei der
in dieser Arbeit untersuchten Probe handelt es sich um ein System aus dünnen Schichten und
man kann annehmen, dass alle dynamischen Magnetfelder in der Schichtebene liegen. In dünnen
Schichten ist das Entmagnetisierungsfeld senkrecht zu Schichtebene so groß, dass sich die Magnetisierungsdynamik im Wesentlichen in der Ebene abspielt. Der longitudinale Kerr-Effekt wird
hauptsächlich von der Änderung der Magnetisierung in der Schichtebene bestimmt und ist damit
die geeignete Wahl um diese Probe zu untersuchen.
An dieser Stelle sei angemerkt, dass der Strahlteilerwürfel sich auf einer Verschiebeeinheit befindet. Dadurch kann sehr leicht eingestellt werden, an welcher Stelle der Eintrittsöffnung des
25
3.2 Aufbau des Kerr-Mikroskops
Objektivs der Laserstrahl auftrifft. Trifft der Strahl mittig auf das Objektiv kann so der polare
Kerr-Effekt gemessen werden und damit können auch Änderungen der Magnetisierung senkrecht
zur Schichtebene erfasst werden.
Die Probe wird auf eine x,y-Piezopositioniereinheit der Firma Physik Instrumente aufgebracht, die
eine Positioniergenauigkeit bis auf 1 nm ermöglicht. Die Piezoeinheit kann über den Messcomputer angesteuert werden. Diese wiederum ist auf einen Hubtisch montiert, der es ermöglicht den
Fokuspunkt einzustellen. Die Stabilität der Position ist eine der größten Problematiken im mechanischen Aufbau des Mikroskops. Es muss besonders darauf geachtet werden, dass die Probe
möglichst frei von äußeren Kräften ist, da sich bereits Bewegungen der Probe im Nanometerbereich sofort im magnetooptischen Signal wiederspiegeln.
Um die Position eines mikrostrukturierten Elements einzustellen wurde zusätzlich ein Kamera-
Abbildung 3.2: Strahlengang des Kerr-Mikroskops in der longitudinalen Messanordnung. Der Laserstrahl wird durch eine optische Faser zum Experiment geführt und durch eine Kollimationslinse
ausgekoppelt. Über einen Strahlteilerwürfel wird der Strahl exzentrisch auf das Objektiv gelenkt. Der
von der Probe reflektierte Strahl wird zurück durch das Objektiv geleitet und nach dem Strahlteilerwürfel auf den Detektor geleitet. Durch den beweglichen Spiegel kann divergentes weißes Licht
die Probe beleuchten und so mit einer CCD-Kamera die Position eingestellt werden.
26
3.2 Aufbau des Kerr-Mikroskops
system in den Mikroskopaufbau integriert. Über einen beweglichen Spiegel, der zwischen Strahlteilerwürfel und Detektoreinheit gebracht wird, kann divergentes weißes Licht in das Objektiv
eingekoppelt werden, womit die Probe über einen größeren Bereich ausgeleuchtet werden kann.
Das reflektierte Licht zusammen mit dem Laserstrahl wird über den Spiegel auf einem Strahlteiler
und von dort auf eine CCD-Kamera gelenkt (siehe Abb. 3.2). Auf einem Bildschirm kann so die
Probe beobachtet und auf den Laserstrahl positioniert werden. Die Optik der Kamera ist auf ein
Objekt in unendlicher Entfernung eingestellt, dadurch kann zusätzlich noch der Fokuspunkt am
Bildschirm verlässlich bestimmt werden.
Zur Manipulation der Magnetisierung der Probe kann zusätzlich ein Spulenpaar zur Erzeugung
statischer Magnetfelder an den Mikroskoptisch angebracht werden. Die räumliche Anordnung des
Objektivs und der Probe erlauben aber nur die Montage eines verhältnismäßig kleinen Spulenpaars,
mit welchem nur Felder bis etwa 170 Oe erzeugt werden können. Die Stromversorgung der Spulen
wird ebenfalls über den Messcomputer gesteuert. Somit kann mit dem Mikroskop auch das quasistatische Ummagnetisierungsverhalten von mikrostrukturierten Elementen untersucht werden.
Die maximale Ortsauflösung ist nach dem Sparrow-Kriterium durch den minimalen Abstand zweier identischer Intensitätsverteilungen gegeben, bei denen das Minimum der Gesamintensität gerade verschwindet [49]. Nimmt man für die Intensitätsverteilung im Fokus des Laserstrahls ein
Gaußprofil I (x) an, so ergibt als sich die Ortsauflösung zur doppelten Breite 2σ des Gaußprofils.
Alternativ kann auch die volle Halbwertsbreite ∆FW HM angegeben werden.
1
x2
I (x) =
exp − 2
2πσ
2σ
√
∆FW HM = 2 2 ln 2σ
(3.1)
(3.2)
Die in diesem Aufbau erreichte Ortsauflösung kann experimentell bestimmt werden. Dabei wird
eine lithographisch hergestellte Struktur mit der Piezoverschiebeeinheit in Schritten von 50 nm
unter dem Laserstrahl hindurch gefahren und die reflektierte Intensität gemessen. Über diese so
genannte Stufenantwort S (x), lässt sich dann die Breite des Gaußprofils bestimmen,
S (x) =
Z
I x′ − x Θ x′ dx′
(3.3)
wobei die stark reflektierende lithographische Struktur und das schwach reflektierende Substrat
mathematisch durch die Heavyside-Sprungfunktion θ(x − x0 )beschrieben werden
Θ (x) = Θ0 θ (x − d)
(3.4)
.
27
3.2 Aufbau des Kerr-Mikroskops
Abbildung 3.3 zeigt einen solche Messung (schwarze Kurve) und eine entsprechende Rechnung
der Stufenantwort (rote Kurve). Es ergibt sich daraus eine Breite der Gaußverteilung von σ =
0, 465 µm woraus eine Ortsauflösung von 2σ = 0, 93 µm resultiert. Da der verwendete Laser ein
nahezu symmetrisches Strahlprofil hat ergibt sich diese Auflösung in x- und y-Richtung.
Theoretisch ergibt sich der minimale Abstand zweier auflösbarer Strukturen nach Abbe [49] durch
Abbildung 3.3: Die schwarze Kurve zeigt die reflektierte Intensität bei einem Linearscan über eine
lithographisch hergestellte Struktur. Die rote Kurve zeigt eine entsprechende Rechnung der Stufenantwort.
das Verhältnis aus Wellenlänge λ des eingesetzten Lichtes und numerischer Apertur NA des optischen Elements, in diesem Fall das Objektiv.
dmin = 0, 61 ·
λ
NA
(3.5)
Die nummerische Apertur des Objektives beträgt 0, 55 und die Wellenlänge des Lichtes 671 nm,
damit ist der minimale Abstand zweier auflösbarer Strukturen 744 nm. Der Unterschied zum gemessenen Ortsauflösung kann dadurch erklärt werden, dass der Laserstrahl nicht die volle Eintrittsöffnung des Objektives ausleuchtet.
In der polaren Messanordnung unter mittigem Eintritt und unter voller Ausleuchtung des Objektives kann die Auflösung noch verbessert werden.
28
3.2 Aufbau des Kerr-Mikroskops
Abbildung 3.4: Fotografie des Kerr-Mikroskops. In rot ist der Strahlengang des Lasers eingezeichnet.
Die blaue Box zeigt eine vergrößerte Aufnahme der kontaktierten Probe.
29
3.3 Detektor
3.3. Detektor
Zur Polarisationsanalyse wurde der standardmäßig in der AG Hillebrands eingesetzte Detektor zur
Bestimmung der Kerr-Drehung benutzt. Dieser Detektor wurde von M. Bauer und R. Lopusnik
im Rahmen ihrer Dissertationen entwickelt und später durch H. T. Nembach und H. Schultheiß
weiter verfeinert und wurde bereits auch in anderen Arbeitsgruppen eingesetzt. Detaillierte Informationen zum Detektor können den Arbeiten [50–52] entnommen werden. In Abbildung 3.5
sind Fotografien des gesamten Detektors, der Photodioden und eine schematische Darstellung der
Funktionsweise zu sehen, die im Folgenden näher erlautert wird.
Am Strahlteilerwürfel steht das reflektierte Licht als paralleles Strahlenbündel mit veränderter Polarisationsebene zur Verfügung. Durch ein Wollaston-Prisma wird der Strahl in zwei Teilstrahlen
mit zueinander orthogonaler Polarisation aufgespalten. Eine Linse fokussiert die Teilstrahlen dann
auf zwei Photodioden. Die beiden Photodioden werden als opto-elektronische Brücke betrieben,
das heißt es wird das Differenzsignal der beiden Photodioden detektiert. Das Differenzsignal der
Photodioden ist proportional zur Änderung der Polarisationsebene des von der Probe reflektierten
Lichts. Der Photodiodenstrom wird direkt verstärkt und in ein proportionale Spannungssignale umgewandelt. Die Verstärker sind speziell zur Detektion von niedrigen Intensitäten im µW -Bereich
ausgelegt. Sowohl das erzeugte Differenzsignal I12 als auch die beiden Einzelsignale I1 und I2
stehen dann am Ausgang des Detektors als Spannungssignale zur Analyse am Messcomputer zur
Verfügung. Die Bestimmung der Kerr-Drehung erfolgt dann durch Bildung des normierten Differenzsignals I12 /(I1 + I2 ) im Messprogramm. Der gesamte Detektor befindet sich auf einer Rotationseinheit, somit kann vor jeder Messung zur Verbesserung des Signal-zu-Rausch-Verhältnisses
ein Nullabgleich des Differenzsignals durchgeführt werden. Die Photodioden können in einem
weiten Spektralbereich von 300 nm bis 950 nm eingesetzt werden. Damit ist es prinzipiell möglich
auch andere Lichtquellen etwa zur Verbesserung der Orts- oder Zeitauflösung oder gegebenenfalls
auch zur Erhöhung der Kerr-Drehung zu verwenden, ohne dass der Detektor ausgetauscht werden
muss.
3.4. Messprinzip und experimentelle Realisierung
In diesem Abschnitt wird nun die für die Untersuchungen der Magnetisierungsdynamik nötige
Zeitauflösung zuerst prinzipiell und danach auch ganz spezifisch an diesem Aufbau erläutert. Die
Zeitauflösung wurde durch das stroboskopische Messprinzip realisiert. Das heißt ein dynamisches
Ereignis wird zu einem bestimmten Zeitpunkt durch einen kurzen Laserpuls beleuchtet und dadurch der Zustand des Systems zu diesem Zeitpunkt gemessen. Die zeitliche Entwicklung wird
dann durch schrittweise Verzögerung des Lasers gegenüber dem Ereignis erreicht. Dazu muss das
30
3.4 Messprinzip und experimentelle Realisierung
Abbildung 3.5: a) Fotografie des gesamten Detektors. b) Fotografie der Photodioden. c) Schematische
Darstellung der Funktionsweise des Detektors. Der Laserstrahl wird am Wollastonprisma in zwei orthogonal zueinander polarisierte Teilstrahlen aufgespalten. eine Linse fokussiert diese auf zwei Photodioden. Die Diodensignale werden verstärkt, dann die Differenz gebildet und alle 3 Signale noch
gefiltert. An den Ausgängen stehen dann I1 , I2 und I12 zur Datenaquisition zur Verfügung.
Ereignis periodisch wiederholt werden. So kann auch über das zu einem bestimmten Zeitpunkt
gemessene Signal gemittelt werden. Darum ist es notwendig den Laser und das Ereignis exakt
zueinander zu synchronisieren, damit das System auch immer zum gewünschten Zeitpunkt durch
den Laserpuls gemessen wird. Die erreichbare Zeitauflösung wird dabei im Wesentlichen durch
die Pulsbreite und den zeitlichen Jitter zwischen Laserpuls und Ereignis bestimmt.
Das in diesem Falle zu untersuchende Ereignis ist die Bewegung der Magnetisierung unter dem
Einfluss magnetischer Feldpulse. Der Zustand der Magnetisierung wird dabei durch das magnetooptische Kerrsignal gemessen. Zwischen den Ereignissen muss immer ein genügend großes Zeitintervall liegen, damit alle Relaxationsprozesse abgeschlossen sind. Es ist unbedingt notwendig,
dass immer die gleichen Anfangsbedingungen vorliegen um das Ereignis reproduzieren zu können.
Gegebenenfalls müssen diese durch einen zusätzlichen Feldpuls erzeugt werden. Wie bereits in
Abschnitt 3.1 erwähnt wurde, wird die Synchronisation und Verzögerung an diesem Aufbau auf
rein elektronischem Wege erreicht. Abbildung 3.6 zeigt eine schematische Darstellung des in dieser Arbeit realisierten Signalweges.
Das zentrale Bauteil stellt dabei der digitale 4 Kanal Puls- und Delaygenerator DG 535 der Firma
Stanford Research Systems dar. Dieses Gerät ermöglicht es bis zu vier Geräte zeitlich aufeinan31
3.4 Messprinzip und experimentelle Realisierung
Abbildung 3.6: Signalweg des Aufbaus. Der Delaygenerator triggert den Laser und die drei Pulsgeneratoren. Die Verzögerungszeiten können über den Messcomputer eingestellt werden.
der abzustimmen, sowie rechnergesteuert über ein fast beliebiges Zeitintervall von 0 bis zu 999
Sekunden eine Verzögerung mit einer nominellen Schrittweite von 5ps zu fahren. Dies ist vor allem gegenüber optischen Verzögerungsstrecken von Vorteil, die es meist nur ermöglichen über ein
begrenztes Zeitintervall zu verzögern. Am DG 535 können vier Zeitpunkte definiert werden zu
denen ein Signal ausgegeben wird, nach einer internen Verarbeitungszeit startet diese Sequenz von
vorne, damit eignet sich der DG 535 hervorragend für das stroboskopische Messprinzip. So kann
ein Ereignis erzeugt werden, dass sich immer wieder periodisch wiederholt und durch den Laser
zu bestimmten Zeitpunkten geprobt werden kann. In den hier durchgeführten Messungen wurden
über einen Kanal der Laser und über die anderen drei Kanäle die verschiedenen elektrischen Pulsgeneratoren getriggert (siehe Abb. 3.6 grüner Weg). Da die Zeitpunkte individuell gesetzt werden
können, kann jegliche Verzögerung durch die Pulsgeneratoren, die Laserkontrolleinheit oder unterschiedliche Kabellängen ausgeglichen werden und die gewünschte Verzögerung zwischen den
einzelnen elektrischen Pulsen (Abb. 3.6 grüner Weg) untereinander und der des Lasers frei einge-
32
3.5 Gekreuzte koplanare Wellenleiter
stellt werden. Die Zeitbasis bildet dabei das interne 10MHz Signal des DG 535. Der Jitter beträgt
nach Herstellerangaben 50 ps. Zusammen mit der Laserpulsbreite von 35 ps und dem Laserjitter
von 4 ps und dem Jitter der Pulsgeneratoren von 5 ps kann die gesamte Zeitauflösung nach Gl.3.6
auf 61 ps abgeschätzt werden:
σgesamt =
q
σ2Laser pulsbreite + σ2Laser + σ2DG535 + σ2Pulsgenerator
.
(3.6)
Die Ansteuerung des DG 535 und der Positioniereinheit (Abb. 3.6 blauer Weg) sowie die gesamte
Datenerfassung (Abb. 3.6 oranger Weg) erfolgt über die von M. Bauer und R. Lopusnik [50], [51]
entwickelte Software Aurora. Die Realisierung des stroboskopischen Messprinzips auf diesem
Wege zeichnet sich vor allem durch die hohe Flexibilität und die Unanfälligkeit gegenüber thermischen Schwankungen aus. Zusammen mit dem Laser ist es gelungen eine durchaus geeignete
Zeitauflösung für die Untersuchungen an magnetischen Tunnelstrukturen zu ermöglichen.
3.5. Gekreuzte koplanare Wellenleiter
Die im Rahmen dieser Arbeit untersuchte Probe besteht aus zwei wesentlichen Bestandteilen:
zum einen stellt ein System von zwei gekreuzten koplanaren Wellenleitern (CPW) (engl.: coplanar waveguide) zwei unabhänig voneinander applizierbare Magnetfeldpulse zur Verfügung. Zum
zweiten wird das zu untersuchende Objekt, ein magnetischen Tunnelelement, hier im Kreuzungspunkt der Wellenleiter aufgebracht. Das Design für die gekreuzten koplanaren Wellenleiter wurde
von P. Martı́n-Pimentel [53] entwickelt, um das Schaltverhalten von synthetischen Antiferromagneten im Savtchenko-Schema zu untersuchen.
Dieser Probenaufbau erlaubt es das Schaltverhalten des Tunnelelements mit zwei orthogonalen
Feldpulsen zu vermessen. In diesem Abschnitt wird ein kurzer Überblick über die Struktur und die
Herstellung des gekreuzten koplanaren Wellenleitersystems gegeben werden.
Dieser Teil der Probe besteht aus sechs verschiedenen Lagen, drei Leiterstreifen aus Kupfer, die jeweils von einem organischen Fotolack von einander isoliert werden. Auf die letzte Isolatorschicht
wird dann das Material der magnetischen Tunnelstruktur aufgebracht und strukturiert. Die gekreuzten koplanaren Wellenleiter wurden im Nano+Bio Center (NBC) der TU Kaiserslautern hergestellt.
Eine detaillierte Prozessbeschreibung befindet sich in [54].
Abbildung 3.7 zeigt eine schematische Aufsicht sowie einen Querschnitt der Probe. Die unterste Lage bildet ein einfacher Leiterstreifen, die so genannte reset line. Dieser Leiterstreifen dient
dazu, die Magnetisierung des Tunnelelements immer wieder in die Ausgangslage zurückzuschalten, um das in dieser Arbeit verwendete stroboskopische Messprinzip überhaupt zu erlauben. Die
33
3.5 Gekreuzte koplanare Wellenleiter
Abbildung 3.7: a) Schematische Aufsicht auf das Design der gekreuzten koplanaren Wellenleiter. Die
lange Achse der Ellipse ist senkrecht zur reset line angeordnet, damit ein magnetischer Feldpuls die
Magnetisierung des Tunnelelements immer wieder entlang der langen Achse ausrichten kann. Die
Wellenleiter sind so angeordnet, dass die erzeugten Feldpulse senkrecht zueinander und jeweils in
in 45 ◦ oder 135 ◦ zum Ausgangszustand der Magentisierung stehen. b) Querschnitt der gekreuzten
koplanaren Wellenleiter. Die Wellenleiter sind jeweils durch eine 3, 5 µm BCB-Schicht separiert. Die
Breite (10 µm) und Dicke (500 nm) der Wellenleiter sind für eine 50 Ω Impedanz bemessen.
Breite des Streifens beträgt 100 µm und die Dicke 2 µm um eine höhere mittlere Leistung zu transportieren ohne die Probe zu zerstören. Allerdings führt die verhältnismäßig große Breite nach
Gl. 2.37 zu einer kleineren Feldstärke bei zeitabhängigen Strömen (siehe Abb.4.8). Der Leiterstreifen wurde in einem negativen UV-Lithographie-Prozess mit lift off direkt auf dem Substrat,
B270 Glas, hergestellt. Das Kupfer wurde in einer Multidepositionsanlage im NBC durch einen
Elektronenstrahlverdampfer aufgedampft. Anschließend wurde ein organischer Fotolack, Polymer
Cycloten 4024-40 (BCB), als Isolationsschicht aufgebracht und ebenfalls mit UV-Lithographie so
strukturiert, dass nur die Enden des Leiterstreifens zur Kontaktierung frei bleiben. BCB zeichnet
sich durch seine gute elektrische Isolationseigenschaften (spez. Widerstad 1 · 1019 Ωm) und seine
Fähigkeit, vorhandene topographische Strukturen einzuebnen und so eine hohe Planarität auf der
Oberfläche zu gewährleisten.
Auf diese Isolationsschicht wird nun der untere koplanare Wellenleiter aufgebracht. Er wird in
einem positiven Umkehr-Prozess mit UV-Lithographie mit anschließendem lift off strukturiert.
Dieser Wellenleiter wird nun wieder mit einer Schicht BCB isoliert, wobei auch hier die Enden zur
Kontaktierung frei bleiben. Der obere Wellenleiter wird wie der untere aufgebracht und ebenfalls
durch BCB isoliert. Die Wellenleiter sind mit einer Breite von 10 µm und die Dicke 500 nm so
bemessen, dass sie eine Impedanz von 50 Ω haben.
Die hohe Planarität des BCB erlaubt es nun Strukturen mit Schichtdicken im Nanometerbereich
34
3.6 Magnetisches Tunnelelement
mit ausreichender Qualität aufzubringen. Allerdings ist zu beachten, dass die Dicke einer BCBSchicht etwa 3, 5 µm beträgt und damit allein der Abstand zwischen Leiterbahn und magnetischem
Element bereits zu einer starken Reduktion der erzeugbaren Feldstärke führt, siehe Abb.4.8.
Die Wellenleiter werden in der lateralen Ebene so angeordnet, dass sie in einem Winkel von 45 ◦
zur reset line und im 90 ◦ Winkel zum jeweiligen anderen Wellenleiter stehen, siehe Abb.3.7a).
Diese Anordnung ermöglicht es nun in den Wellenleitern zwei orthogonale Feldpulse zu erzeugen.
Das zu untersuchende Tunnelelement, mit der Form einer Ellipse, wird später im Kreuzungspunkt
der Wellenleiter so angeordnet, dass die lange Achse senkrecht zur reset line steht. Ein in der reset
line erzeugter Feldpuls kann so die Magnetisierung immer wieder entlang der langen Achse der
Ellipse ausrichten, die die magnetisch leichte Achse des Systems angibt.
3.6. Magnetisches Tunnelelement
Wie im Kapitel 1 bereits erwähnt wurde das untersuchte Tunnelelement in der Arbeitsgruppe von
Prof. G. Reiss an der Universität Bielefeld hergestellt. An dieser Stelle sei Prof. G. Reiss und insbesondere Dr. K. Rott, der freundlicherweise das Schichtsystem aufgebracht und strukturiert hat,
herzlich gedankt.
Das Schichtsystem wurde in der Magnetronsputteranlage CLAB 600 Clustertool von Leybold Vakuum GmbH auf das koplanare Wellenleitersystem aufgebraucht. Abbildung 3.8 zeigt schematisch
einen Querschnitt durch das Schichtsystem. Zu erst wurden 7 nm Ru, 5 nm Ta und 5 nm Cu als
Haftvermittler gesputtert. Darauf folgt der zentrale Teil des Tunnelelements, eine 12 nm antiferromagnetische MnIr-Schicht und eine 3 nm ferromagnetische CoFeB-Schicht, deren Magnetisierung später durch eine Austauschverschiebungskopplung fixiert wird. Darauf folgt eine 1, 3 nm Al
Schicht, die im Sauerstoffplasma oxidiert wird und somit die Tunnelbarriere mit einer Dicke von
1, 8 nm bildet. Nun folgt erneut eine 4 nm CoFeB-Schicht, die später als freie ferromagnetische
Schicht dient. Darauf werden 10 nm Ta und 7 nm Ru als Schutzschicht aufgebracht.
Um eine Austauschverschiebungskopplung an der Grenzfläche der MnIr/CoFeB-Schichten zu initialisieren wurde ein standardmäßiges Feldkühlverfahren benutzt. Dabei wird die Probe unter Vakuumbedingungen und in Anwesenheit eines externen Magnetfeldes über die Néeltemperatur TN
des Anitferromagneten erhitzt, aber nicht über die Curietemperatur TC des Ferromagneten. Die
magnetischen Momente im Antiferromagneten sind dabei thermisch ungeordnet, während die Momente im Ferromagneten in Richtung des externen Feldes ausgerichtet sind. Beim anschließenden
Abkühlen richten sich die Momente des Antiferromagneten an der Grenzschicht parallel zu denen
des Ferromagneten aus. Bei diesem Prozess wurde die Probe so in das statische Magnetfeld eingebaut, dass die Magnetisierung senkrecht zur reset line ausgerichtet wurde. Ein in der reset line
erzeugter Feldpuls kann dann die Magnetisierung immer wieder entlang dieser hier initialisierten
magnetisch leichten Richtung ausrichten.
35
3.6 Magnetisches Tunnelelement
Abbildung 3.8: Querschnitt durch das magnetische Tunnelmaterial. 7 nm Ru, 5 nm Ta und 5 nm Cu
sorgen für eine bessere Haftung auf dem Fotolack BCB. Eine 12 nm antiferromagnetische MnIr
Schicht fixiert die Magnetisierung der unteren ferromagnetischen 3 nm CoFeB Schicht durch ein
Austauschverschiebungsfeld. Eine 1, 8 nm AlO Schicht bildet die Tunnelbarriere. Als frei ferromagnetische Schicht wird eine weiter 4 nm CoFeB Schicht eingesetzt. 10 nm Ta und 7 nm Ru bilden die
Schutzschicht gegen Oxidation.
Nun wurde das Material in einem Negativprozess mit Elektronenstrahllithographie strukturiert.
Abbildung 3.9: a) Aufnahme mit dem optischen Mikroskop der strukturierten Probe b) Aufnahme mit
dem Rasterelektronenmikroskop der strukturierten Ellipse. Anisotropie- und Entmagnetisierungsfeld
liegen entlang der langen Achse der Ellipse.
Dabei wurde in den Lack eine Ellipse der Größe 6 µm × 3 µm in den Kreuzungspunkt der Wel-
lenleiter geschrieben, wobei die lange Achse der Ellipse senkrecht zur reset line gelegt wurde und
somit auch in Richtung der zuvor initialisierten Magnetisierung. Damit fallen die durch das Entmagnetisierungsfeld bevorzugten Richtung und die magnetisch leichte Achse zusammen. So soll
ein stabiler Ausgangszustand für die Magnetisierung begünstigt werden, der durch einen Feldpuls
36
3.6 Magnetisches Tunnelelement
in der reset line leicht wieder hergestellt werden kann. Nach der Entwicklung des Lackes wurde
das überschüssige Material in einem Ar-Ionen-Ätzprozess abgetragen. Eine Aufnahme der fertigen Probe mit dem Lichtmikroskop und eine Aufnahme der Ellipse mit dem Rasterelektronenmikroskop sind in Abb.3.9 zu sehen. Das Rasterelektronenmikroskop zeigt deutlich eine elliptische
Form, die ein homogenes Entmagnetisierungsfeld entlang der langen Achse begünstigt.
Neben der strukturierten Probe wurde das Schichtsystem noch ein kontinuierlicher Film auf ein
Silizium-Substrat abgeschieden. Diese Probe dient als Referenz um das Multilagensystem zu charakterisieren. Der kontinuierliche Film kann in einem magnetooptischen Kerr-Effekt Magnetometer vermessen werden und daraus die wichtigen Eigenschaften des Systems wie das Austauschverschiebungsfeld und die Anisotropie gewonnen werden (Abschnitt 4.1).
37
KAPITEL 4
Ergebnisse und Diskussion
4.1. Quasistatische Messungen
Vorbereitend zu den zeitaufgelösten mikroskopischen Untersuchungen wurde die Tunnelstruktur
sowie der kontinuierliche Film charakterisiert. Durch quasitstatische Ummagnetisierung lassen
sich Informationen über einige magnetischen Eigenschaften des Multilagensystems gewinnen,
welche für das später untersuchte dynamische Verhalten von Relevanz sind. Hier können schon
erste Aussagen über die generelle Eignung des Systems als Speicherzelle/Tunnelelement gemacht
werden, etwa wie stark die harte magnetische Schicht fixiert ist und in welchen Feldbereichen eine
Ummagnetisierung überhaupt möglich ist. Der Vergleich zwischen quasistatischen Messungen am
kontinuierlichen Film und dem strukturierten Element gibt dann zusätzlich die Möglichkeit Effekte, die auf die reduzierte Abmessung der Struktur basieren, von denen des Materials abzugrenzen.
Dazu wurde zuerst der in Abschnitt 3.6 erwähnte kontinuierliche Film an einem magnetooptischen Kerr-Effekt-Magnetometer (MOKE) vermessen. Abbildung 4.1a) zeigt eine Messung entlang der magnetisch leichten Achse, die deutlich zwei Hysteresen aufzeigt. Die große Hysterese
(engl.: major loop), bei Feldstärken um −500 Oe, ist dabei der an die antiferromagnetische MnIr-
Schicht gekoppelten CoFeB-Schicht zuzuordnen. Das Austauschverschiebungsfeld beträgt somit
etwa 500 Oe. Die kleine Hysterese (engl.: minor loop), gemessen im eingeschränkten Feldbereich
von ± 60 Oe (Abb. 4.1b)), ist der freien CoFeB-Schicht zuzuordnen. Es zeigt sich also, dass die
Magnetisierung der oberen freien CoFeB-Schicht sehr kleine magnetische Anisotropie besitzt und
somit leicht ummagnetisiert werden kann, während die untere Schicht bei kleinen Feldstärken
praktisch unberührt bleibt. Betrachtet man die kleine Hysterese genauer, so fällt auf, dass sie
nicht symmetrisch um 0 Oe liegt, sondern zu negativen Feldstärken um etwa 20 Oe verschoben
ist. Dies ist wohl auf korrelierte Rauhigkeiten an den Grenzschichten zwischen den ferromagnetischen Schichten und der Tunnelbarriere zurückzuführen. Auf Grund der Rauhigkeiten bilden sich
magnetische Pole an den Grenzflächen, deren Streufelder in die jeweilige andere ferromagnetische
Schicht hinein reichen und so eine parallele Ausrichtung der Magnetisierungen begünstigen. Dieser Effekt wird als Néel-Kopplung oder Orange-Peel-Kopplung bezeichnet [55] (siehe auch Abb.
38
4.1 Quasistatische Messungen
Abbildung 4.1: MOKE-Messungen am dünnen Film. a) Ummagnetisierungsverhalten des gesamten
Schichtsystems. Die harte ferromagnetische Schicht durch ein Austauschverschiebungsfeld von etwa
500 Oe verschoben. Die freie ferromagnetische Schicht zeigt ein sehr scharfes Ummagnetisirungsverhalten bei niedrigen Feldstärken. b) Die MOKE-Messung im kleineren Feldbereich zeigt nur den
minor loop der freien ferromagnetischen Schicht. Die Hysterese ist auf Grund von Néel-Kopplung um
etwa 20 Oe verschoben. Die harte ferromagnetische Schicht bleibt bei diesen Feldstärken weitgehend
unberührt.
4.2a)). In [56] wurde dieser Effekt für dieses Materialsystems bereits vorgestellt.
Der Umstand, dass bei 0 Oe nur der parallele Zustand der Tunnelstruktur stabil ist, ist für eine Applikation als Speicherzelle eher nachteilig. Würde man versuchen die Zelle in den antiparallelen
Zustand zu schalten, so würde sie sobald das Schaltfeld abgeschaltet ist wieder in den parallelen
Zustand übergehen und somit die zuvor gespeicherte Information wieder verlieren.
Zusätzlich wurden MOKE-Messungen zur Bestimmung der Anisotropie des Schichtsystems durchgeführt. Dabei wurde die Probe jeweils in Schritten von 2 ◦ zum angelegten Feld gedreht und das
magnetooptische Signal lediglich in einem kleineren Feldbereich aufgenommen, so dass nur das
Ummagnetisierungsverhalten der freien ferromagnetischen CoFeB-Schicht erfasst wurde. Mittels
einer von Tim Mewes in der Arbeitsgruppe von Prof. B. Hillebrands entwickelten Software wurde
aus jeder Messung die Koerzitivfeldstärke bestimmt und in Abhänigkeit des Winkels aufgetragen.
Das Ergebnis ist in Abb. 4.3 zu sehen. Hier ist deutlich eine uniaxiale Anisotropie zu erkennen, bei
0 ◦ und 180 ◦ befindet sich die leichte Achse der Magnetisierung. Dies entspricht auch wieder der
Achse, in welcher bei der Feldkühlungsverfahren das externe Magnetfeld anlag (siehe Abbschnitt
3.6). Somit konnte eine magnetisch leichte Richtung ausgezeichnet werden, die am strukturierten
Element mit der langen Achse der Ellipse zusammenfällt. Somit wird durch Austauschverschie-
39
4.1 Quasistatische Messungen
Abbildung 4.2: a) Néel-Kopplung. Korrelierte Rauhigkeiten an den Grenzflächen zwischen den ferromagnetischen Schichten und
der Tunnelbarriere führen zu Streufeldern, die
den ferromagnetischen Zustand begünstigen.
b) Streufeldkopplung. Am strukturierten Element treten an den Rändern Streufelder aus.
Diese begünstigen den antiferromagnetischen
Zustand.
bung und Formanisotropie gewährleistet, dass die Magnetisierung nur in zwei Richtungen geschalten werden kann.
Zusätzlich zu den Untersuchungen am kontinuierlichen Film wurden am Kerr-Mikroskop quasistatische Ummagnetisierung am mikrostrukturierten Element durchgeführt. Allerdings können wie in
Abschnitt 3.2 erläutert nur verhältnismäßig kleine Feldstärken ≤ 170 Oe erreicht werden, so dass es
nur möglich war das Ummagnetisierungsverhalten der freien CoFeB-Schicht aufzunehmen. Abbildung 4.4 zeigt das magnetooptische Signal gemessen entlang der langen Achse der Ellipse, wobei
auch das externe Magnetfeld in dieser Richtung anlag. Man erkennt deutlich im Vergleich zu den
Messungen des kontinuierlichen Films (siehe Abb. 4.1b)), dass Signal- zu Rauschverhältnis um
einen Faktor 5 schlechter ist. Üblicherweise musste bei solchen Messungen das magnetooptische
Signal wesentlich stärker gemittelt werden. Während am MOKE-Aufbau bereits nach dem ersten Ummagnetisierungsprozess ein deutliches Signal zu erkennen ist, muss beim Kerr-Mikroskop,
bei gleicher Aquisitionsrate des Photodiodensignals, über mehrere Ummagnetisierungsprozesse
gemittelt werden. Auf diese Problematik wird in Abschnitt 4.4 weiter eingegangen. Auffällig ist
außerdem, dass die Hysterese keine scharfen Kanten zeigt. Dies kann durch Domänenbewegungen
im strukturierten Element erklärt werden. Die Domänenbewegung tritt nicht immer bei der gleichen Feldstärke auf. Durch die Mittelung über diese Bewegungen ergeben sich die Abrundungen
in der Hysterese [57].
Weiterhin erkennt man, dass die Hysterese immer noch unsymmetrisch zu 0 Oe ist, allerdings ist
das Verschiebungsfeld nur noch etwa 9 Oe. Dies kann durch eine zusätzlich auftretende Streufeldkopplung erklärt werden. Durch die laterale Beschränkung des Elements treten Streufelder an den
Rändern der Struktur aus. Um den magnetischen Fluss zu schließen wird die antiparallele Konfiguration der beiden ferromagnetischen Schichten begünstigt (Abb. 4.2b)). Die Streufeldkopplung
wirkt also der Néel-Kopplung entgegen.
In Abbildung 4.4 erkennt man, dass in Remanenz zwar zwei Zustände der Magnetisierung exis-
40
4.2 Numerische Rechnungen
tieren, allerdings bei anlegen eines Feldes von nur 5 Oe ist nur noch ein stabiler Zustand auftritt.
Das heißt, dass bereits sehr kleine Felder die Zelle aus dem antiparallelen Zustand in den parallelen Zustand schalten können. Für die Anwendung als Speicherzelle bedeutet dies, dass die Zelle
zwar eine Information speichern kann, diese aber bereits durch kleine Felder wieder verlieren kann
und somit keinen verlässlichen Speicher darstellt. Damit kann insbesondere das unerwünschte half
select, Schalten mit nur einem Feldpuls, begünstigt werden.
Abbildung 4.3: Koerzitivfeldstärke der freien ferromagnetischen CoFeB-Schicht in Abhängigkeit des Winkels gemessen am kontinuierlichen Film mit einem magnetooptischen Kerr-EffektMagnetometer. Die magnetisch leichte Achse liegt bei 0 ◦ und 180 ◦ . Dies entspricht der beim Herstellungsprozess initialisierten Richtung. Am strukturierten Element fällt dies mit der langen Achse
der Ellipse zusammen.
4.2. Numerische Rechnungen
In den Abschnitten 4.4 und 4.5 wird das dynamische Verhalten der Magnetisierung des Tunnelelementes unter der Einwirkung von magnetischen Feldpulsen untersucht. Um die gemessenen
magnetooptischen Signale besser zu verstehen wurden zu den Experimenten entsprechende numerische Rechnungen durchgeführt, die das dynamische das Verhalten der freien ferromagnetischen
Schicht beschreiben sollen. Dabei wird angenommen, dass die untere ferromagnetische Schicht
wegen des starken Austauschverschiebungsfeldes durch den antiferromagnetische MnIr-Schicht
von den verwendeten Feldpulsen praktisch unberührt bleibt. Das heißt es wird nur die Magnetisierungsdynamik der oberen CoFeB-Schicht betrachtet, dynamische Wechselwirkungen mit der
unteren CoFeB-Schicht werden ausgeschlossen. Grundlage für die Rechnungen ist das Stoner41
4.2 Numerische Rechnungen
Abbildung 4.4: Ummagnetisierungskurve des strukturierten Elements gemessen mit dem KerrMikroskop entlang der langen Achse der Ellipse. Die Hysterese ist um etwa 9 Oe zu negativen Feldern
verschoben. Im Vergleich zum kontinuierlichen Film wirkt hier der Néel-Kopplung die Streufeldkopplung der beiden ferromagnetischen Lagen entgegen und reduziert das resultierende Verschiebungsfeld.
Wohlfarth-Modell. Dabei werden alle magnetischen Momente zu einen Makrospin zusammen gefasst. Das Verhalten dieses Makrospins wird durch die Landau-Lifschitz und Gilbert-Gleichung
(LLG) 2.25 beschrieben. Die LLG-Gleichung wird durch eine Runge-Kutta-Integration 9. Ordnung mit adaptiver Schrittweite gelöst. Dabei werden die Eigenheiten des Systems als Beiträge
zum effetiven Feld He f f berücksichtigt.
He f f = HEntmag + HAni + HVersch + HPuls1 + HPuls2 + Hext
(4.1)
Im Folgenden sollen nun die einzelnen Beiträge zum effektiven Feld näher erläutert werden.
Durch die Tatsache, dass es sich bei der Probe um ein strukturiertes Element im µm-Bereich hane nicht mehr vernachlässigt werden. Dabei
delt, kann das Entmagnetisierungsfeld HEntmag = NM
wurde dem Experiment entsprechend eine elliptische Form mit den Achsenlängen 6 µm und 3 µm
und einer Schichtdicke von 4 nm verwendet, wobei die lange Achse in x-Richtung zeigt. Der Entmagnetisierungstensor Ñ wird damit diagonal und die Elemente Nx , Ny , Nz werden wie folgt aus
den Abmessungen der Ellipse berechnet:
πd
Nx =
4Lx
Lx − Ly 3 (Lx − Ly )2
1−
−
4Lx
16L2x
!
(4.2)
42
4.2 Numerische Rechnungen
πd
Ny =
4Lx
5 (Lx − Ly ) 21 (Lx − Ly )2
1+
+
4Lx
16L2x
!
(4.3)
Nz = 1 − NX − Ny
(4.4)
Hierbei ist Lx die Länge der langen Achse, Ly die Länge der kurzen Achse der Ellipse und d die
Schichtdicke.
Das uniaxiale Anisotropiefeld HAni wurde den quasistatischen Messungen am dünnen Film entnommen und mit einer Stärke von 10 Oe in x-Richtung, also entlang der langen Achse der Ellipse
festgelegt.
Dem in der Hysterese des Elements gemessenen unidirektionalen Verschiebungsfeld HVersch von
etwa 9 Oe verursacht durch Néel-Kopplung und Streufelder der unteren ferromagnetischen Lage
wurde vereinfacht durch ein zusätzlich in x-Richtung angelegtes Feld gleicher Stärke Rechnung
getragen.
Die Sättigungsmagnetisierung 4πMs wurde auf 10053 Oe entsprechen der Werte in [56], die Gilbertdämpfungskonstante α entsprechend des in [58] für dieses Material bestimmten Wertes auf
0, 008 gesetzt.
In den Experimenten werden die dynamischen Magnetfelder durch elektrische Strompulse in den
Wellenleitern erzeugt (siehe Abschnitt 4.3). Für die Simulation tragen, dem Experiment entsprechend zeitabhänige Felder HPuls1 und HPuls2 zum effektiven Feld bei. Diese als schlichte Rechteckpulse mit den Anfangszeiten tAn f ang1 , tAn f ang2 und Endzeiten tEnd1 , tEnd2 genähert. Durch das
Probendesign der gekreutzten koplanaren Wellenleiter ist die Richtung der beiden Feldpulse vorgegeben. Liegt die Ellipse in der x,y-Ebene, mit der langen Achse in x-Richtung, so ergeben sich
die Feldpulse zu:
HPuls1
HPuls1 = √
2
−1
−1
HPuls2
; HPuls2 = √
2
1
−1
.
(4.5)
Die gesamte geometrische Anordnung kann Abb. 4.5 entnommen werden. Die Anfangs- und Endzeiten wurden entsprechend der in den Experimenten verwendeten Pulslängen und Verzögerungen
gewählt. Die Pulsstärken wurden mit Gleichung 2.37 errechnet, wobei die an den Pulsgeneratoren
ausgegebene Spannung mit der Impedanz von 50 Ω in die Stromstärke umgerechnet wird.
Die Resultate der Simulationen werden in den Abschnitten 4.4 und 4.5 jeweils zusammen mit den
entsprechenden Messungen gezeigt.
43
4.3 Erzeugung der magnetischen Feldpulse
Abbildung 4.5: Geometrisches Schema der numerischen Rechnung. Die freie ferromagnetische Lage
wird als einzelner Makrospin behandelt und die LLG-Gleichung unter dem Einfluss zweier orthogonaler Feldpulse gelöst. Die statischen Eigenschaften, wie Entmagnetisierungsfeld, Anisotropie und
Verschiebungsfeld werden als Beiträge zum effektiven Feld berücksichtigt. Im Kasten rechts sind die
Simulationsparameter angegeben.
4.3. Erzeugung der magnetischen Feldpulse
Obwohl bereits Ansätze existieren magnetische Speicherzellen durch spinpolarisierte Ströme zu
Schalten [59], [60] werden in den gängigen Applikationen die Schaltvorgänge noch durch Magnetfelder realisiert [34]. Die Magnetfelder können nach dem Biot-Savart-Gesetz durch einen
stromführenden Leiter erzeugt werden (siehe Abschnitt 2.5). Für technische Anwendungen ist eine
möglichst hohe Schreibgeschwindigkeit nötig, d.h. es müssen möglichst kurz Feldpulse generiert
werden um die Zelle zu schalten. Dafür wiederum sind ebenfalls kurz Strompulse mit entsprechender Stärke notwendig. In Abschnitt 3.5 ist das Design der stromführenden Leiter bereits vorgestellt
worden, in diesem Abschnitt soll nun ein Überblick über die zur Verfügung stehenden Pulsgeneratoren gegeben werden, da deren Spezifikationen entscheidend für die damit erzeugten Magnetfeldpulse sind und somit auch entscheidend für das angestrebte Schalten der Tunnelstruktur sind.
Es standen drei elektrische Pulsgeneratoren zur Verfügung, die jeweils verschiedene Spezifikationen aufwiesen und entsprechend derer eingesetzt werden mussten. Vorhanden waren die Geräte
Picosecond Pulselab 100,54, Avtech AVP-AV-HV3 und Hewlet Packard 8114, die jeweiligen Spezifikationen sind in Tabelle 4.1 zusammengestellt.
Der Hewlet-Packard 8114 wurde wegen seiner hohen Ausgangsspannung und langen Pulsdauer
mit der reset line verbunden. Der Kontakt wurde über ein Mikrowellenkabel, das mit leitendem
Epoxydharz auf die Kontaktstellen geklebt wurde, hergestellt. Diese Art der Kontaktierung ist
vergleichsweise grob, da durch das Epoxydharz die Impedanz des gesamten Leitersystems maßgeblich verändert wird. Bestimmte Frequenzen werden dadurch stark unterdrückt und an den Klebestellen reflektiert. Dies ist an der reset line aber durchaus akzeptabel, da hier lediglich eine
44
4.3 Erzeugung der magnetischen Feldpulse
ausreichend hohe Feldstärke für eine ausreichend lange Zeit benötigt wird um das magnetische
Element in seinen Ausgangszustand zurück zu schalten, die Form des Feldpulses ist dabei unbedeutend. Üblicherweise wurden Pulse mit der maximalen Ausgangsspannung 50 V und einer
Länge von 500 ns verwendet.
Abbildung 4.6: Aufsicht auf die vollständig kontaktierte Probe. Die reset line ist durch leitendes
Epoxidharz mit einem Mikrowellenkabel verbunden, die Wellenleiter sind durch Picoprobes kontaktiert. Diese gewähleisten einen möglichst verlustfreien Stromfluss. Im Kreuzungspunkt der Wellenleiter befindet sich (hier nicht sichtbar) das magnetische Tunnelelement.
Die koplanaren Wellenleiter wurden mit Hilfe von so genannten Picoprobes der Firma GGB Industries INC. kontaktiert. Picoprobes wurden ursprünglich entwickelt um mikroelektronische Schaltkreise während der Produktion zu prüfen. Sie bestehen aus einem Koaxialleiter, der in drei sehr
feinen Nadeln endet. Sie sind über eine große Bandbreite bis hin zu Mikrowellenfrequenzen hinsichtlich der 50 Ω Impedanz angepasst. Mit den Picoprobes ist es möglich einen verlustfreieren
Kontakt mit den koplanaren Wellenleitern herzustellen, als etwa durch Löten oder Bonden. Dies
ist unbedingt notwendig um eine möglichst gute Form der Strom- und damit auch der magnetischen
45
4.3 Erzeugung der magnetischen Feldpulse
Pulslänge
Spannung
Anstiegszeit
Picosecond Pulslab
<10 ns
<10 V
>55 ps
Avtech
<2 ns
<40 V
>100 ps
HP 8114
>10 ns
>50 V
>1 ns
Tabelle 4.1: Spezifikationen der Pulsgeneratoren. Die Pulsgeneratoren werden wegen ihrer unterschiedlichen Spezifikationen unterschiedlich eingesetzt. Der Picosecond Pulslab und der Avtech werden wegen
ihrer kurzen Pulslängen und Anstiegszeiten an den Wellenleitern eingesetzt, wobei der Avtech wegen seiner
höheren Ausgangsspannung am unteren Wellenleiter eingesetzt wird. Der HP 8114 wird mit der reset line
verbunden, da hier eine hohe Ausgangsspannung und lange Pulse gefordert sind.
Feldpulse zu gewährleisten. Die Picoprobes wurden über Mikrowellenkabel mit den Pulsgeneratoren verbunden. Eine Aufsicht auf die vollständig kontaktierte Probe ist in Abb. 4.6 zu sehen.
Abbildung 4.7: Mit einem Netzwerkanalysator aufgenommene Transmissionscharakterisitk eines mit
Picoprobes kontaktierten koplanaren Wellenleiters. Bis etwa 4 GHz wird mehr als die Hälfte des Signals transmitiert. Höhere Frequenzen werden stark gedämpft.
Abbildung 4.7 zeigt eine Transmissionsmessung eines auf die oben beschrieben Weise kontaktierten Wellenleiters, aufgenommen mit einen Netzwerkanalysator. Man erkennt, dass die Transmission bei niedrigen Frequenzen bis etwa 4 GHz noch die Hälfte der eingesetzten Leistung transmittiert
wird. Erst ab etwa 4 GHz fällt die Transmission stark ab.
Wegen des größeren Abstandes des unteren Wellenleiters wird hier der Avtech Pulsgenerator mit
größerer Ausgangsspannung von 40 V angeschlossen, der Picosecond Pulslab mit einer Ausgangsspannung von lediglich 10 V an den oberen Wellenleiter.
Die Feldstärke, die durch die elektrischen Pulse in den Wellenleitern erzeugt wird, kann nach
Gleichung 2.37 abgeschätzt werden. Die Stromstärke kann mit der Impedanz der Wellenleiter
46
4.4 Zeitaufgelöste Messungen mit einen Feldpuls und angelegtem Feld
Abbildung 4.8: Feldstärkenverteilung in der Ebene des Tunnelelements für die in den Experimenten
verwendeten elektrischen Pulse. Schwarze Kurve: 50 V Puls in der reset line, Abstand 10 µm. Grüne
Kurve: 40 V Puls in CPW 2, Abstand 6 µm. Blau Kurve: 10 V Puls in CPW 1, Abstand 3 µm. Die
Ausdehnung der Ellipse ist schematisch angedeutet.
aus der durch die Pulsgeneratoren ausgegebenen Spannungen berechnet werden. In Abb. 4.8 ist
die Feldstärkenverteilung in der Ebene des Tunnelelementes für die eingesetzten Spannungspulse dargestellt. Die unterschiedlichen Abstände zur Ebene des Tunnelelements sowie die unterschiedlichen Ausgangsspannungen der Pulsgeneratoren ergeben so auch die sehr unterschiedlichen
Feldstärken.
4.4. Zeitaufgelöste Messungen mit einen Feldpuls und angelegtem Feld
Die Magnetisierungsdynamik an kleinen Strukturen kann auf verschiedene Weisen, etwa durch magnetoresistive Methoden [10], mikrofokusierte Brillouin-Lichtstreuspektroskopie [43], oder wie
in diesem Fall durch eine zeitaufgelöste Messung des magnetooptischen Kerr-Effekts [40], [42]
untersucht werden. Der Messung des Kerr-Effekts bietet dabei die Möglichkeit die zeitliche Entwicklung der einzelner Komponenten der Magentisierung zu beobachten. In diesem Abschnitt
werden nun die ersten zeitaufgelösten Messungen, die am Kerr-Mikroskop durchgeführt wurden,
vorgestellt. Hierbei liegt das Interesse weniger am Schaltverhalten des Tunnelelements, als an den
47
4.4 Zeitaufgelöste Messungen mit einen Feldpuls und angelegtem Feld
grundsätzlichen Möglichkeiten des Aufbaus die Dynamik des Systems zu detektieren. Zu diesem
Zweck wurde versucht eine möglichst einfache Situation zu erstellen und daraus dann Informationen für die weiteren Untersuchungen abzuleiten.
Dazu wurde nur der obere der beiden Wellenleiter mit Picoprobes kontaktiert und zusätzlich entlang der langen Achse der Ellipse ein statisches Magnetfeld angelegt. Das statische Magnetfeld
wurde durch ein Spulenpaar erzeugt. Die Feldstärke wurde mit 20 Oe so gewählt, dass im Tunnelelement immer nur ein definierter Ausgangszustand der Magnetisierung vorhanden ist. Der erzeugte Feldpuls kann so je nach Richtung des äußeren Feldes die Magnetisierung im Winkel von
45 ◦ für Plusrichtung (Abb. 4.9a)) und in 135 ◦ für Minusrichtung (Abb. 4.9b)) des externen Feldes
anregen. Das Drehmoment, das der Feldpuls auf die Magnetisierung ausübt, dreht die Magnetisierung aus der Gleichgewichtslage und bewirkt eine Präzession um die neue effektive Feldachse.
Nach genügend langer Zeit wird die Präzession abgedämpft und die Magnetisierung wird sich entlang dieser neuen effektiven Feldachse ausrichten. Nachdem der Feldpuls endet liegt die effektive
Feldachse wieder entlang der des statischen Feldes. So ist zu erwarten, dass die Änderung der Magnetisierung bei einer Anregung unter 135 ◦ wesentlich größer ist als bei einer Anregung unter 45 ◦ .
Um die Ausrichtung der Magnetisierung entlang der neuen effektiven Feldachse deutlich messen
zu können wurde ein 5 ns langer Feldpuls mit dem Picosecond Pulslab Pulsgenerator erzeugt, bei
einer Ausgangsspannung von 10 V, was nach Gl. 2.37 einer erzeugten Feldstärke von etwa 80 Oe
entspricht.
Die Messkurven sind in Abb. 4.9 zu sehen. Abb. 4.9c) und d) zeigen Messungen in der so genannten longitudinalen Geometrie, dabei liegt die Einfallsrichtung des Lasersstrahls parallel zur
langen Achse der Ellipse und zum statischen Feld. Das Kerrsignal wird hier durch die Änderung
der Magnetisierung entlang der langen Achse der Ellipse bestimmt, in der Simulation entspricht
dies der Mx -Komponente.
Bei einer Anregung unter 45 ◦ ist im magnetooptischen Signal nur Rauschen zu erkennen, diese
Messung wird hier nicht gezeigt. Abbildung 4.9b) zeigt deswegen nur die entsprechende numerische Rechnung. Nach den obigen Überlegungen zur effektiven Feldachse, ändert sich die Magnetisierung in dieser Richtung nur sehr wenig. Die numerische Rechnung liefert ebenfalls nur eine
kleine Änderung der x-Komponente der Magnetisierung (man beachte die Achsenskalierung). Die
quasistatische Messung (Abb. 4.4) zeigt bereits, dass die gesamte Änderung des magnetooptischen Signal bei einer vollen Ummagnetisierung nur etwa 5 mdeg beträgt. Das Rauschen in allen
Messungen beträgt etwa 1 mdeg. Somit kann angenommen werden, dass kleine Änderungen der
Magnetisierung im Rauschen nicht beobachtet werden können. In der Messung mit einem anregenden Puls unter 135 ◦ (Abb. 4.9e)) ist deutlich eine Änderung der Magnetisierung zu erkennen.
Entsprechend den Überlegungen zur Lage der neuen effektiven Feldachse kann dies verstanden
werden. Auch die numerische Simulation bestätigt, dass die x-Komponente der Magnetisierung
48
4.4 Zeitaufgelöste Messungen mit einen Feldpuls und angelegtem Feld
sich deutlich ändert.
In der so genannten transversalen Geometrie steht die Einfallsrichtung des Lasersstrahls senkrecht
auf der langen Achse der Ellipse und der statischen Feldrichtung. Hier wird das Kerrsignal nun
durch Änderungen der Magnetisierung entlang der kurzen Achse der Ellipse bestimmt, in der Simulation entspricht dies der My -Komponente.
Nun sieht man bei beiden Anregungswinkeln (Abb. 4.9c) und f)) eine deutliche Änderung im magnetooptischen Signal. Dies kann auch wieder durch die Überlegungen zur Lage der neuen effektiven Feldachse verstanden werden. In beiden Fällen wird die Magnetisierung um ein ausreichendes Maß diese Richtung ausgelenkt. Die unterschiedliche Größe des Signals kann dadurch erklärt
werden, dass die effektive Feldachse nicht nur durch den Anregungspuls bestimmt wird, sondern
auch noch einen wesentlichen Beitrag durch das statische Feld hat. Dadurch liegt bei einer 45 ◦ Anregung die effektive Feldachse näher an der Ausgangslage, während bei der 135 ◦ -Anregung
diese eher in Richtung der kurze Ellipsenachse zeigt und damit auch die Magnetisierung weiter in
diese Richtung ausgelenkt wird.
Bevor die Magnetisierung sich entlang der neuen effektiven Feldachse ausrichtet, würde man erwarten, dass sie zuvor eine gedämpfte Präzessionbewegung um diese Achse ausführt. Die Präzession sollte sich im Kerrsignal als gedämpfte Oszillation zeigt. Diese kann hier nicht beobachtet
werden. Wenn die Oszilationsamplitude klein gegenüber der Gesamtauslenkung der Magnetisierung ist, ist anzunehmen dass diese durch das schlecht Signal-zu-Rausch-Verhältnis nicht gemessen
werden können. Außerdem limitiert die in Abschnitt 3.4 bestimmte Zeitauflösung auf Oszillationsfequenzen kleiner als 8 GHz.
Diese vergleichsweise einfache Situation hat bereits einige Grenzen der Messbarkeit der Magnetisierungsdynamik dieser Tunnelstruktur gezeigt. Das schlechte Signal-zu-Rausch-Verhältnis beeinflusst die volle Zugänglichkeit zur zeitlichen Entwicklung der Magnetisierung deutlich. Die
Tatsache, dass nur große Änderungen der Magnetisierung beobachtet werden können sollte für die
Zielsetzung das Schaltverhalten der Tunnelstruktur zu untersuchen durchaus ausreichend sein. Der
Schaltprozess an sich sollte eine genügend große Änderung im magnetooptischen Signal bewirken, die deutlich messbar ist. Die Unterscheidung, ob es sich um präzessionales oder ballistisches
Schalten handelt, ist hier aber nicht möglich.
49
4.4 Zeitaufgelöste Messungen mit einen Feldpuls und angelegtem Feld
Abbildung 4.9: Messungen mit einem Feldpuls und externem Feld. Die schwarze Kurve zeigt jeweils das gemessene magnetooptische Signal. Die rote Kurve zeigt die entsprechende Komponente
der Magnetisierung aus den numerischen Rechnungen. Man beachte die Achsenskalierung.
a) Schema der 45 ◦ -Anregung.
b) Simulation der 45 ◦ -Anregung. Die Messung ist hier nicht dargestellt, da keine Änderung im magnetooptischen Signal zu erkennen war.
c) Transversale Messung der 45 ◦ -Anregung. Die neue effektive Feldachse liegt zwar nahe am Ausgangszustand, die Änderung der Magnetisierung in dieser Richtung ist aber genügend groß um gemessen zu werden.
d) Schema der 135 ◦ -Anregung.
e) Longitudinal Messung der 135 ◦ -Anregung. Die Magnetisierung wird vom Feldpuls ausgelenkt und
richtet sich entlang der neuen effektiven Feldachse aus. Nachdem der Puls endet, wird die Magnetisierung durch das externe Feld wieder in die Ausgangslage zurück gedreht.
f) Transversale Messung der 45 ◦ -Anregung. Die Magentisierung wird stärker ausgelenkt, da die neue
effektive Feldachse näher an der kurzen Ellipsenachse liegt.
50
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
4.5. Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
Für technologische Anwendungen von magnetischen Tunnelstrukturen, wie zum Beispiel MRAM
oder in logischen Schaltkreisen ist es von großer Bedeutung mit welcher Geschwindigkeit die Zellen geschalten werden können und wie zuverlässig die Information gespeichert werden kann. Dabei ist es von großer Bedeutung ein System zu benutzen, das unempfindlich gegenüber half select,
das heißt ein Feldpuls alleine darf nicht ausreichen um das Tunnelelement zu schalten. Außerdem
ist es zur Steigerung der Operationsgeschwindigkeit wünschenswert einen pre-read-Schritt auszuschliesen. Das heißt die Magnetisierung kann nur durch eine bestimmte Schaltsequenz nur in die
eine Richtung geschalten werden und nur durch eine andere Schaltsequenz in die andere Richtung
geschalten werden. Bei diesen Überlegungen spielt die zeitliche Abfolge der Feldpulse immer eine
große Rolle.
In diesem Abschnitt werden nun die ersten zeitaufgelösten Messungen vorgestellt, in denen das
Schaltverhalten des Tunnelelements mit zwei zueinander senkrecht stehenden Feldpulsen untersucht werden sollte. Das Design der gekreuzten koplanaren Wellenleiter und die Ausrichtung des
Tunnelelemetes wurde speziell auf diese Art von Untersuchungen ausgelegt. Die Messkonfiguration ist in Abb. 4.10 dargestellt.
Für das stroboskopische Messprinzip ist es notwendig, dass dieser Ausgangszustand stabil und
immer wieder reproduzierbar ist. Der Resetpuls Hreset richtet die Magnetisierung entlang der langen Achse der Ellipse aus. Mit der Ausgangsspannung des HP 8114-Pulsgenerators von 50 V wird
nach Gl. 2.37 noch eine Feldstärke von 55 Oe generiert, die ausreicht um die Magnetisierung entlang der langen Achse der Ellipse auszurichten.
Die Wellenleiter wurden wie in Abschnitt 4.3 beschrieben kontaktiert. Der Picosecond Pulslab
Pulsgenerator wurde dabei an den oberen Wellenleiter (CPW 1) angeschlossen, da die geringe
Ausgangsspannung nur im oberen Wellenleiter noch genügend Feldsträke erzeugen kann. Mit einer Ausgangsspannung von 10 V erreicht man eine Feldstärke von etwa 80 Oe. Der Avtech Pulsgenerator wurde am unteren Wellenleiter (CPW 2) angeschlossen und mit der Ausgangsspannung
von 40 V wird noch eine Feldstärke von 220 Oe erreicht.
Der erste Puls HPuls1 regt dann die Magnetisierung unter 45 ◦ zum Ausgangszustand an. Der zweite Puls HPuls2, unter 135 ◦ zum Ausgangszustand, soll dann die Magnetisierung weiter auslenken.
Nachdem der zweite Puls endet soll die Magnetisierung dann in die entgegengesetzte Richtung
relaxieren und somit wäre das Element geschalten. Der Resetpuls schaltet die Magnetisierung in
ausreichendem zeitlichem Abstand wieder in den Ausgangszustand zurück. Dabei ist es wie in Abschnitt 2.4 bereits beschrieben von großer Bedeutung welche zeitliche Länge, zeitlichen Überlapp
und welche Stärke die Pulse haben. Diese Messungen sind erste Versuche diesen Schaltprozess zu
realisieren.
51
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
Abbildung 4.10: Schema des longitudinalen Messgeometrie. a) Konfiguration der koplanaren Wellenleiter und der Stromrichtungen. b) Geometrie der Feldpulse. Die Einfallsrichtung des Lasers ist
entlang der langen Achse der Ellipse und das magnetooptische Signal sensitiv auf Änderungen der
Magnetisierung in dieser Richtung. HPuls1 regt die Magnetisierung unter 45 ◦ an. HPuls2 unter 135 ◦ soll
die Magnetisierung dann schalten. Der Resetpuls Hreset schaltet die Magnetisierung wieder zurück in
den Ausgangszustand.
In Abb. 4.11 sind vier verschiedene in der longitudinalen Geometrie gemessene Pulssequenzen
dargestellt. Das Kerrsignal (schwarze Kurve) ist in dieser Geometrie bestimmt durch Änderungen
der Magnetisierung entlang der langen Ellipsenachse und dem entsprechen ist noch die numerisch
berechnete, normierte x-Komponente der Magnetisierung (rote Kurve) dargestellt. In all diesen
Messungen kann wieder entsprechend zu den Messungen mit angelegtem Feld, die Anregung unter 45 ◦ (Abb. 4.9a)) im magnetooptischen Signal nicht beobachtet werden.
In der ersten Sequenz (Abb. 4.11a)) wurde der erste Puls auf 10ns verlängert, der zweite Puls setzt
erst am Ende des ersten Pulses ein. In dieser Situation soll sicher gestellt sein, dass die Magnetisierung sich erst in einer neuen Gleichgewichtslage um die neue effektive Feldachse befindet bevor
der zweite Puls einsetzt.
Im Vergleich dazu ist in der zweiten Situation (Abb. 4.11b)) der erste Puls auf 2 ns verkürzt, der
zweite Puls setzt auch hier am Ende des ersten Pulses ein. Die Magnetisierung sollte hier immer
noch eine Präzessionsbewegung um die effektive Feldachse ausführen, wenn der zweite Puls einsetzt.
Die dritte Situation (Abb. 4.11c)) unterscheidet sich maßgeblich von den vorher gezeigten. Hier
setzten beide Pulse gleichzeitig ein, wobei der erste Puls bereits nach 1 ns endet und der zweite
noch weiter andauert. Das gleichzeitige Einsetzen der Pulse erzeugt eine neue effektive Feldachse
die fast senkrecht zur Ausgangslage steht, die dann nach Beendigung weiter in Richtung des zweiten Pulse wandert.
Die letzte hier gezeigt Situation (Abb. 4.11d)) unterscheidet sich wiederum dadurch, dass der erste
Puls auf 500 ps verkürzt wurde. Der erste Puls kann nur als kleine Störung auf das System betrach-
52
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
Abbildung 4.11: Messungen in der longitudinalen Geometrie. Messungen mit variierender Pulslänge.
Die schwarze Kurve zeigt jeweils das gemessene Kerrsignal. Die rote durchgezogene Kurve zeigt
jeweils die normierte x-Komponente der Magnetisierung aus den entsprechenden numerischen Rechnungen. Die Anregungspulse sind schematisch eingetragen.
a) HPulse1 ist so lang (10 ns), dass die Magnetisierung in der neuen Gleichgewichtslage entlang der
neuen effektiven Feldachse steht, dann setzt HPulse2 ein und dauert 2 ns an.
b) HPulse1 wird auf 2 ns verkürzt. Die Magnetisierung führt noch eine Präzessionsbewegung um die
neue effektive Feldachse aus, dann setzt HPulse2 ein und lenkt diese auf die andere Seite aus.
c) HPulse1 und HPulse2 setzen gleichzeitig ein. HPulse1 endet nach 1 ns Die neue effektive Feldachse
stellt sich durch das gleichzeitige Einsetzten fast senkrecht auf die Ausgangssituation ein.
d) HPulse1 dauert nur 500 ps, HPulse2 setzt dann erst nach weiteren 500 ps ein. Durch HPulse1 wird das
System nur gestört, HPulse2 lenkt die Magnetisierung dann aus.
Abweichungen zwischen Simulation und Messungen können durch erklärt werden, dass das Element
sich nicht wie ein idealer Makrospin verhält. Domänenbewegungen werden in der Simulation nicht
berücksichtigt. Keine der Pulssequenzen zeigt ein Schalten. Es bleibt fraglich, ob es einen stabilen
Endzustand gibt.
53
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
tet werden, bevor die Magnetisierung dann wieder die Gleichgewichtslage erreicht setzt dann der
zweite Puls 500 ps nach dem Ende des ersten ein.
Mit keiner der hier gewählten Pulssequenzen kann weder im realen Experiment noch in der Rechnung ein Schalten beobachtet werden. Das magnetooptische Signal und die Rechnung zeigen beide
durchaus ein ähnliches Verhalten der Magnetisierung. Die Abweichungen, wie etwa das spätere
Relaxieren der Magnetisierung in der Messung, kann nur dadurch erklärt werden, dass sich die
Magnetisierung nicht wie ein idealer Makrospin verhält, so können etwa durch den Herstellungsprozess bedingte Rauhigkeiten als Pinningzentren für die Magnetisierung dienen und damit die
Ausbildung von Domänenstrukturen begünstigen [61]. Das Verhalten solcher Domänenstrukturen
wird in der Makrospinsimulation nicht berücksichtigt. Weiterhin weichen die Feldpulse von der in
der Simulation angenommen Rechteckform durch ihre realen Anstiegs- und vor allem die Abfallzeiten ab und verändern dadurch auch die Relaxationsdynamik.
In allen hier durch geführten longitudinalen Messungen ist etwa 20 ns nach einsetzen des zweiten Pulses ein erneuter Ausschlag im magnetooptischen Signal zu erkennen, dieser Abstand bleibt
für alle gewählten Startzeiten des zweiten Pulses gleich. Darum kann dieser Effekt wohl auf eine
durch die Kontaktierung hervorgerufene Reflexion zurückgeführt werden.
Für das Schalten mit zwei orthogonalen Feldpulsen ist es wie in Abschnitt 2.4 von großer Bedeutung, welchen zeitlichen Abstand bzw. Überlapp die beiden Pulse zueinander haben. Darum
wurden weiter Untersuchungen angestellt, bei denen der Pulsüberlapp variiert wurde (Abb. 4.12).
Dabei wurden in beiden Wellenleitern jeweils Pulse der Länge 2 ns eingesetzt. In Abb.4.12a) beträgt der Überlapp 1 ns und wird auf 500 ps in 4.12b) reduziert und in 4.12 c) setzt der zweite Puls
ein, wenn der erste Puls endet. Auch in diesen Untersuchungen kann kein Schalten beobachtet
werden.
Da weder in den Experimenten noch in den numerischen Rechnungen mit den benutzten Pulssequenzen ein Schalten zu beobachten ist, stellt sich die Frage ob der gewünschte Endzustand
überhaupt ein stabiler Zustand ist. Wie die quasistatische Messung 4.4 bereits gezeigt hat, existieren bei 0 Oe zwar zwei Zustände der Magnetisierung existieren, aber bereits bei kleinen Feldern
existiert nur noch ein Zustand.
Auf diesem Hintergrund wurden noch einige Messungen in der transversalen Geometrie durchgeführt, deren Ziel es nunmehr ist, das Verständnis der Dynamik des System zu erweitern als
tatsächlich einen Schaltprozess zu realisieren. Abbildung 4.13 zeigt schematisch die verwendete
Messgeometrie. Dabei liegt die Einfallsrichtung des Lasers entlang der kurzen Achse der Ellipse,
damit wird die Messung sensitiv auf Änderungen der Magnetisierung in Richtung dieser Achse.
Zur Vervollständigung wurde wieder die normierte y-Komponente der Magnetisierung aus den
numerischen Rechnungen angegebenen. Die geometrische Konfiguration der Feldpulse wurde gegenüber den longitudinalen Messungen nicht verändert.
54
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
Abbildung 4.12: Messung in der longitudinalen Geometrie, d.h. sensitiv auf Änderungen der Magnetisierung entlang der langen Ellipsenachse, mit verändertem Pulsüberlapp. Der zeitliche Überlapp
von HPuls1 und HPuls2 wird von 1 ns in a) auf 500 ps in b) und auf keinen Überlapp c) reduziert. Die
Anregungspulse sind schematisch eingetragen.
55
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
Abbildung 4.13: Schema der transversalen Messgeometrie. a) Konfiguration der koplanaren Wellenleiter und der Stromrichtungen. b) Geometrie der Feldpulse. Die Einfallsrichtung des Lasers ist
gegenüber der longitudinalen Geometrie um 90 ◦ gedreht und steht nun senkrecht auf dem Ausgangszustand der Magnetisierung. Das magnetooptische Signal ist sensitiv auf Änderungen der Magnetisierung entlang der kurzen Ellipsenachse. Das Anregungsschema bleibt gleich.
Abbildung 4.14 zeigt sowohl eine longitudinale als auch eine transversale Messung der gleichen
Pulssequenz. HPuls1 dauert 2 ns und HPuls2 setzt am Ende von HPuls1 ein und dauert ebenfalls 2 ns
an. Beide Messungen zusammen geben nun Aufschluss über die Bewegung der Magnetisierung in
der Filmebene. Da es sich bei der Probe um einen dünnen Film handelt ist anzunehmen, dass Änderungen der Komponente senkrecht zur Filmebene klein gegenüber denen in der Ebene sind. In der
transversalen Messung ist auffällig, dass die Magnetisierung nur sehr langsam relaxiert, etwa 15 ns.
Dies kann wiederum mit dem nicht idealen Verhalten des realen Elements erklärt werden. Der Zugang zur gesamten Dynamik des Systems bleibt jedoch durch die in Abschnitt 4.4 beschriebenen
Aspekte limitiert. In der transversalen Geometrie kann wie bereits oben beschrieben die Reaktion der Magnetisierung auf beide Anregungspulse beobachtet werden (vgl. Abb. 4.9). Aus diesem
Grund wurden noch einige Messungen durchgeführt, bei denen die Feldpulse von einander getrennt wurden. Die Ergebnisse sind in Abb. 4.15 zusammengestellt. Beide Pulse haben eine Länge
von 2 ns. Abbildung 4.15a) zeigt wieder die Situation, bei der der zweite Puls zu dem Zeitpunkt
beginnt, an dem der erste endet. In den Abbildungen 4.15b) und c) wurde der zweite Puls weiter
um 1 ns, 1, 5 ns bis auf 2 ns in Abb. 4.15d) verzögert. Erst bei einer Separation von 2 ns ist eine
deutliche Relaxation der Magnetisierung zurück in die ursprüngliche Lage zwischen den Pulsen
zu erkennen. In den anderen Fällen kann dies nicht beobachtet werden, allerdings sieht man hier
eine sehr langsame Relaxation, etwa 10 ns, zurück in die Ausgangslage, nachdem der zweite Puls
endet. In Abb. 4.15d) ist die Magnetisierung bereits nach weniger als 5 ns, nachdem der zweite
Puls endet, relaxiert.
56
4.5 Zeitaufgelöste Messungen mit zwei orthogonalen Feldpulsen
Abbildung 4.14: HPuls1 dauert 2 ns am Ende setzt HPuls2 ein und dauert 2 ns an. Die Anregungspulse
sind schematisch eingetragen. a) Messung in longitudinaler Geometrie, die Anregung durch HPuls1
ist im magnetooptischen Signal nicht zu sehen. b) Messung in transversaler Geometrie, beide Anregungspulse können beobachtet werden.
Zusammenfassend kann also gesagt werden, dass die in diesem Abschnitt vorgestellt ersten Versuche ein Schalten des Tunnelelements zu realisieren nicht erfolgreich waren. Die Ursachen hierfür
liegen wohl in der Eigenschaft der Probe selbst. Das Verschiebungsfeld führt zu einer ungünstigen Situation, in der der gewünschte Endzustand nicht erreicht werden konnte. Zudem kann aus
dem Vergleich zwischen Messungen und Rechnungen geschlossen werden, dass das hier vermessene Element sich nur näherungsweise wie ein idealer Makrospin verhält. Insbesondere bei den
Relaxationsprozessen kann der Einfluss von Domänenstrukturen nicht ausgeschlossen werden.
57
Abbildung 4.15: Messungen in der transversalen Geometrie. Die schwarze Kurve zeigt jeweils das
gemessene Kerrsignal. Die durchgezogene rote Kurve zeigt jeweils die y-Komponente der Magnetisierung aus den entsprechenden numerischen Rechnungen. Die Anregungspulse sind schematisch
eingetragen und haben immer eine Länge von 2 ns.
In a) setzt HPuls2 direkt ein wenn HPuls1 endet.
In b) setzt HPuls2 1 ns nach dem Ende HPuls1 ein.
In c) setzt HPuls2 1, 5 ns nach HPuls1 .
In d) sind die beiden Pulse 2 ns voneinader getrennt. Hier ist erst deutliche zu erkennen, dass die
Magnetisierung zwischen den Pulsen zurück in die Ausgangslage relaxiert und erst dann wieder ausgelenkt wird.
KAPITEL 5
Zusammenfassung und Ausblick
Im Rahmen dieser Arbeit ist es gelungen ein sehr flexibles zeitaufgelöstes Kerr-Mirkroskop aufzubauen und in Betrieb zu nehmen. Das Ziel, ein geeignetes Instrument zur Untersuchung des dynamischen Verhaltens von mikrostrukturierten magnetischen Tunnelelemeten zu entwickeln, konnte
erfüllt werden.
Durch den mechanischen und optischen Aufbau ist es möglich in allen drei Kerr-Geometrien, longitudinal, transversal und polar, zu messen und so die Bewegung der Magnetisierung direkt zu
beobachten. Die durch das eingesetzte Objektiv erreichte Ortsauflösung von 0, 93 µm ermöglicht
es mikrostrukturierte Elemente zu untersuchen. Durch einfaches Anbringen eines Spulenpaares
kann so schon das quasistatische Ummagnetisierungsverhalten aufgenommen werden.
Um jedoch auch das dynamische Verhalten mikrostrukturierter Elemente untersuchen zu können
musste ein geeignetes gepulstes Lasersystem ausgewählt werden. Um die Anforderungen an die
experimentelle Fragestellung zu genügen musste das Lasersystem die nötige Zeitauflösung im Picosekundenbereich liefern und mit möglichst geringem Jitter zu den anregenden Magnetfeldpulsen
synchronisiert werden. Aus verschiedenen Alternativen, wie etwa einem ebenfalls in der Arbeitsgruppe vorhanden diodengepumpten mode locked Festkörperlasersystem, wurde ein gepulstes Diodenlasersystem vorgezogen. Dieses ermöglicht die Realisierung des stroboskopischen Messprinzips auf rein elektronischem Wege. Das bedeutet alle zu synchronisierenden Geräte, Laser und drei
elektrischen Pulsgenratoren, konnten durch einen Delay-Generator getriggert und fast beliebig auf
einander abgestimmt werden. Es ist aber nicht nur möglich den Laser wie in den in Kapitel 4
gezeigten Messungen mit einem oder mehreren Pulsgeneratoren zu synchronisieren sondern auch
phasenstarr mit einer Mikrowellenquelle. Dadurch werden auch Experimente mit Mikrowellen,
wie etwa ferromagnetischen Resonanz oder Mikrowellen-assistiertes-Schalten möglich. Durch die
Wahl des Diodenlasersystems müssen zwar die vergleichsweise langen Laserpulse mit 35 ps und
niedrigerer Leistung in Kauf genommen werden, die gesamte Zeitauflösung, in Abschnitt 3.4 auf
61 ps abgeschätzt, ist aber durchaus für die Untersuchung des Schaltverhaltens vom Tunnelstrukturen ausreichend. Weiterhin ist dieses Verfahren weit aus unanfälliger gegenüber thermischen
Schwankungen. Dennoch bleibt durch den universell einsetzbaren Detektor die Möglichkeit er-
59
halten, den Aufbau auch mit anderen Lasersystemen betrieben zu können, sollte eine zukünftige
Fragestellung dies erforderlich machen.
Der so realisierte Aufbau ermöglichte es die Magnetisierungsdynamik eines magnetisches Tunnelelements unter dem Einfluss eines oder zweier magnetischer Feldpulse zu untersuchen. Das
hier zur Verfügung stehende Element zeigte aber bereits in der quasistatischen Charakterisierung,
dass in Remanenz zwar zwei Zustände existieren, aber bereits bei sehr kleinen Feldstärken nur
noch ein Zustand existiert und damit ein verlässlicher Schaltvorgang erschwert wurde. Die ersten
zeitaufgelösten Messungen mit zusätzlichem statischen Feld (siehe Abschnitt 4.4) zeigten, dass
durch das schlechte Signal-zu-Rausch-Verhältnis in der longitudinalen Geometrie nur Anregungen unter großen Winkeln beobachtet werden konnten. Dennoch war es möglich durch Messungen
in der transversalen Geometrie auch diese Anregungen zu beobachten. Die Untersuchungen mit
zwei orthogonalen Feldpulsen (siehe Abschnitt 4.5) zeigten dann, was bereits durch die quasistatischen Messungen zu vermuten war: ein dynamisches Schalten der Zelle war mit keiner der
hier versuchten Pulssequenzen zu erreichen. Die Messungen haben aber gezeigt, dass es prinzipiell möglich ist, das Schalten einer Tunnelstruktur zu beobachten. Mit dieser Arbeit wurde der
Weg bereitet, weitere umfassendere Untersuchungen bezüglich des Schaltvorgangs von MRAMZellen durchführen zu können. Allerdings ist es für das hier untersuchte Schichtsystem notwendig, das Element so zu verändern, dass in Remanenz zwei stabile Zustände vorliegen. Dies kann
einerseits durch Erhöhung des Koerzitivfeldes oder andererseits durch geschickte Anpassung des
Wechselspiels zwischen Néel-Kopplung und Streufeldkopplung geschehen. Für eine Optimierung
der Schaltzeit hinsichtlich des Klingel“-Efffektes ist es allerdings notwendig die Präzessionsbe”
wegung der Magnetisierung um die effektive Feldachse aus dem magnetoopischen Signal aufzulösen. Die erfordert eine weitere Verbesserung des Signal-zu-Rausch-Verhältnisses.
Ebenfalls sind Untersuchungen mit anderen Schichtsystem durchführbar, etwa mit einem synthetischen Antiferromagneten als freie Schicht, um so die Dynamik des in Abschnitt 2.4 vorgestellten
Savtchenko-Konzeptes zu untersuchen. Oder wie oben bereits erwähnt, könnte eine weitere Option
das Schalten mit der Unterstützung eines Mikrowellenfeldes sein [62].
Ein weiteres, neueres und interessantes Konzept ist das Schalten der Tunnelstrukturen durch den
so genannten Spin-Momentum-Transfer-Effekt [60, 63–65]. Dabei wird die freie ferromagnetische
Lage durch einen spinpolarisierten Strom geschaltet. Dieser Effekt ist vor allem bei kleiner werdender Elementgröße von Interesse, da hier die benötigten Schaltfelder immer größer werden. Die
Erzeugung dieser Felder durch Leiterbahnen benötig entsprechend höhere Ströme. Zum Schalten
durch einen spinpolarisierten Strom sind aber nur entsprechend kleiner Stromstärken notwendig.
Es kann also von Vorteil sein, wenn die Zelle direkt durch einen spinpolarisierten Strom geschaltet
wird, da so die Größe der Zelle weiter verkleinert und so die Speicherdichte weiter erhöht werden
kann.
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[58] C. Bilzer, T. Devolder, J.-V. Kim, G. Counil, C. Chappert, S. Cardoso, und P. P. Freitas, Study
of the dynamic magnetic properties of soft CoFeB films, J. Appl. Phys. 100(5), 053903 (2006).
[59] S. A. Wolf, D. D. Awschalom, R. A. Buhrman, J. M. Daughton, S. von Molnar, M. L. Roukes,
A. Y. Chtchelkanova, und D. M. Treger, Spintronics: A Spin-Based Electronics Vision for the
Future, Sience 294, 1488 (2001).
65
LITERATURVERZEICHNIS
[60] S. Parkin, Spin-Polarized Current in Spin Valves and Magnetic Tunnel Junctions, MRS
BULLETIN 31, 389 (2006).
[61] D. Meyners, H. Brückl, und G. Reiss, Influence of boundary roughness on the magnetization reversal in submicron sized magnetic tunnel junctions, J. Appl. Phys. 93(5), 2676–2680
(2003).
[62] S. Hermsdörfer, Mikrowellenassistiertes Schalten in dünnen magnetischen Schichten, Diplomarbeit, Fachbereich Physik, Technische Universität Kaiserslautern (2006).
[63] F. J. Albert, J. A. Katine, R. A. Buhrman, und D. C. Ralph, Spin-polarized current switching
of a Co thin film nanomagnet, Appl. Phys. Lett. 77(23), 3809–3811 (2000).
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resistance magnetic tunnel junctions, J. Appl. Phys. 93(10), 8385–8387 (2003).
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Danksagung
Zum Schluss möchte ich noch all den Menschen danken, die auf die ein oder andere Weise zu
gelingen dieser Diplomarbeit beigetragen haben.
Prof. Dr. B. Hillebrands möchte ich ganz besonders danken, zum Einen für die Möglichkeit auf
diesem hoch interessanten und sehr aktuellen Themengebiet arbeiten zu dürfen und zum Anderen
für das in mich gesetzte Vertrauen.
Bei Prof. Dr. M. Aeschlimann möchte ich mich herzlich für die Übernahme des Zweitgutachtens
bedanken.
Am Gelingen dieser Arbeit haben zwei Menschen ganz besonderen Anteil:
Ich möchte mich für die Einführung in die Thematik bei Dr. Patrizio Candeloro bedanken, der sich
nicht nur als großartiger Betreuer sondern auch als geschätzten Freund erwiesen hat. Molte grazie
mio amico!
Außerdem möchte ich Helmut Schultheiß danken, der mir die größte Hilfe besonderes gegen Ende dieser Arbeit war, für seinen unkomplizierten Umgang und für die vielen freundschaftlichen
Abende, die dieses Jahr sehr angenehm machten.
Bei Dr. Britta Leven möchte ich für die Unterstützung während diese Jahres und für das Korrekturlesen bedanken.
Dr. Patricia Martı́n Pimentel und Elvira Paz möchte ich für die große Hilfsbereitschaft, aber mehr
noch für die sehr angenehme Atmosphäre im Labor bedanken. Muchas gracias!
Sebastian Hermsdörfer, Sebastian Schäfer, Andreas Beck und allen anderen namentlich hier nicht
erwähnten Mitgliedern der AG Hillebrands danke ich für die kleinen Hilfen und die gute Zusammenarbeit.
Sybille Müller und Dieter Weller danke ich für die Unterstützung bei organisatorischen und technischen Fragen.
Bei Dr. Sandra Wolf, Dr. Stefan Trellenkamp, Dr. Bert Lägle und Christian Dautermann des Nano+Bio Center möchte ich für die Hilfe bei der Herstellung der koplanaren Wellenleiter und die
sehr angenehme Arbeitsatmosphäre bedanken.
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Zu Christian Sandweg, der zeitgleich mit mir seine Diplomarbeit in der AG Hillebrands schrieb,
möchte ich sagen:“Danke, mein Freund!“
Meinen Kommilitonen Sebastian Roth, Eric Hein, Benjamin Schmitt, Marie Hoffmann und Tina
Knecht möchte ich für die wunderbaren Jahre meines Studiums und für den ganzen Spaß den wir
in dieser Zeit zusammen hatten danken.
Meine Freunden Dirk Seebald, Stefan Deege und Tim Kollmayer möchte ich dafür danken, dass
sie mich immer wieder daran erinnert haben, dass es noch eine Welt außerhalb der Physik gibt.
Meinem Bruder Matthias danke ich für die sehr gute Wohngemeinschaft während des Studiums
und die vielen kleinen Diskussionen unter Brüdern bedanken, aber besonders dafür, dass er mir nie
Glück sondern immer nur Erfolg gewünscht hat.
Zu guter Letzt möchte ich mich noch bei meinen Eltern Dr. Hans und Margit Wolf für einfach alles
bedanken. Sie haben mir dieses Studium überhaupt erst ermöglicht und durch ihre unzähligen
kleinen und großen Hilfen und Ratschläge ihre große Anteilnahme an dieser Arbeit gezeigt.
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