Etude de propriétés structurales et magnétiques des couches

Transcription

République Algérienne Démocratique et Populaire
Ministère de l’Enseignement Supérieur et de la Recherche Scientifique
Université Ferhat Abbas Sétif1 (UFAS)
THÈSE
Présentée à la Faculté des Sciences, Département de Physique
Pour l’obtention du diplôme de
Doctorat ès science
Option : Physique du Solide
Par: Intissar DJOUADA
SUJET :
Etude de propriétés structurales et magnétiques des couches
minces ferromagnétiques à base de métaux de transition
Soutenue publiquement le 26/11/2012
Devant le jury:
Président :
Rapporteur:
Examinateurs:
M. L. KERKACHE
M. A. KHARMOUCHE
Professeur, UFAS, Sétif.
Professeur, UFAS, Sétif.
Mme. N. KEGHOUCHE
Professeur, UMC, Constantine.
M. D. DJOUADI
Professeur, UAM, Béjaïa.
M. A. CHELOUCHE
M.C.A., UAM, Béjaïa.
Dédicaces
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Dédicaces
Je dédie ce modeste travail :
 A mes très chers parents.
 A toute ma famille.
 A tous mes amis.
 Enfin à tous ceux que j’aime et qui m’aiment.
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Remerciements
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Remerciements
c
e travail de thèse a été réalisé au sein du laboratoire d'Etudes des Surfaces et
Interfaces des Matériaux Solides (LESIMS) de l’Université Ferhat Abbas de Sétif.
Mes premiers remerciements se dirigent tout naturellement vers mon Directeur de thèse,
Professeur A. KHARMOUCHE, pour m’avoir accueillie dans son équipe, pour tous ses conseils
et ses compétences, et finalement pour m’avoir communiqué sa passion pour la recherche
scientifique. Je tiens à lui exprimer ma plus vive reconnaissance. Je souhaite également le
remercier pour tout ce qu’il a fait pour moi pendant ces années passées ensemble, depuis
l’encadrement de mon mémoire de magister, que ce soit en recherche et en enseignement, son
aide précieuse, sa disponibilité et toute sa gentillesse.
Mes remerciements s’adressent aussi à Monsieur L.KERKACHE, Professeur à
l’Université Ferhat Abbas de Sétif, pour l’honneur qu’il m’a fait d’avoir accepté de présider le
jury.
Je remercie aussi Madame N. KEGHOUCHE, Professeur à l’Université Mentouri de
Constantine, pour avoir accepté de juger ce travail.
Je tiens également à remercier Monsieur D. DJOUADI, Professeur à l’Université
Abderrahmane Mira de Béjaïa, pour avoir accepté de juger ce travail.
Un grand merci également à Monsieur A. CHELOUCHE, Maître de Conférences A
à l’Université Abderrahmane Mira de Béjaïa, pour avoir accepté de juger ce travail. Je le
remercie sincèrement aussi pour sa disponibilité et sa gentillesse durant ma première année de
recrutement à l’Université de Béjaïa. Vraiment j’y ai vécu dans une atmosphère familiale.
Je remercie aussi Messieurs A. Guittoum, Maître de Recherche, et M. Saad, Attaché de
Recherche au Centre de Recherche Nucléaire d’Alger, pour leur assistance dans les expériences
de RBS.
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Remerciements
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Un grand merci aussi à Monsieur G. Schmerber, Ingénieur de Recherche à l’IPCMS de
Strasbourg, pour sa disponibilité entière dans les mesures de DRX et de magnétométrie AGFM.
Je terminerai en remerciant Monsieur S-M.Chérif, Professeur à l’Université Paris 13 et
Responsable de la BLS, d’avoir contribué à ce travail par l’obtention des images AFM.
Mille mercis à vous tous. Sans vous, cette thèse ne serait pas ce qu'elle est.
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Sommaire
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Sommaire
 Introduction et état de l’art
 Chapitre 1 : Généralités sur le magnétisme
 Chapitre 2 : Techniques expérimentales
 Chapitre 3 : Choix des conditions expérimentales et propriétés structurales
 Chapitre 4 : Propriétés magnétiques et corrélation structure/magnétisme
 Conclusion générale
 Annexes
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Introduction et état de l’art
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«There is plenty of room at bottom »
Richard Feynman
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Introduction générale
Stocker toutes les informations reçues par une personne durant toute sa vie, et pouvoir les
retrouver facilement au besoin, un rêve qui a conduit l’enregistrement des donnés à des découvertes
technologiques formidables, que ce soit pour le stockage optique, électronique ou bien magnétique. En
effet, le couple enregistrement et reproduction devient aujourd’hui le projet principal dans les grandes
entreprises de stockage de l’information (IBM, Toshiba, Acer, Apple, Samsung…)
La technologie moderne dans le domaine du magnétisme, comme dans nombre d’autres domaines de
recherches, est très marquée par le préfixe nano.
La fameuse expression de Richard Feynman : « there is plenty of room at bottom » ou « il y a
beaucoup de pièces en bas », traduit fidèlement l’intérêt du passage de l’échelle du millimètre à
l’échelle du nanomètre, ce qui donne naissance à de nouvelles propriétés mises en évidence par de
nouvelles technologies. Plusieurs formes sont envisagées pour réduire la taille des matériaux; parmi ces
formes les couches minces. Une couche mince est une mise en forme du matériau dont une dimension,
l’épaisseur, est réduite. Cette forme nouvelle du matériau présente des propriétés et comportements
différents (électriques, optiques, magnétiques, mécaniques ……), par rapport aux matériaux massifs
dont elle est constituée. D’où l’importance d’étudier les couches minces, soit pour une étude
fondamentale, soit pour des besoins d’applications technologiques [E. L. Wolf-04].
Les propriétés des couches minces sont très sensibles aux méthodes et aux conditions
d’élaborations (la température, la pression, le temps et la vitesse d’élaboration...). Aussi, la réduction de
la dimensionnalité des échantillons produit des effets de surface et d'interface qui sont à l'origine de
nouvelles propriétés, telles les variations de la température de Curie avec l'épaisseur, l'anisotropie
magnétique perpendiculaire, la magnétorésistance géante… D'un autre côté, à l’échelle dite
mésoscopique, qui est le domaine d’épaisseur de nos échantillons, les propriétés magnétiques dites
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"techniques" (coercivité, rémanence, susceptibilité magnétique, ...) sont très sensibles à la structure de
l'échantillon (taille des cristaux, distribution des défauts, des tensions internes, la phase, la qualité et
l'orientation cristalline des couches réalisées,...). Ces propriétés peuvent varier de plusieurs ordres de
grandeur, en fonction du traitement thermique et mécanique (recuit, trempe, etc.) subit par l'échantillon
[P. Bruno-89]. C'est pourquoi une étude très soignée des différents paramètres d’élaboration, associés à
la croissance des films minces est nécessaire pour avoir une explication claire des propriétés
magnétiques.
L’une des utilisations majeures des matériaux magnétiques, et plus précisément les matériaux
ferromagnétiques, réside dans le stockage magnétique de l’information. Depuis quelques années, la
densité de l’enregistrement magnétique dit parallèle (LMR) subit une remarquable évolution.
Malheureusement, la limite superparamagnétique a bloqué cette évolution, en deçà de 100 Gbit/in2 (ce
phénomène sera passé en revue dans le premier chapitre). Parmi les solutions proposées pour éviter cette
limite, on distingue le mode d'enregistrement magnétique perpendiculaire (PMR) qui donne une autre
approche possible vers les très hautes densités de stockage (Térabit/in2). Il existe deux types de stockage
magnétique perpendiculaire: simple-couche
(single-layer) et double-couches magnétiques (double
magnetic layer) [M. Futamoto-01].
Le media d'enregistrement doit posséder des propriétés particulières. Premièrement, une forte coercivité
afin d’obtenir une bonne stabilité des données dans le temps. Deuxièmement, un fort signal pour
maximiser le signal de lecture (réduction des erreurs, faible temps d'adressage). Troisièmement, une
aimantation perpendiculaire et une forte rémanence pour que la structure en domaine persiste.
Une augmentation des capacités de stockage nécessite une réduction de la taille des bits
d’information. Ces dernières années, l'enregistrement magnétique longitudinal semblait devoir atteindre
ses limites, en raison d'une part de l'instabilité des bits planaires, et d'autre part, des difficultés de
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détecter des signaux de lecture très faibles. En effet, il est impossible de diminuer la taille des grains audelà d’une dimension critique, la limite superparamagnétique. L’aimantation des grains, de taille
inférieure à cette limite, devient instable par rapport aux fluctuations thermiques à température
ambiante. Ainsi la stabilité temporelle des données enregistrées n’est plus garantie. De plus, la réduction
en taille latérale entraîne une augmentation conséquente du champ démagnétisant [J. Buschow-04].
Toutes ces difficultés physiques et technologiques sont réduites ou supprimées de façon naturelle ou
structurelle en mode perpendiculaire.
Les matériaux les plus étudiés dans ce domaine sont les alliages Cobalt-Chrome, Co-Cr.
[S. Iwasaki-77]. Le cobalt Co (matériau ferromagnétique) a une grande énergie d’anisotropie
magnétocristalline uniaxiale. Les alliages à base de cobalt ont une importance pratique et économique
considérable, en particulier les alliages cobalt- métaux de transition, de là ils peuvent être utilisés dans
l’enregistrement perpendiculaire. Néanmoins, il est fondamental que les films aient un champ
d’anisotropie comparable au maximum du champ démagnétisant 4𝜋𝜋𝑀𝑀𝑠𝑠 ; pour cette raison, il est
nécessaire d’ajouter un autre métal pour réduire l’aimantation à saturation 𝑀𝑀𝑠𝑠 et garder l’axe c orienté
R
perpendiculairement à la surface du film. Le métal choisi pour l’addition est le chrome Cr (matériau
antiferromagnétique), car l’alliage Co-Cr présente une phase hexagonale compacte (h.c.p) stable avec
l’addition d’une petite quantité de Cr, en même temps qu’une aimantation à saturation plus petite
[S. Iwasaki-80]. Notons ici que l’alliage CoCr peut être utilisé aussi dans l'enregistrement magnétique
longitudinal [Z.-M. Li-87].
Les propriétés magnétiques des couches minces de CoCr sont fortement liées à la microstructure
des films. Il est bien établi que les substrats peuvent être employés pour améliorer les propriétés du
media à haute densité dans le stockage magnétique perpendiculaire ou longitudinal.
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Les alliages à base de Co sont mis en œuvre dans de nombreuses applications. Ils peuvent être
utilisés avec les métaux de terre rare dans les alliages ternaires comme de bons candidats dans la
technologie des spin-valve [H. Kanai-98].
Les alliages CoCr ont été étudiés par de nombreux chercheurs, par différentes méthodes de
déposition et sur différents substrats. Les propriétés magnétiques et structurales des films de Co et
d’alliage à base de Co sont très sensibles aux paramètres suivants: l’épaisseur de la couche magnétique,
la nature et la température du substrat, la concentration des composés binaires (ou ternaires), le mode de
croissance de la couche magnétique...
L’effet du substrat sur les couches de CoCr a été intensément étudié, tant pour l’influence de sa
structure, amorphe ou cristalline, que pour sa température. L’effet de la température du substrat a été mis
en évidence par Z-M. Li et al., sur l’alliage Co 80 Cr 20 déposé par pulvérisation. Ils ont observé un
changement de morphologie, de rémanence et d’anisotropie des couches déposées sur des substrats
chauds (T=200°C), de même qu’un champ coercitif très élevé par rapport à celui mesuré sur des
couches déposées sur des substrats non chauffés (T = 25°C). Aussi, l’effet de la nature du substrat sur le
champ coercitif et l’anisotropie a été mis en évidence. Ils ont observé que des films de CoCr déposés sur
un substrat de Ti ou de NiCr (structure hcp) possèdent des champs coercitifs beaucoup plus grands que
ceux déposés sur Verre. T.Manago et al. ont fait basculer l’anisotropie planaire vers une anisotropie
perpendiculaire en remplaçant un substrat de GaAs par un substrat de Al 2 O 3 /GaAs(100) [T. Manago05]. B.G.Demczykt et al. ont synthétisé l’alliage Co 78 Cr 22 /Verre par pulvérisation DC. Ils ont noté que
l’axe de facile aimantation est dans le plan des films lorsque l’épaisseur n’excède pas 50 nm et qu’il sort
du plan pour des épaisseurs plus grandes [B G Demczykt-91].
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Patrick Bruno a publié une thèse de Doctorat, considérée comme une bonne référence en
magnétisme, sur des couches ultra minces de Au/Co/Au. Il a montré qu’une grande anisotropie à
l’interface entre les couches de Co et Au, pour des épaisseurs de Co inférieures à 11Ǻ, est responsable
du basculement de l’axe d’anisotropie perpendiculairement au plan du film [P. Bruno-89].
Par ailleurs, la teneur en chrome influe considérablement sur les propriétés magnétiques des
couches CoCr. Dans la littérature, un grand nombre de travaux porte sur des couches minces de
concentrations de Cr inférieures à 25%, vu qu’il a été observé par de nombreux chercheurs que l’alliage
CoCr devient non magnétique au delà de cette concentration [K. Hemmes-88, M.Watanabe-96, M.
Almasi-kashi-02].
Des couches minces de CoCr ferromagnétiques à forte concentration de chrome ont été reportées
dans la littérature. En effet, M.Hong et al. ont mentionné que des couches de CoCr, déposées par
pulvérisation à 200°C, sont restées ferromagnétiques jusqu’à une concentration de 47% de Cr [M.Hong86]. De même, des couches minces de CoCr ont été déposées par évaporation sous vide dans notre
laboratoire ; ces couches demeurent ferromagnétiques jusqu’à une concentration de 45% de Cr
[A.Kharmouche-07].
Les traitements thermiques sont des procédés très importants pour améliorer les paramètres
magnétiques dans l’enregistrement magnétique perpendiculaire (PRM). K. Yamanaki et al. montrent que
la coercivité et la rémanence augmentent après un recuit d’un alliage à base de CoCr à une température
de 500°C pendant 30 min [K. Yamanaka-01]. Aussi S. Honda et al. ont étudié l’effet d’une température
de 400°C sur des films CoCr préparés par pulvérisation radio fréquence RF. Ils ont constaté une
augmentation du champ coercitif perpendiculaire, de l’aimantation à saturation et de l’anisotropie
magnétique [S.Honda -84]. Le même effet est reporté par Y.Hirayama et al., mais sur des alliages à base
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de CoCr déposés par pulvérisation cathodique DC, et recuits à une température de 500°C pendant une
heure [Y. Hirayama -00].
Par recuit à une température de 450°C pendant 4 heures des multicouches Co/Cr, A. Chiolerio et
al. ont observé une remarquable augmentation du champ coercitif de 10 Oe à 240 Oe [A. Chiolerio-09].
Tout cela montre que les propriétés magnétiques des couches minces de CoCr dépendent
étroitement des conditions d’élaboration et des traitements subits.
Comme il a été souligné dans les premiers paragraphes, le principe de l’enregistrement
perpendiculaire PMR (Perpendicular Magnetic Recording) a été expliqué pour la première fois par le
Professeur Shun-Ichi IWASAKI en 1977 à Tohoku (Institute of Technology) au Japon, mais le premier
disque commercial n'est apparu qu'en 2005, fabriqué par la Corporation Toshiba [S. Khizroev-05]. Cette
technologie n’est pas encore largement utilisée.
En dépit des nombreux travaux sur les alliages CoCr depuis les premières études sur
l’enregistrement perpendiculaire réalisés durant les années soixante dix, les corrélations entre les
propriétés structurales et magnétiques sont encore peu maîtrisées et de nombreuses questions restent
néanmoins ouvertes: effet de la taille des grains sur le champ coercitif, sur l’aimantation à saturation, sur
la rémanence, sur le mécanisme de retournement de l’aimantation; effet du substrat sur le magnétisme de
l’alliage déposé, la croissance des couches; effet de la température …
Dans le cadre de ce travail de thèse, l’une des problématiques principales, est d’étudier les
effets de la température du recuit sur les propriétés structurales et magnétiques de l’alliage CoCr sous
forme de couches minces, préparé par évaporation sous vide, déposé sur un substrat monocristallin de
silicium Si(100). L’ensemble de la série des échantillons évaporés a subit un recuit de 1h à 700°C. Des
mesures de concentrations et d’épaisseurs par RBS (Spectrométrie par rétrodiffusion de Rutherford) ont
été conduites sur ces échantillons ainsi que des mesures de diffractions X(DRX) et des observations au
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microscope à force atomique (AFM). Des mesures d’aimantation par AGFM (magnétométrie à gradient
de champ alternatif) ont également été réalisées.
Le manuscrit comprend quatre chapitres, une introduction générale et une conclusion.
L’introduction générale et état de l’art passe en revue les principaux travaux antérieurs réalisés sur les
matériaux ferromagnétiques à base de cobalt, ainsi que les applications potentielles des couches minces
dans la recherche fondamentale et dans l’industrie.
Dans le premier chapitre on présente quelques rappels sur le magnétisme et l’application
technologique des couches minces ferromagnétiques. Le deuxième chapitre décrit les techniques
expérimentales d’élaboration et de caractérisations utilisées au cours de ce travail.
Nous présenterons ensuite, dans le troisième chapitre, les conditions d’élaboration des
échantillons de CoCr, ainsi que les résultats expérimentaux et les interprétations des caractéristiques
structurales, obtenus par les techniques RBS, AFM et DRX. Les mesures magnétiques font l’objet du
quatrième chapitre. Dans ce chapitre, nous présenterons et discuterons les courbes d’aimantations
réalisées sur nos films. Les formes des cycles d’hystérésis ainsi que les valeurs techniques avant et après
recuit seront présentées et discutées. Une corrélation avec les propriétés structurales sera également
.
présentée
Enfin, une conclusion générale termine cette thèse et trace les perspectives à venir afin de
compléter l’étude et répondre aux questions restées en suspens. Si des questions restées en suspens au
cours du travail réalisé dans le cadre du magistère ont trouvé des réponses dans cette étude, d’autres
questions telles que celles relatives à la disparition des cycles d’hystérésis croisés après recuit,
demeurent sans réponses et mériteraient un approfondissement, en faisant varier la température et la
durée du recuit.
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Références bibliographiques
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[M. Hong-86] M.Hong, R. B. Van Dover, J.M. Vandenbeg, D. Bacon, J. Magn. Magn. Mater.54-57,
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Chapitre1
Généralités sur le magnétisme
0110001
«La connaissance des mots
conduit à la connaissance des choses»
Platon
Chapitre 1
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Chapitre1
0110001
Chapitre 1 : Généralités sur le magnétisme
Introduction
1. Propriétés ferromagnétiques
1.1 Champ moléculaire, domaines et parois
1.2 Température de Curie
1.3 Cycle d’hystérésis
1.4 Coercivité
1.5 Anisotropie magnétique
1.5.1 Anisotropie magnétocristalline
1.5. 2 Anisotropie de forme
1.5.3 Anisotropie de surface
1.5.4 Anisotropie magnétoélastique
1.5.5 Anisotropie d’échange
1.6 Mécanismes de renversement de l’aimantation
2. Le système CoCr
2.1 Comportement électronique et magnétique
2.2 Diagrammes de phase
2.3 Applications technologiques
2.4 La limite superparamagnétique
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Chapitre1
0110001
Introduction
Le magnétisme est le domaine de la physique où on étudie les propriétés magnétiques, dues
aux moments magnétiques des particules qui constituent la matière. Dans ce domaine, l’étude est
très analogue à l’électrostatique, mais contrairement à l’électrostatique, en magnétisme il n’existe
pas de charges magnétiques, c’est-à-dire de monopole magnétique. Toute la matière est formée
d’atomes, composés de noyaux autour desquels gravitent des électrons. Le comportement de ces
atomes sous l’effet d’un champ magnétique appliqué est traduit par un mouvement supplémentaire
des électrons. Ce dernier crée un moment magnétique induit, qui s’oppose au champ appliqué,
s’ensuit alors une susceptibilité négative. Ce phénomène est appelé diamagnétisme. Toute la matière
est donc diamagnétique. Cependant, le moment magnétique induit est très faible, et n’est mesuré que
pour certaines substances comme les gaz rares monoatomiques, la plupart des gaz polyatomiques,
les solides ioniques, les substances formées par liaison covalente. Mais dans les corps
paramagnétiques, les atomes possèdent des moments magnétiques permanents, orientés
aléatoirement et donnant une aimantation nulle, qui est le moment magnétique par unité de volume.
Dans ce cas, lorsqu’on applique un champ magnétique, les moments s’orienteront suivant ce champ
et il en résultera une aimantation non nulle, et donc une susceptibilité positive. Ce phénomène se
rencontre dans les atomes, les molécules et les défauts cristallins possédant un nombre impair
d’électrons; les atomes et les ions avec une couche interne incomplète……
Un troisième comportement magnétique très typique est appelé ferromagnétisme.
Dans ce type de corps ferromagnétiques les moments magnétiques sont orientés parallèlement. Il
existe alors une aimantation spontanée même en l’absence d’un champ magnétique appliqué. La
plupart des corps ferromagnétiques sont des métaux tels que les métaux de transition (Co, Fe, Ni) et
leurs alliages.
13
Chapitre1
0110001
Les éléments de transition sont les éléments de la classification périodique qui possèdent des
orbitales d partiellement occupées par des électrons (figure 1.1). Le premier corps ferromagnétique
connu est la magnétite (roche qui a la propriété d’attirer les métaux). La question qui se pose ici :
pourquoi le Co, Ni, Fe,…. et d’autres substances ferromagnétiques n’ont pas cette propriété d’attirer
les métaux? [H. T. Diep-03], [A .Layadi-04] et [C. Kittel-68].
Figure 1.1 : Classification périodique des éléments, les orbitales d des éléments de transition sont à
l’origine des propriétés magnétiques, électriques et optiques de ces éléments et de leurs composés.
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Chapitre1
0110001
1. Propriétés ferromagnétiques
1.1 Champ moléculaire, domaines et parois
Une première tentative d’une analyse quantitative des corps ferromagnétiques a été avancée par
P. Weiss en 1907, et est appelée théorie du champ moyen ou du champ moléculaire. Weiss expliqua
ce phénomène en supposant que les échantillons réels sont composés d’un grand nombre de petites
régions appelées domaines. L’interface ou la région entre deux domaines adjacents est appelée paroi
de domaine à l’intérieur de laquelle l’aimantation locale est saturée. La direction de l’aimantation
n’est pas nécessairement la même dans des domaines différents de telle sorte que le moment
magnétique résultant est nul. Ce postulat de Weiss est démontré en 1931 par F. Bitter, Hamos et
Thiessen. Indépendamment l’un de l’autre, ils découvrent une technique qui permet d’observer
réellement ces domaines. Cette observation a permis aussi de développer l’étude théorique des
domaines par Landau, Lifshitz et Néel. Weiss expliqua aussi l’existence de l’aimantation spontanée
dans les corps ferromagnétiques par l’existence d’un champ moléculaire qui rend tous les moments
magnétiques parallèles. L’ordre de cet énorme champ pour le Fe, le Co et le Ni est respectivement
1500, 2100 et 940 Tesla. Deux types de parois existent, paroi de Néel et paroi de Bloch. Pour les
couches très minces où l’épaisseur de la couche est très petite devant l’épaisseur de la paroi, les
parois de Néel sont plus favorisées. Ce type de paroi est caractérisé par des pôles de spin
apparaissant dans le corps ferromagnétique. Tandis que dans le cas contraire, c’est-à-dire pour des
couches épaisses, les parois de Bloch sont préférées. Ici les pôles apparaissent dans la surface de la
couche. [H. T. Diep-03] [A .Layadi-04] et [C. Kittel-68].
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Chapitre1
0110001
a
b
Parois de domaines: a- Paroi de Bloch, b-Paroi de Néel
Le ferromagnétisme est expliqué par la mécanique quantique. Il a été montré que dans les
corps ferromagnétiques, l’origine du champ qui assure l’alignement des moments magnétiques, est
l’interaction entre les spins des électrons. Cette interaction est appelée interaction d’échange, et est
découverte par Heisenberg.
L’Hamiltonien d’échange est donné par la formule:
𝐻𝐻 = −2𝐽𝐽𝑒𝑒 𝑆𝑆1 𝑆𝑆2
Avec 𝐽𝐽𝑒𝑒 l’interaction d’échange entre deux
R
R
atomes 1 et 2 de spin total 𝑆𝑆1 et 𝑆𝑆2 ,
respectivement. Pour le Cobalt, 𝐽𝐽𝑒𝑒 est positif. Effectivement, dans tous les corps
R
R
ferromagnétiques, les spins sont parallèles. Dans le Chrome 𝐽𝐽𝑒𝑒 est négatif, ainsi que pour tous
R
R
les corps dits antiferromagnétiques et qui sont caractérisés par des spins antiparallèles. Il a été
trouvé aussi que J e est positif pour les corps qui possèdent de grandes distances interatomiques
R
R
par rapport au rayon atomique (Co, Fe, Ni, Gd,...), et négatif dans le cas contraire (Cr, Mn,...). Il
existe d’autres configurations moins importantes illustrées dans la figure 1.2.
16
Chapitre1
0110001
Dans les métaux de transition, et particulièrement dans le cas de ceux de la série 3d, l'interaction
d'échange est essentiellement due aux électrons de conduction 3d dont les orbitales se recouvrent
entre sites voisins. Compte tenu du caractère délocalisé des électrons de conduction des métaux de
transition, un modèle de magnétisme itinérant est nécessaire pour décrire le magnétisme. Stoner, en
1938, introduisit un modèle de gaz d'électrons soumis à un champ moléculaire et obéissant au
principe de Pauli. Il montra que l'état ferromagnétique est stable tant que le critère suivant est
satisfait :
J e .N (E F )>1
où Je représente le terme de couplage d’échange répulsif entre électrons des bandes de spins opposés
et N (E F ), la densité d’état locale au niveau de Fermi.
Pour la démonstration de ce critère voir annexe A.
Ferromagnétisme
Spins parallèles
Antiferromagnétisme
Spins antiparallèles
Ferrimagnétisme
Spins parallèles mais avec des
modules différents
Figure 1.2 : Différentes configurations des spins dans les matériaux magnétiques
17
Chapitre1
0110001
1.2 Température de Curie
La température est un paramètre très important qui a une grande influence sur les propriétés
magnétiques. En effet, l’ordre ferromagnétique ou ferrimagnétique disparaît au-dessus d’une
température critique T c appelée température de Curie. L’aimantation spontanée de ces corps
disparaît brutalement au delà de cette température. Pour les alliages, la température de Curie change
avec la concentration des composants. A titre d’exemple, la température T c pour l’alliage Co 50 Pt 50
est de l’ordre de 500˚C alors que pour l’alliage Co 25 Pt 75 , cette température est de l’ordre de 20˚C
[J. PENUELAS-08].
1.3 Cycle d’hystérésis
L’aimantation du matériau ferromagnétique en fonction du champ magnétique extérieur
appliqué présente un cycle d'hystérésis (figure 1.3). L’hystérésis est le cœur du comportement
ferromagnétique. Toutes les applications de moteurs électriques, de transformateurs, de
l’enregistrement magnétique reposent massivement sur l’aspect particulier de l’hystérésis. En plus
de ça, selon la forme du cycle d’hystérésis, il existe deux types de matériaux ferromagnétiques,
matériaux doux (soft materials) caractérisés par un cycle d’hystérésis étroit donc un faible champ
coercitif, et matériaux durs (hard materials) dont le cycle d’hystérésis est étendu et le champ
coercitif grand.
1.4 La coercivité
Le champ coercitif H C est défini comme le champ magnétique nécessaire pour annuler
l’aimantation (figure 1.3) ou, en d’autres termes, c’est le champ qui réduit l’aimantation de la
rémanence vers zéro. La coercivité est une propriété extrinsèque. Elle est fortement influencée par
les propriétés microstructurales de la couche telles que la taille et la forme des grains, la composition
et la texture. Ces propriétés sont directement liées aux conditions de préparation.
18
Chapitre1
0110001
Figure 1.3 : Courbe d'hystérésis typique de l'aimantation en fonction du champ magnétique avec la
définition des principales grandeurs la caractérisant: l'aimantation rémanente (M r ), le champ
coercitif (H c ) et de saturation (H s ).
1.5 Anisotropie magnétique
L’anisotropie magnétique d’un matériau traduit le fait que son énergie libre dépend de la
forme du matériau et de l’orientation de son aimantation par rapport à ses axes cristallographiques.
L’orientation pour laquelle cette énergie libre est minimale (maximale) correspond à un axe de
facile (difficile) aimantation. Il est nécessaire de connaitre l'anisotropie magnétique pour le bon
fonctionnement d'un dispositif. Il est donc important de passer en revue les différentes sources
d'anisotropie pouvant exister en couches minces, et de souligner les différences par rapport aux
matériaux massifs. Cette anisotropie peut avoir différentes origines :
1.5.1 Anisotropie magnétocristalline
L’anisotropie magnétocristalline représente l’orientation préférentielle de l’aimantation par
rapport aux axes cristallographiques. Elle trouve son origine dans le couplage spin-orbite. Pour faire
19
Chapitre1
0110001
prendre à l’aimantation une direction différente de la direction privilégiée, il faut donc fournir une
certaine énergie, appelée énergie magnétocristalline.
On
distingue
deux
types
d’anisotropie
magnétocristalline:
les
anisotropies
magnétocristallines cubique et uniaxe.
Dans l’anisotropie magnétocristalline uniaxe un seul axe représente une direction facile. C’est le cas
du cobalt (structure hexagonale), l’axe c [0001] est une direction facile tandis que l’axe [1010] est
une direction difficile.
L’énergie d’anisotropie magnétocristalline peut s’écrire :
𝐸𝐸 = 𝐾𝐾1 𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠2 𝜃𝜃 + 𝐾𝐾2 𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠4 𝜃𝜃
Pour le Co à température ambiante :
𝐾𝐾1 = 4,1 x 105 Jm-3 et 𝐾𝐾2 = 1,0 x 105 Jm-3.
Avec 𝜃𝜃 l’angle que fait l’aimantation ��⃗
𝑴𝑴 avec l’axe d’anisotropie, 𝐾𝐾1 et 𝐾𝐾2 les constantes
d’anisotropie [A.H.Morrish-80]
1.5.2 Anisotropie de forme
L’origine de cette anisotropie est l’interaction dipolaire entre deux moments magnétiques.
𝑚𝑚
��⃗𝑖𝑖 et 𝑚𝑚
��⃗𝑗𝑗 , typiquement deux spins contenus dans le film :
𝐸𝐸𝑖𝑖,𝑗𝑗 =
𝑚𝑚
��⃗𝑖𝑖 𝑚𝑚
��⃗𝑗𝑗 3�𝑚𝑚
��⃗𝑖𝑖 𝑟𝑟⃗𝑗𝑗 ,𝑗𝑗 �(𝑚𝑚
��⃗𝑖𝑖 𝑟𝑟⃗𝑗𝑗 ,𝑗𝑗 )
−
𝑟𝑟𝑖𝑖,𝑗𝑗 3
𝑟𝑟𝑖𝑖,𝑗𝑗 5
Dans le cas d’un film mince, l’énergie dipolaire est minimale lorsque l’aimantation est parallèle à la
surface à cause de la présence du champ démagnétisant (𝑯𝑯𝒅𝒅 ) à l’intérieur du système et qui est
responsable de l’énergie magnétostatique. Ce dernier tend donc à ramener l’aimantation ��⃗
𝑴𝑴 dans le
plan du film. Cette anisotropie est sensible à la morphologie des dépôts, c’est pourquoi elle est très
souvent appelée anisotropie de forme. L’énergie d’anisotropie de forme est donnée par
1
𝐸𝐸𝑑𝑑 = − 2 𝐻𝐻𝑑𝑑 𝑀𝑀.
20
Chapitre1
0110001
1.5.3 Anisotropie de surface
L’origine de l’anisotropie de surface est liée au comportement des atomes en surface. Cette
anisotropie n’est importante que dans les couches ultraminces où le nombre d’atomes en surface
constitue une partie importante du nombre total d’atomes.
L’énergie d’anisotropie de surface peut s’écrire
Es =
2K s
𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠2 θ
t
où 𝐾𝐾𝑠𝑠 est la constante d’anisotropie de surface, t l’épaisseur de la couche mince et 𝜃𝜃 l’angle
entre l’aimantation ��⃗
𝑴𝑴 et l’axe d’anisotropie.
1.5.4 Anisotropie magnétoélastique
Lorsqu’un matériau ferromagnétique est soumis à une tension ou à une compression, sa
courbe d’aimantation est modifiée. Ainsi, tout changement de direction de l’aimantation spontanée
met en jeu une énergie élastique, appelée énergie d’anisotropie magnétoélastique ou
magnétostriction. Ce type d’anisotropie est également lié au couplage spin-orbite.
1.5.5 Anisotropie d’échange
Lorsqu’on dépose une couche antiferromagnétique sur une couche ferromagnétique AF/F,
une anisotropie d’échange prend naissance à l’interface. Cette anisotropie a été observée pour la
première fois par Meiklejohn et Bean sur des particules de cobalt (couplage ferromagnétique)
oxydées en surface en CoO (couplage antiferromagnétique) [W.H. Meiklejohn-57]. Les systèmes
F/AF sont caractérisés par une courbe d’hystérésis décalée suivant le champ appliqué. Le décalage
du cycle d’hystérésis d’un côté ou de l’autre de l’axe de l’aimantation (à l’interface d’une couche
ferromagnétique et une couche antiferromagnétique) a été interprété comme un effet de surface. Par
la suite, Mauri et al. ont interprété l’anisotropie d’échange par la nucléation d’une paroi dans
21
Chapitre1
0110001
l’antiferromagnétique. Ainsi, l'anisotropie d'échange peut être due à la compétition entre une énergie
d’interface et une énergie de paroi [D. Mauri-87].
1.6 Mécanismes de renversement de l’aimantation
Le processus de retournement d’aimantation est lié aux mouvements des parois du matériau
ferromagnétique soumis à un champ magnétique extérieur croissant. Son principe est la base de
l’hystérésis. Le modèle le plus simple de renversement de l’aimantation est le modèle de rotation
cohérente ou uniforme (figure 1.4.a). Il a été proposé en 1948 par E.C. Stoner et E.P. Wohlfarth.
D’autres modèles sont proposés telles les rotations incohérentes en mode flambage « buckling » et
rotations incohérentes en mode enroulement « curling » (figure 1.4.b et c).
cc
a
b
Figure1.4 : Différents mécanismes de renversement de l’aimantation
a- Rotation cohérente b- Rotation incohérente en mode flambage « buckling »
c-Rotation incohérente en mode enroulement « curling »
22
Chapitre1
0110001
2. Le système CoCr
2.1 Comportement électronique et magnétique
Le cobalt (Co) et le chrome (Cr) sont deux métaux de transition. Dans les deux métaux, la
couche électronique du Co (3d ([Ar]3d74s2) et du Cr ([Ar ]3d54s1) est externe, les électrons portant
le magnétisme ont donc un certain degré de délocalisation. Néanmoins, le Co a un comportement
ferromagnétique tandis que celui du Cr est antiferromagnétique. Le système binaire CoCr présente
donc un grand intérêt du point du vue magnétique, car il est le siège d’une coexistence de deux types
de magnétisme. La relation entre le moment magnétique et la composition (dans les systèmes
binaires) est couramment illustrée par la célèbre courbe de Slater-Pauling (figure 1.5).
Figure 1.5 : Courbe de Slater-Pauling [P. Mohn-06].
23
Chapitre1
0110001
La courbe du Slater-Pauling (PS) montre deux branches distinctes l’une avec une pente+1 et l’autre
avec une pente -1. Dans la région de pente positive on trouve les systèmes faiblement
ferromagnétiques (le cas de l’alliage CoCr) et dans la région où la pente est négative on trouve les
systèmes fortement ferromagnétiques.
2.2 Diagrammes de phase
Le Co et le Cr sont deux composants des médias actuels dans le disque dur. Le diagramme
de phase binaire de l’alliage Co-Cr a été étudié par beaucoup de chercheurs, et l’un des plus
complets est celui qui a été publié par Ishida et Nishizawa en 1990[K.H.J.Buschow-98].
En raison d’applications technologiques des couches minces de CoCr en tant que milieu pour
l'enregistrement magnétique, le domaine le plus intéressant du diagramme de phase s’étend de la
température ambiante jusqu’à1000 °C et cela pour une de teneur en Cr inférieure à 35 at.% (Cf.
figure 1.6). Dans cette partie du diagramme deux phases sont présentes,
α - c.f.c et ε –h.c.p.
Dans cette gamme de température et de concentration, il peut y avoir deux phases, une avec une
composition riche en Co ferromagnétique et l'autre avec une teneur riche en Cr paramagnétique.
24
Chapitre1
0110001
Figure 1.6 : Diagramme d'équilibre de Co-Cr avec les phases: L - liquide; αCo - c.f.c ; εCo-h.c.p;
Cr - b.c.c, et σ- phase intermétallique (Ishida et Nishizawa 1990).
2.3. Applications technologiques
L’une des applications majeures des couches minces ferromagnétiques est l’enregistrement
magnétique des informations. Les informations sont très diverses (images, sons, vidéos,
programmes…) mais le principe du stockage magnétique reste le même. En effet, quelle que soit
l’information à stocker ou à lire, il faut la transformer en signal électrique puis en signal magnétique
et inversement. Généralement, un milieu d’enregistrement magnétique est constitué d’un substrat
(verre, aluminium, polyester…) sur lequel est déposée la couche magnétique (magnetic layer). Entre
le substrat et la couche magnétique on trouve une couche de transition dénommée couche
intermédiaire (underlayer), et finalement une couche couverture de protection plus un lubrifiant
(figure 1.7) [K.H.J.Buschow-98]. Dans les disques durs actuels, l’information est codée dans de
25
Chapitre1
0110001
petits éléments de surface dénommés bits. Les bits sont constitués de grains magnétiques dont
l'aimantation peut prendre deux orientations opposées dans le plan du film mince (d’où le nom
d’enregistrement magnétique longitudinal(LMR)). Le signal magnétique est ainsi décrit à l’aide
d’un code binaire 0 ou 1. Il suffit d'avoir deux types d'aimantation du matériau magnétique bien
distincts, l'un correspondant au 1 et l'autre au 0. Le bit est un paramètre important qui caractérise les
performances d'une mémoire. La surface du bit détermine la capacité de stockage d’une part, et,
d'autre part, le temps d'accès nécessaire à la lecture ou à l'écriture d'une information sur le support.
Le principe est illustré sur la figure 1.8. Typiquement, les grains de media conventionnel sont de
l’ordre de 5 à 15 nm.
Figure 1.7 : Configuration typique d'un milieu d’enregistrement en couche mince commercial.
26
Chapitre1
0110001
Figure 1.8 : Principe du stockage magnétique longitudinal
2.4 La limite superparamagnétique
Nos PC réclament toujours plus d'espace de stockage. En effet, on a toujours besoin de
logiciels plus volumineux, de fichiers à enregistrer plus nombreux (images, musiques, vidéos...).
Seulement, le stockage magnétique longitudinal limite cette possibilité. En effet, l’augmentation de
la densité du stockage nécessite une réduction de la taille des particules magnétiques qui servent à
coder les données binaires (les 0 et les 1). [S. Khizroev-05].
Pour un grain individuel, la barrière des énergies qui sépare deux bits (l’énergie d'anisotropie
magnétique nécessaire pour renverser la direction de l’aimantation d'un grain) est donnée par 𝐾𝐾𝑢𝑢 𝑉𝑉,
avec 𝐾𝐾𝑢𝑢 l'énergie d'anisotropie magnétique par unité de volume et 𝑉𝑉 le volume du grain, bien sûr.
R
Selon la Physique Statistique, il y a une probabilité pour que le grain renverse son moment
27
Chapitre1
0110001
magnétique en raison des fluctuations thermiques 𝐾𝐾𝐵𝐵 𝑇𝑇, avec 𝐾𝐾𝐵𝐵 la constante de Boltzmann, et 𝑇𝑇 la
température. Au delà d’une certaine taille des grains, les deux énergies deviennent comparables,
alors les bits ne sont plus stables et l’information risque d’être perdue: c’est la limite
superparamagnétique (figure 1.9). Typiquement, pour une bonne stabilité des bits d’enregistrement,
il faut que le rapport 𝐾𝐾𝑢𝑢 𝑉𝑉/ 𝐾𝐾𝐵𝐵 𝑇𝑇 soit plus grand que 40. Ce nombre est appelé nombre magique.
𝐾𝐾𝑢𝑢 𝑉𝑉
𝑘𝑘 𝐵𝐵 𝑇𝑇
≥ 40 ⇒ 𝑉𝑉 ≥
40𝑘𝑘 𝐵𝐵 𝑇𝑇
𝐾𝐾𝑢𝑢
Ce qui donne à peu près
𝑎𝑎 ∽
1
�𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 é 𝑑𝑑𝑑𝑑
𝑏𝑏𝑏𝑏𝑏𝑏𝑏𝑏 /𝑖𝑖𝑖𝑖 2
⇒
3
40𝑘𝑘 𝐵𝐵 𝑇𝑇
𝑎𝑎𝑚𝑚𝑚𝑚𝑚𝑚 ≅ �
𝐾𝐾𝑢𝑢
𝑎𝑎 est la valeur moyenne de la taille du grain.
Plusieurs solutions sont envisagées pour résoudre ce problème. Parmi ces solutions,
l’enregistrement magnétique perpendiculaire. Dans ce cas, l’aimantation est perpendiculaire à la
surface du film magnétique et les moments sont plus stables que dans la configuration longitudinale
où les pôles nord– nord ou sud-sud sont en contact. Le principe est proposé pour la première par le
Professeur Shun-Ichi Iwasaki en 1977, mais l’idée est mentionnée bien auparavant à l’université de
Berkeley (Californie) en 1940. Le principe de stockage reste globalement identique à celui de
l’enregistrement longitudinal: lorsque le système de contrôle du disque dur reçoit l'ordre
d'enregistrer des données, il envoie un courant électrique vers la tête. Ce courant génère un champ
magnétique qui « pénètre » dans le plateau pour atteindre l'une des couches qui le recouvre. Dans la
figure 1.10 on présente une comparaison entre la stabilité des spins dans les deux configurations
perpendiculaire et longitudinale.
28
Chapitre1
Généralité sur le magnétisme
0110001
𝐾𝐾𝐵𝐵 𝑇𝑇
≈
𝐾𝐾𝑢𝑢 𝑉𝑉
Figure 1.9 : La limite superparamagnétique
Configuration
Perpendiculaire
Configuration
Longitudinale
S
N N
N
S
S
N
S
Configuration des
moments plus stable
Figure 1.10 : Comparaison entre la configuration longitudinale et perpendiculaire des
moments magnétiques.
29
Chapitre1
Généralité sur le magnétisme
0110001
[A.H.Morrish-80] A.H.Morrish, The Physical Principles of Magnetism, R.E.Krieger Publishing
Company, Huntington, New York, 1980.
[A. Layadi-04] A. Layadi, Introduction au magnétisme, Alger, 2004.
[C. Kittel-68] C. Kittel, Introduction to solid state physics, New York, 1968.
[D. Mauri-87] D. Mauri et al. J. Appl. Phys 62, 3047(1987).
[E. L. Wolf-04] E. L. Wolf, Nanophysics and Nanotechnology, Wiley-VCH, 2004.
[H. T. Diep-03] H. T. Diep, Physique de la matière condensée, Dunod, Paris, 2003.
[J. PENUELAS-08] J. PENUELAS, Thèse de Doctorat de l’Université d’Orléans, 2008.
[K.H.J.Buschow-98] K.H.J.Buschow, Hand book of magnetic materials, Volume 11, Elsevier,
Amsterdam, 1998.
[K. H. J. Buschow-04] K. H. J. Buschow, F. R. De Boer, Physics of Magnetism and Magnetic
materials, New York, 2004.
[P. Averbuch] P. Averbuch, Structure électronique des solides, Grenoble, 2008
[P. Bruno-89] P. Bruno, Thèse de Doctorat de l’Université de Paris-Sud, 1989.
[P. Mohn-06] P. Mohn, Magnetism in the solid state, New York, 2006
[R. Feynman-63] R. Feynman, Lectures on Physics, volumes 1, 2, 3, California, 1963.
[S. Khizroev-05] S. Khizroev, and D. Litvinov, Perpendicular Magnetic Recording, U.S.A, 2005.
[S.Iwasaki-77] S.Iwasaki, Y. Nakamura, IEEE Trans. Mag., Vol. MAG-13, No. 5, pp.1276, 1977.
[W. Benenson-02] W. Benenson, J. W. Hariss, H. Stocker, H. Lutz, Handbook of physics, New
York, 2002.
[W.H. Meiklejohn-57] W.H. Meiklejohn and C.P. Bean, Phys.Rev.105, n°3, 904(1957)
30
Chapitre 2
Techniques expérimentales
0110010
“If you know where it is, you don’t know where it’s going,” or
“If you know where it’s going, you don’t know where it is”
Heisenberg
Chapitre 2
31
Chapitre 2
0110010
Chapitre 2 : Techniques expérimentales
A/Technique d’élaboration
1. Elaboration des échantillons par évaporation thermique sous vide
2. Traitement thermique par recuit sous vide
2.1. Introduction et définition
2.2. Mécanisme de recuit
2.3. Effets causés par les traitements thermiques
2.4 Technique de recuit
B/Techniques de caractérisations
1. Introduction
2. Spectroscopie par Rétrodiffusion de Rutherford (RBS)
2.1. Principe
2.2. Cinématique de la RBS
3. La diffraction des rayons X (DRX)
3.1. Le diffractomètre Siemens D500
3.2. Mesure de l’orientation normale « Rocking curve »(RC)
4. Microscope à force atomique AFM
5. Magnétomètre à Gradient de Champ Alternatif (AGFM)
Conclusion
32
Chapitre 2
0110010
A/Technique d’élaboration
1. Elaboration des échantillons par évaporation thermique sous vide
Le dépôt des couches minces est obtenu soit par dépôt physique en phase vapeur (PVD) telles
que l'évaporation ou la pulvérisation, soit par dépôt chimique (CVD), comme l’électrodéposition. Dans
ce travail on a élaboré sous vide des couches minces par la méthode d’évaporation par effet Joule.
Le principe de l’évaporation thermique est la condensation de la vapeur du matériau à déposer sur le
substrat à recouvrir. Généralement, un évaporateur à vide est constitué de trois parties: la chambre de
travail, le groupe de pompage et le système d’alimentation.
La chambre de travail de notre évaporateur est un cylindre ou cloche démontable, en verre, et
qui repose sur une platine munie d’un joint de caoutchouc circulaire et graissé (par de la graisse à vide)
assurant l’étanchéité. Dans cette chambre on trouve le creuset, l’élément qui porte le matériau à
évaporer [I. Djouada-07]. Il est souhaitable que le matériau à évaporer mouille la surface du creuset
pour avoir un bon contact thermique. Il faut noter aussi que le matériau du creuset ne doit pas avoir
une température de fusion plus basse que celle du matériau à évaporer, il doit aussi avoir une bonne
conductivité électrique. Les creusets les plus courants sont à base de tungstène (W), de molybdène
(Mo), d’aluminium (Al), d’alumine (Al 2 O 3 ) [H. J. Mathieu-03]. Les matériaux à recouvrir (silicium
et verre) sont placés sur un plateau métallique, appelé le porte-substrat. Une autre tôle métallique
placée au-dessous du porte-substrat, nommé cache, est fixée au bras mobile qui permet sa
manipulation de l’extérieur. Le cache est utilisé pour masquer le substrat au cours du dégazage (figure
2.1).
L’évaporation du matériau nécessite un vide poussé. Ce vide est assuré par un système de
pompage qui comporte deux pompes montées en série pour pomper l’air de la cloche vers l’extérieur,
l’une assure un vide primaire entre 10-2 et 10-3 mbar et l’autre un vide secondaire entre 10-3et 10-7mbar.
Dans notre évaporateur, la pompe primaire est une pompe à palettes. Le vide secondaire est assuré par
une pompe à diffusion d’huile, où une huile est chauffée en bas de la pompe, ce qui entraîne son
33
Chapitre 2
0110010
évaporation. Cette huile se condense sur les parois refroidies par l’eau, et redescend ensuite en
emmenant avec elle quelques molécules de gaz résiduels, les molécules de gaz piégées et portées par
l’huile sont pompées vers l’extérieur par la pompe primaire. Il va sans dire que la pompe secondaire ne
peut fonctionner que si la cloche est amenée à un vide primaire. Les vides primaire et secondaire sont
respectivement contrôlés par une jauge Pirani et une jauge Penning. Le système d’alimentation dans
notre évaporateur assure le chauffage du creuset par effet Joule, les connexions électriques se faisant
en raccordant leurs extrémités à des serre-fils massifs en cuivre. [G. K. White-79], [C. R. Brundle92], [W. Umrath-98], [E. S. Machlin-05], [I. Djouada-07].
Porte substrat
Cache
Alimentation
Electrique
Creuset
Figure 2.1 : Schéma du montage de
Pompe
secondaire
l’évaporateur sous vide.
Jauges
Pompe primaire
34
Chapitre 2
0110010
2. Traitement thermique par recuit sous vide
2.1. Introduction
Durant l’élaboration des échantillons, et particulièrement les alliages, il y a toujours une
possibilité d’apparition d’éléments étrangers et de défauts cristallins, surtout des lacunes. L’ampleur de
l’apparition de ces défauts diffère d’une méthode d’élaboration à une autre. Les traitements thermiques
donnent une possibilité d’évolution structurale et une amélioration des propriétés des matériaux et des
alliages pour leur emploi. Les grandes classes de traitements thermiques sont les Trempes, Revenus,
Traitements thermochimiques, Traitements thermomécaniques et le Recuit. Dans notre travail, nos
échantillons ont été traités par recuit thermique sous vide.
Le recuit est une technique consistant à chauffer un matériau, c’est-a-dire l’action de remettre
au feu, et à le refroidir dans certaines conditions. Lors du refroidissement, les atomes de la matière
s'organisent entre eux de manière à ce que les configurations de plus faible niveau d'énergie, c’est-àdire les plus stables, soient privilégiées. Tant que le niveau d'énergie totale du matériau (sa chaleur)
reste élevé, les atomes peuvent trouver de l'énergie pour changer de configuration et il s’ensuit une
évolution vers des états d’équilibre structural. Les propriétés électriques et surtout magnétiques sont
les plus influencées par la structure des métaux et alliages. Pour cette raison le recuit est le plus utilisé
pour améliorer les propriétés magnétiques d’une couche mince [P. Poupeau-08 ].
2.2. Mécanisme de recuit
Un recuit se réalise par chauffage à une vitesse choisie, avec éventuellement des paliers de
température progressifs jusqu’à une température déterminée en fonction du but recherché. La
température de recuit étant atteinte, on effectue alors un maintien isotherme, pendant un certain temps.
Le cycle du chauffage des échantillons est un procédé qui comprend:
1- Un chauffage jusqu'à une température dite de recuit.
2- Un maintien isotherme à la température de recuit.
3- Un refroidissement lent, généralement à l'air (la vitesse de refroidissement doit être inférieure à la
vitesse de recuit, voir figure 2.2.
35
Chapitre 2
0110010
Figure 2.2: Le cycle thermique d'un recuit
Tr : Température de recuit.
tc : Temps de chauffage.
tm : Temps de maintien.
tr : Temps de refroidissement
2.3. Effets causés par les traitements thermiques
Les traitements thermiques, destinés à améliorer les propriétés des alliages, peuvent causer
néanmoins quelques défauts indésirables. On cite ici quelques effets :
-
Distorsions et contraintes résiduelles dues aux gradients thermiques: si les gradients de
température sont élevés, les contraintes peuvent devenir suffisamment importantes pour provoquer
des déformations plastiques irréversibles. Pour éviter cela, il est nécessaire de chauffer ou de
refroidir le plus lentement possible.
-
Variations volumiques et superficielles: variations de volume entre les différentes phases,
oxydation lors du chauffage à l’air... D’où la nécessité du vide durant le recuit….
-
Modifications structurales indésirables: il faut bien choisir les conditions du recuit.
Difficulté de modéliser le recuit : il est extrêmement difficile, dans l’état actuel, de traiter
théoriquement le recuit, c’est-à-dire qu’il n’existe pas d’équations générales de base, simples, qui
modélisent le phénomène de recuit. Il y a, en effet, trop de paramètres, trop de mécanismes et trop
de conditions qui font intervenir de multiples propriétés, pour que le problème puisse se traiter de
façon simple.
36
Chapitre 2
0110010
-
Difficultés de la précision des conditions de traitement thermique: puisque les évolutions
structurales au cours des traitements dépendent d’un nombre considérable de paramètres, le choix
des conditions de traitement thermique est souvent difficile à déterminer a priori.
2.4 Technique de recuit
Le recuit de nos échantillons a été réalisé avec un dispositif qui se compose d’une pompe à vide
(vide secondaire pour éviter l’oxydation), d’un four tubulaire et d’un thermocouple.
L’échantillon à recuire est déposé dans un tube en quartz dans lequel se trouve également un
thermocouple. Une fois l’échantillon mis en place, le vide est réalisé grâce au groupe de pompage, le
même que celui utilisé dans la technique d’évaporation. Celui-ci permet de descendre à une pression
d’environ 10-7 mbar. Le tube contenant l’échantillon est ensuite introduit dans le four à la bonne
température de recuit, contrôlée grâce à un thermocouple (figure 2.3).
Figure 2.3: Montage de recuit sous vide
37
Chapitre 2
0110010
B/Techniques de caractérisations
1. Introduction
L’utilisation de nanoparticules dans nombre de réalisations technologiques modernes, oblige à
développer de nouveaux outils de caractérisations autres que les conventionnelles. Pour la
microscopie, la taille nanométrique des composés a donné naissance à des microscopes à sonde locale.
Dans ce cadre, on se trouvait enfin capable de visualiser des atomes et des molécules uniques déposées
sur une surface. Ces microscopes peuvent arracher un atome sur une surface et le repositionner un peu
plus loin. Des molécules organiques peuvent être délicatement poussées pour être correctement
positionnées sur un dispositif plus complexe. Grâce à ces dispositifs, on arrive à manipuler les atomes.
C’est l’approche qui est actuellement appelée bottom-up ou approche du bas vers le haut. Pour
caractériser un échantillon ou un objet, il faut interagir avec les atomes qui le constituent et recevoir
les informations qui en proviennent. Les techniques utilisables peuvent être globalement réparties en
trois familles: celles qui étudient un signal émis par l’objet (microscope à effet tunnel STM), celles qui
envoient un signal sur l’objet et étudient le signal que celui-ci réémet (microscopies optiques,
électroniques, diffraction des rayons X(DRX), rétrodiffusion de Rutherford (RBS) …), et enfin les
techniques qui mettent l’instrument en contact direct avec l’objet en mesurant une force d’interaction
entre une sonde et l’objet lui-même (les microscopies à force atomique AFM, et à force magnétique
MFM).
2. Spectroscopie par Rétrodiffusion de Rutherford (RBS)
2.1. Principe
La Spectroscopie par Rétrodiffusion de Rutherford (RBS) entre dans le thème de l'Analyse par
Faisceaux d'Ions. Le principe consiste à projeter des ions à l'aide d'un accélérateur de particules, sur
l'échantillon que l'on souhaite analyser, et d'étudier les rayonnements émis ou réémis en retour par
l'échantillon. L’accélérateur utilisé est un accélérateur linéaire, les mesures effectuées lors de notre
expérience ont été réalisées avec un faisceau émergeant dans une chambre à vide - pour améliorer la
qualité des mesures - où ont été placés les échantillons (figure 2.4). Lorsqu’un faisceau d’ions légers
38
Chapitre 2
0110010
(proton, Hélium3, particules alpha) entre en collision avec un atome cible, différentes interactions
peuvent avoir lieu. On peut avoir soit un choc noyau incident-noyau cible, soit un choc de type noyau
incident-nuage électronique de l'atome cible. Dans le premier cas, si les chocs sont élastiques avec
rétrodiffusion du noyau incident, c’est le principe de la technique RBS. Si le noyau cible est plus léger
que le projectile, il s’agira de
«
Elastic Recoil Detection Analyse» (ERDA).
inélastiques, cela correspond à une réaction nucléaire entre les deux noyaux
Si les chocs sont
«
Nuclear Reaction
Analysis »(NRA) avec production de rayonnement gamma « Proton Induced Gamma-ray Emission »
(PIGE). Dans le second cas, c’est-à-dire un choc de type noyau incident-nuage électronique de
l'atome cible, on aura une ionisation de l'atome cible par le noyau incident ; dans ce cas, le noyau
incident va arracher un électron de l'atome cible d’une couche profonde K ou L, il se produira alors
une réorganisation au sein des couches électroniques produisant des rayonnements X « Proton Induced
X-ray Emission »(PIXE). [M. Ohring-92] et [H. Oubensaid-06].
Source de particules
Détecteur
ө
Accélérateur de particules
4
He++
Porte échantillon
Système de
réglage des
angles
Pompe à vide
Figure 2.4 : Schéma de principe de la RBS.
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Chapitre 2
0110010
2.2 Cinématique de la RBS
L'analyse par RBS consiste à mesurer, à l'aide d'un détecteur, l'énergie des particules rétrodiffusées
par la cible. Lors d'un choc élastique d'un noyau incident léger avec un noyau lourd, l'énergie de la
particule incidente rétrodiffusée se calcule de la manière suivante:
𝐸𝐸𝑅𝑅𝑅𝑅𝑅𝑅 = 𝐾𝐾(𝑚𝑚1 , 𝑚𝑚2 , 𝜃𝜃)𝐸𝐸0
avec 𝐸𝐸0 l'énergie de la particule incidente. Le facteur cinématique 𝐾𝐾 dépend de la masse m 1 de la
R
particule incidente, de l'angle 𝜃𝜃 de rétrodiffusion et de la masse m 2 de la particule cible. Connaissant
R
𝑚𝑚1 et 𝜃𝜃 (déterminé par la position du détecteur), on peut déterminer 𝑚𝑚2 , c'est-à-dire la masse de la
R
particule cible. Le profil du spectre que l'on obtiendra dépendra de l'épaisseur de l'échantillon, des
différentes couches d'éléments atomiques ainsi que de la composition chimique des couches.
Selon la composition du matériau (renfermant un ou plusieurs éléments (figure 2.5)):
1- Si l’échantillon contient un seul élément de masse 𝑀𝑀, une particule incidente de masse m et
d’énergie E 0, aura une énergie E 1 après sa rétrodiffusion par les atomes de l’échantillon, dans une
direction 𝜃𝜃 par rapport à la direction initiale. L’énergie est réduite à 𝐾𝐾𝐸𝐸0 , 𝐾𝐾 est dit facteur cinématique
R
de la rétrodiffusion, et est définit comme étant le rapport entre l’énergie avant et après la collision.
C’est-à-dire:
E1 = KE0
1
mcos θ+(M 2 −m 2 sin 2 θ)2
K=�
avec
M+m
2
�
Les particules rétrodiffusées dans une direction θ forment sur le spectre un seul pic étroit d’énergie
𝐾𝐾𝐾𝐾 0 [L.C. Feldman-86]
R
2- Si l’échantillon est composé de deux éléments 𝐴𝐴 et 𝐵𝐵, de masses 𝑀𝑀𝐴𝐴 et 𝑀𝑀𝐵𝐵 respectivement, les
R
particules rétrodiffusées forment sur le spectre deux pics correspondants aux énergies 𝐾𝐾𝐴𝐴 𝐸𝐸0 et 𝐾𝐾𝐵𝐵 𝐸𝐸0 .
C’est-à-dire que l’énergie des particules rétrodiffusées est donnée par 𝐸𝐸1𝐴𝐴 = 𝐾𝐾𝐴𝐴 𝐸𝐸0 après diffusion sur
les noyaux de masse 𝑀𝑀𝐴𝐴 , et par 𝐸𝐸1𝐵𝐵 = 𝐾𝐾𝐵𝐵 𝐸𝐸0 après diffusion sur les noyaux de masse 𝑀𝑀𝐵𝐵 . [I.
Djouada-07].
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Chapitre 2
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b
a
𝐸𝐸0
𝐸𝐸 0
𝐾𝐾𝐴𝐴 𝐸𝐸0
𝐸𝐸0
ө
𝐾𝐾𝐵𝐵 𝐸𝐸 0
𝐾𝐾𝐸𝐸0
Figure 2.5 : a-Rétrodiffusion sur un échantillon contenant un seul élément.
b-Rétrodiffusion sur un échantillon contenant deux éléments A et B.
3. La diffraction des rayons X (DRX)
Les propriétés d’un matériau sont conditionnées par la manière de l’arrangement de ses atomes,
c’est-à-dire par sa structure. Si cet arrangement est une répétition triplement périodique, le matériau est
cristallin. Il peut être peu ou bien cristallisé. Au contraire, les matériaux amorphes possèdent une
structure totalement désorganisée. La quasi totalité de la matière solide qui nous entoure est à l’état
cristallisé, d’où l’importance de la connaissance du milieu cristallin et de sa structure. La Diffraction
des Rayons X est une méthode de caractérisation non destructive permettant de déterminer la structure
cristalline, les paramètres cristallographiques, la texture d’un dépôt sur une couche mince.
3.1. Le diffractomètre Siemens D500
Le diffractomètre utilisé au cours de ce travail est de marque Siemens D500. Il est schématisé
sur la figure 2.6. Il utilise l'émission 𝐾𝐾𝛼𝛼 du cobalt 𝐶𝐶𝐶𝐶 (longueur d’onde 0.17889 nm). Nos mesures de
diffraction ont été réalisées dans la configuration Bragg–Brentano en mode (θ, 2θ) classique. Quand
l’échantillon fait un angle 𝜃𝜃(ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) par rapport au faisceau incident, les cristallites dont les plans (ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘)
sont parallèles à la surface vont vérifier la loi de Bragg et la diffraction va s’opérer dans la
direction 2𝜃𝜃(ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘). L’exploration d’une gamme d’angles incidents∆ θ par rapport au substrat donne la
contribution des familles de plans (ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) en condition de Bragg sous l’angle 2∆ θ. Le détecteur placé en
41
Chapitre 2
0110010
2𝜃𝜃 permet de relever l’intensité du rayonnement diffracté par le matériau et de déterminer la position
angulaire pour laquelle un plan vérifie la loi de Bragg. Le résultat est représenté sous la forme d’un
diagramme de diffraction où l’évolution de l’intensité diffractée en fonction de la position angulaire est
donnée.
La loi de Bragg est donnée par :
2𝑑𝑑ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘 𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠𝑠𝜃𝜃ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘 = 𝑛𝑛𝑛𝑛
avec 𝑑𝑑ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘 la distance interréticulaire des plans, 𝜃𝜃ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘 l’angle d’incidence mesuré à partir de ces plans, n
R
un entier naturel, et 𝜆𝜆 la longueur d’onde du faisceau incident. [M. Birkholz-06]
Figure 2.6: Principe du diffractomètre Siemens D500
3.2. Mesure de l’orientation normale « rocking curve »
La rocking curve permet d’étudier l’évaluation de l’orientation des cristaux qui constituent les
couches minces par rapport à la normale à l’interface couche-substrat (figure 2.7). En réalité, les
cristaux ne sont pas constitués de plans cristallins parfaits, ils comportent des domaines légèrement
désorientés les uns par rapport aux autres. Leur désorientation relative est une caractéristique du cristal
à étudier, on parle alors de mosaicité du cristal. Lorsqu’une couche mince polycristalline est irradiée
sous un angle (au voisinage de l’angle de Bragg) permettant qu’une famille de plans (ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) diffracte,
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Chapitre 2
0110010
chaque cristal constitutif de la couche diffracte et contribue à l’intensité de la raie située à l’angle
2𝜃𝜃 (ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) donné par la loi de Bragg [R. Guinebretiere-02]. La sélectivité de la loi de Bragg étant très
élevée, seuls les plans (ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) strictement en position de Bragg diffractent pour une valeur donnée de
l’angle d’incidence. Si l’on fait varier l’angle d’incidence sur une petite plage angulaire, avec la
position du détecteur fixe, d’autres cristaux légèrement désorientés par rapport aux précédents,
diffractent. La largeur de la plage angulaire pour laquelle on observe une intensité diffractée à l’angle
2𝜃𝜃 (ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) traduit directement la désorientation des cristaux constitutifs de la couche. La mesure de la
largeur à mi-hauteur de l’intensité du pic, constitue une mesure en rocking curve et permet d’obtenir
des informations sur la croissance de la couche, la désorientation des cristaux qui constituent la
couche. Donc on peut dire que la rocking curve permet de définir l’intervalle enθ dans laquelle la
diffraction est possible. L’intensité du pic de réflexion et la largeur de la rocking curve dépendent du
nombre de couches. [A. Authier-65] et [C. Cbert-07]. Une valeur très faible de la largeur à mihauteur (FWHM)) de la rocking curve atteste de la bonne qualité du cristal.
Pour les propriétés magnétiques, une mesure rocking curve est très nécessaire pour chaque axe de
croissance, particulièrement durant l’étude de l’anisotropie (l’axe de facile aimantation).
Figure 2.7: Principe de la rocking curve [M. Birkholz-06]
43
Chapitre 2
0110010
3. Microscope à force atomique AFM
Grâce à la question: si la surface peut être imagée par la mesure d’un courant électrique(STM),
pourquoi ne le serait-elle pas par une force ? Binnig et al. en 1985 ont mis au point un microscope à
force atomique (AFM) capable de mesurer de très petites intensités de forces de l’ordre de 1 µN.
L’objectif du microscope AFM est d’obtenir des images de la surface des matériaux. Pour cela, le
principe consiste à mesurer des forces de courte portée (de 10-7 à 10 -11m) exercée par un cantilever sur
la surface. Les forces les plus communément mesurées incluent les forces de Van der Waals, les forces
répulsives, les forces électrostatiques, magnétiques, les forces d’adhésion et les forces de friction.
Cette technique de microscopie à champ proche utilise une pointe (la sonde) qui balaie la surface de
l’échantillon, à une distance de quelques angströms, sous un asservissement contrôlé par des
céramiques piézo-électriques. La pointe très flexible (pour qu'une faible interaction entre la pointe et
l'échantillon puisse être détectée) est montée à l’extrémité d’un microlevier. Les déplacements se font
grâce à une céramique piézoélectrique, et la déflexion du cantilever (microlevier) est suivie à l’aide
d’un faisceau laser réfléchi par le cantilever et détecté par une photodiode (figure 2.8).
Il existe plusieurs modes de fonctionnement:
• Le mode contact: en mode contact, les principales forces entre la pointe et la surface sont des forces
répulsives, à très courte portée et c’est dans ce mode qu’est obtenue la résolution atomique. Deux
modes d’imagerie sont possibles: le mode hauteur (la force - par l’intermédiaire de la déflexion du
cantilever- est maintenue constante par une boucle d’asservissement agissant sur la hauteur de la
pointe, on enregistre les déplacements en z) et le mode force (la hauteur est constante et l’on enregistre
la déflexion du cantilever). Le mode contact est le mode permettant d’obtenir la meilleure résolution
topographique, mais il peut endommager la pointe et l’échantillon.
• Le mode non contact ou tapping: le cantilever oscille sur la surface de l’échantillon à une
fréquence proche de sa fréquence de résonance. L’image hauteur représente la topographie de la
surface (l’amplitude des oscillations est maintenue constante en agissant sur la hauteur de la pointe), et
l’image amplitude représente la variation de la racine carrée de l’amplitude. Toute interaction "X"
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Chapitre 2
0110010
(tunnel, force, photon, capacité, thermique, etc.) mesurable entre la pointe et l'échantillon peut donner
lieu à une forme de microscopie de proximité. Cette interaction peut être:
- photonique: d’où le microscope à champ proche optique (PSTM: Photon Scanning Tunneling
Microscope).
- capacitive: d’où le microscope à balayage capacitif (SCaM: Scanning Capacitance Microscope).
- thermique: d’où le microscope à champ proche thermique (SThM: Scanning Thermal Microscope)
[F. Kreith-99], [Handbook- 01] et [Z. Wang-06].
Figure 2.8: Principe du microscope à force atomique AFM.
4. Magnétomètre à Gradient de Champ Alternatif (AGFM)
Le Magnétomètre à Gradient de Champ Alternatif (Alternating Gradient Field Magnetometer,
AGFM) est un dispositif permettant des mesures de cycles d’hystérésis sur des couches minces. Le
principe de mesure repose sur la détection de l’amplitude d’oscillation d’un échantillon fixé sur une
sonde en quartz qui vibre dans un petit gradient de champ alternatif. L’appareil est doué d’une bonne
sensibilité qui permet de mesurer des aimantations totales pouvant descendre jusqu’à 10-6 emu
(electromagnetic unity). Du fait de sa haute fréquence de résonance (typiquement quelques centaines
de Hz) le temps d’acquisition est réduit à quelques minutes. Les mesures peuvent être faites selon deux
45
Chapitre 2
0110010
configurations possibles, avec le champ magnétique parallèle ou perpendiculaire au plan des couches.
La méthode de mesure est une méthode inductive, tout comme le Magnétomètre à échantillon vibrant
VSM (Vibrating Sample Magnetometer). L’échantillon est fixé sur une tige en quartz (canne de
mesure) reliée à un élément piézoélectrique. Deux champs sont appliqués sur cet échantillon: un
champ statique et un champ alternatif. Le champ alternatif oscille à la fréquence de résonance du
système tige-échantillon (entre 100 Hz et 1 kHz), ce qui crée une force alternative sur l’échantillon,
proportionnelle au produit du moment magnétique de l’échantillon et du gradient du champ. Le
transducteur piézoélectrique convertit l’amplitude des oscillations en un signal électrique proportionnel
au moment magnétique de l’échantillon, lequel signal est analysé par un lock-in. En mesurant ce
signal, et donc le moment magnétique de l’échantillon, pour différents champs statiques, on obtient
bien une courbe d’aimantation. La sensibilité du magnétomètre AGFM est généralement de l’ordre de
10-9 Am² à la température ambiante (figure 2.9). [L. N. Mendome-07].
Figure 2.9: Schéma du magnétomètre AGFM.
46
Chapitre 2
0110010
Conclusion
Nous venons de passer en revue l’ensemble des techniques expérimentales (description des appareils et
principe de fonctionnement) que nous avons utilisées non seulement pour fabriquer nos échantillons
mais également pour les caractériser. Nos échantillons, fabriqués par évaporation thermique sous vide,
ont été analysés par rétrodiffusion de Rutherford(RBS) afin de les quantifier. Ils ont été observés au
microscope à force atomique afin d’évaluer leur état de surface. Des mesures de diffraction des rayons
X ont permis d’obtenir des spectres de diffractions à partir desquels la structure cristalline, la taille des
cristallites, le paramètre de maille, seront déterminés. Des mesures d’aimantation par un magnétomètre
AGFM ont permis d’obtenir des cycles d’hystérésis dans les deux configurations polaire et
longitudinale, et dont le traitement fournira les caractéristiques techniques de nos échantillons.
L’ensemble de ces résultats de mesures sera traité et analysé en détail dans les chapitres suivants.
47
Chapitre 2
0110010
[A. Authier-65] A. Authier, Cristallographie géométrique, Techniques de l’Ingénieur, 1965.
[C. Cbert-07] C. Cbert, Thèse de doctorat de l’Université de Limoges, 2007.
[C. R. Brundle-92] C. R. Brundle, Encyclopedia of materials characterization, Oxford 1992.
[E. S. Machlin-05] E. S. Machlin, Materials science microelectronics, Elsevier, 2005.
[F. Kreith-99] F. Kreith, Mechanical engineering handbook, CRC press CLL, 1999.
[G. K. White-79] G. K. White, Experimental Techniques in low temperature physics, Oxford, 1979.
[Handbook-01] Handbook of Analytical Methods For Materials, Materials Evaluation and
Engineering, Inc, Plymouth, 2001.
[H. J. Mathieu-03] H. J. Mathieu, E. Bergmann, Analyse et technologie des surfaces, Lausanne,
Suisse, 2003.
[H. Oubensaid-06] H. Oubensaid, Thèse de doctorat de l’Université Paris11, 2006.
[L. N. Mendome-07] L. N. Mendome, Thèse de doctorat de l’Université de Reims, 2007.
[M. Birkholz-06] M. Birkholz, Thin films analysis by X- ray scattering, WILEY-VCH, 2006.
[M. Ohring-91] M. Ohring, Materials science of thin films, Tokyo, 1991.
[M. Ohring-92] M. Ohring, Materials science of thin films, Tokyo, 1992.
[O. Geoffroy- 08 ] O. Geoffroy, Physique des matériaux magnétiques, 2008.
[R. E. Smallman-99] R. E. Smallman, R. J. Bishop, Modern Physical Metallurgy and Materials
Engineering, Oxford, 1999.
[R. Guinebretiere-02] R. Guinebretiere, Diffraction des rayons X sur échantillons polycristallins,
Paris, 2002.
[W. Umrath-98] W. Umrath, Fundamentals of vacuum technology, Cologne, 1998.
[Z. Wang-06] Z. Wang, Thèse de Doctorat de l’Université de Reims, 2006.
48
Chapitre3
Choix des conditions d’expérience et propriétés structurales
0110011
The big potential of the very small
Mustapha Essaid
Chapitre 3
Choix des conditions expérimentales et
propriétés structurales
49
Chapitre3
0110011
Chapitre 3 : Choix des conditions expérimentales et propriétés structurales
1. Condition d’élaboration des échantillons
2. Choix des conditions de recuit
3. Détermination des épaisseurs et des concentrations
4. Morphologie des films CoCr
4.1 Croissance des couches minces CoCr sur Si
4.2 Topographies des films CoCr
5. La structure cristallographique
5.1 Conditions expérimentales
5.2 La structure du cobalt et du chrome massifs
5.3 Spectres expérimentaux
5.4 Texture
5.5 Taille des cristallites
5.6 Paramètres de maille
6. Effet de recuit
6.1 Sur la phase cristallographique
6.2 Sur les paramètres de maille
6.3 Sur la taille des cristallites
7. Les mesures de Rocking Curve
Conclusion
50
Chapitre3
0110011
1. Conditions d’élaboration des échantillons
Dans tout travail expérimental, le choix et la précision des conditions d’élaboration
(compositions, température, pression, substrats….) sont essentiels. De ces conditions dépendent
toutes les interprétations physiques des spectres ou des courbes ou encore des images obtenues
par différentes techniques d’analyses, réalisés sur les spécimens à étudier. Comme il a été
souligné dans le deuxième chapitre, nos échantillons ont été réalisés par évaporation sous vide,
par effet Joule, au laboratoire d'Etudes des Surfaces et Interfaces des Matériaux Solides
(LESIMS), du Département de Physique de la Faculté des Sciences de l’Université Ferhat Abbas
de Sétif1.
Nos couches minces ont été évaporées à partir d’une poudre de composition atomique de
70% Co et 30% Cr; et, afin de réduire la teneur en chrome, on a rajouté une petite quantité de Co
à la poudre témoin dans le but d’obtenir une concentration de Cr inférieure à 25%. Cette
condition évite l’obtention des couches de CoCr non magnétique comme il été mentionné dans
les chapitres précédents [K. Hemmes-88], [M. M. Watanabe-96] et [M. Almasi-kashi-02].
Dans l’élaboration des couches minces (petite quantité de matière) les différentes
impuretés de l’environnement du dépôt peuvent être considérées comme des composantes des
films, et fausser ainsi toute analyse rigoureuse, si on néglige le nettoyage de cet environnement
de dépôt. Pour cette raison, l’enceinte et tout ce qu’elle contient (le porte-substrat, le cache, les
tiges de connexion…) ont été nettoyés à l’eau, frottés par du papier verre, puis par nettoyage
chimique à l’éthanol. Certains substrats (lamelle de verre) ont été nettoyés dans un bain
d’éthanol, suivi d’un rinçage à l’eau distillée. Le silicium et la plupart des autres substrats de
verre (Corning glass) sont fournis nettoyés et prêts à l’emploi. Avant de réaliser le vide, nous
avons placé tous les accessoires dans l’enceinte (le porte-substrat, le cache, le creuset). Le
creuset est placé à une distance de 8 cm environ du porte-substrat. A celui-ci sont fixés les
plaques de silicium et de verre sur la surface desquels va se déposer la couche magnétique. Après
quoi, on ferme l’enceinte et on réalise le vide primaire et secondaire (4.10-7 mbar avant le dépôt),
51
Chapitre3
0110011
puis on fait augmenter le courant primaire jusqu’à 10 A, cette valeur du courant assure la
température d’évaporation du Co et du Cr. La pression durant le dépôt est meilleure que
2.10-6 mbar.
Concernant le choix des substrats on a déposé nos films de CoCr sur deux types de
substrats, l’un en silicium Si(100) et l’autre en verre. Le silicium n’a plus de secret pour les
scientifiques que ce soit pour son obtention ou pour ses propriétés en volume. Il y a toute une
technologie concernant ce semi-conducteur dénommée technologie du silicium ; aussi
la
croissance des couches minces sur le silicium est bien maîtrisée. En outre, ce substrat a une
surface vicinale, le dépôt sur ce type de substrat favorise par conséquent la présence d’un axe
unique de facile aimantation. Aussi, pour des raisons économiques, les substrats de silicium sont
moins chers et disponibles par rapport aux autres substrats utilisés dans la technologie du
stockage de l’information (Pt, GaAs, Ru…). Le choix du verre permet d’étudier l’effet d’un
substrat isolant sur les différentes propriétés physiques de nos couches minces.
2. Choix des conditions de recuit
Selon les propriétés désirées, la température et la durée du recuit des alliages à base de
cobalt peuvent varier de quelques degrés à mille degrés et de quelques minutes à des jours
entiers.
Nos films de CoCr déposé sur silicium Si(100) ont subi un recuit à une température de
700°C pendant une heure. Le choix de ces conditions n’est pas dû au hasard. En fait, cette
température est comprise entre la température de Néel et la température de Curie des constituants
initiaux (cobalt et chrome massifs). Les différents oxydes susceptibles d’apparaitre durant
l’élaboration ou durant le recuit des couches minces de CoCr sont CoO, CrO 2 , et Cr 2 O 3 . La
table3.1 représente ces différentes substances avec leur ordre magnétique ainsi que les
températures de Curie et Néel correspondantes. En outre, à cette température de 700°C l’alliage
binaire CoCr cristallise dans la phase hcp (Cf. diagramme de phase, chapitre 2). Le
refroidissement de nos échantillons après la sortie du four s’est fait à l’air libre.
52
Chapitre3
0110011
Substance
Ordre magnétique
Tempéraure de
Température de
Curie T C (K)
Néel T N (K)
Co
Ferromagnétique
1400
----------
CrO 2
Ferromagnétique
380
----------
Cr
Antiferromagnétique
---------
310
CoO
---------
290
Cr 2 O 3
---------
310
Table3.1 : Températures de Curie et de Néel pour différentes substances [W. Benenson-02]
3. Détermination des épaisseurs et des concentrations
Les propriétés structurales (taille des grains, phase, texture..) et
magnétiques
(température de Curie, aimantation à saturation, champ coercitif….) d’un alliage dépendent
étroitement de la composition de ses constituants et de l’épaisseur du film.
Dans ce travail de thèse les concentrations et les épaisseurs de nos couches minces ont
été déterminées par la technique de Spectroscopie par Rétrodiffusion de Rutherford RBS. Les
expériences de la RBS ont été réalisées au Centre de Recherche Nucléaire Algérien (C.R.N.A), à
Alger. Les conditions expérimentales utilisées dans cette technique sont :
-
un faisceau de particules α (4He++), d’incidence normale à la surface de l’échantillon et
d’énergie 2 MeV.
-
l’angle de diffusion est θ=160°.
Deux types de logiciels existent pour simuler les spectres RBS. Des logiciels qui travaillent sous
MSDOS comme le RUMP et d’autres sous Windows comme SIMNRA que nous avons utilisé
pour simuler les spectres d’énergie dans notre travail. Avec ce logiciel on peut même simuler la
quantité de matière évaporée par unité de surface.
53
Chapitre3
0110011
La figure 3.1 représente des exemples de spectres d’énergie obtenus par la technique
(RBS), pour la couche la plus mince de CoCr (t = 17 nm), et la couche la plus épaisse (t = 220
nm) déposées sur Si.
Les analyses obtenues par la technique RBS montrent des spectres formés de deux
régions, une région constituée par des pics intenses correspondant aux différents composants du
film magnétique de CoCr, et une autre région sous forme d’un plateau très large correspondant
au substrat de silicium ou de verre utilisés. Pour la couche mince d’épaisseur 17 nm, le spectre
RBS de l’alliage CoCr présente deux pics bien distincts, un pic intense correspondant au Co, et
un autre pic moins intense correspondant au Cr. Cette différence dans les intensités des pics est
due essentiellement à la différence de la quantité de matière de chaque composant de l’alliage
(1,2 x 1017 atomes/cm2 pour Co et 2,6 x 1016 atomes/cm2 pour Cr). On remarque aussi que les
pics de Co et de Cr sont très proches en raison de la masse atomique proche des deux matériaux.
Lorsque l’épaisseur devient plus grande, ces deux pics distincts commencent à chevaucher au fur
et à mesure que l’épaisseur augmente (non montrée ici), et le chevauchement devient total pour
le film le plus épais (220 nm).
Les largeurs des pics sont proportionnelles aux épaisseurs des échantillons. On constate
aussi que dans les couches épaisses (t = 215 nm et t = 220 nm), les spectres d’énergie sont
décalés un peu vers le haut, ce décalage est dû probablement à la diffusion des atomes de chrome
dans le substrat, selon les spectres simulés par SIMNRA. La simulation des spectres RBS
montre que certaines couches ne sont pas pures et contiennent des impuretés, principalement de
l’oxygène ; ces atomes d’oxygène auraient été incorporés certainement durant le dépôt.
54
Chapitre3
0110011
800
t=17nm
Spectre simulé
Spectre expérimental
Coups
600
400
200
0
800
100
200
300
Canal
400
500
600
Spectre simulé
t=220nm
Spectre expérimental
Coups
600
400
200
200
Canal
400
600
Figure 3.1: Spectres RBS, expérimental et simulé, des films CoCr/Si d’épaisseurs 17 et 220 nm
Les valeurs de différentes épaisseurs des couches minces CoCr et leurs concentrations,
obtenues par simulation des spectres RBS sont données sur la table 3.2.
S1
S2
S3
S4
S5
S6
Epaisseurs (nm)
17
18
44
70
215
220
Cr(at%)
18
18
12
12
15
20
Co(at%)
82
82
88
88
85
80
Table 3.2. Epaisseurs et concentrations de Cr des films de CoCr, obtenues par
simulation des spectres RBS.
55
Chapitre3
0110011
4. Morphologie des films CoCr
La croissance d’un matériau A sur un matériau S n’est pas identique à celle de S sur A.
C’est-à-dire que la surface externe résultante d’un dépôt A sur un substrat S est différente de
celle de S sur A. C’est le mode de croissance qui détermine la topographie d’une surface. Dans le
cas du stockage de l’information à très haute densité, l’état de la surface devient de plus en plus
important, car la distance tête de lecture–media est un facteur principal aussi bien pour l'écriture
que pour la lecture. Un bon état de surface améliore la qualité des couches minces magnétiques.
L’observation de la topographie des films CoCr/Si a été réalisée par microscopie à force
atomique (AFM) au laboratoire des Sciences des procédés et des matériaux (L.S.P.M.) de
l’Institut Galilée de l’Université Paris 13.
4.1. Croissance des couches minces CoCr sur Si
Théoriquement, en se basant sur des considérations purement thermodynamiques, dans la
plupart des procédés conventionnels de dépôt de couches minces tels que l’évaporation sous
vide, trois modes de croissance des films sont considérés, le mode de Volmer Weber, le mode de
Frank Van Der Merwe , et le mode de Stranski Krastanov [C. Cibert-07]. La croissance d’un
film est un problème de mouillage entre l’élément A déposé et le substrat S [Annexe D].
a
b
c
Figure 3.2 : Modes de croissance de film sur substrat : (a) modèle de Frank Van Der Merwe
(b) et modèle de Stranski Krastanov, (c) modèle de Volmer Weber.
.
Une croissance de type Franck Van der Merwe est observée si on dépose un matériau
ayant une énergie de surface plus petite que celle du substrat. Si l’énergie de surface du matériau
déposé est plus grande que celle du substrat, il est possible d’avoir les deux autres types de
croissance. C’est le cas de nos échantillons, l’énergie de surface de cobalt (2,7 J/m2 pour Co cfc,
56
Chapitre3
0110011
2,5 J/m2 pour Co hcp) est plus grande que celle
du silicium Si(100) (1,25 J/m2)
[E. Ooubensaid-06].
Expérimentalement, l’étude de la topographie de nos alliages CoCr par microscopie à
force atomique favorise le modèle de Stranski-Krastanov, comme il est montré sur la figure 3.3,
c’est-à-dire croissance des îlots sur quelques monocouches atomiques recouvrant totalement le
substrat. En principe, ce mode est une combinaison des deux autres modes précédents. Enfin,
notons que le mode de croissance peut être déterminé expérimentalement avec précision en
utilisant la diffraction d’électrons en incidence rasante. La figure 3.4 montre des images AFM
pour différentes épaisseurs des films CoCr déposé sur silicium. Ces images ne révèlent pas une
relation de causalité entre l’épaisseur et la rugosité des surfaces. Des surfaces lisses tant pour des
échantillons minces (t = 17 nm) que pour des échantillons épais (t = 215 nm). L’échantillon qui
présente la plus grande valeur de rugosité est celui d’épaisseur de 70 nm, et, comme le montre
clairement la figure 3.4, il n’y a pas d’homogénéité sur sa surface. La microscopie à force
magnétique (MFM) n’a pas révélé de domaines magnétiques.
Figure 3.3 : Image topographique (AFM) montrant le
mode de croissance pour le film CoCr/Si(100)
d’épaisseur t = 220 nm.
57
Chapitre3
0110011
4.2. Topographie des films
La microscopie à force atomique (AFM) révèle des images topographiques de surfaces
très lisses pour la plupart des échantillons, alors que quelques échantillons présentent des
topographies de surfaces rugueuses dont la rugosité varie de 10 à 18 Å. La table 3.3 résume les
valeurs de la rugosité en fonction de l’épaisseur.
Cette très faible rugosité démontre la capacité d’obtenir des films minces avec une bonne
qualité de surface en utilisant la méthode d’évaporation sous vide.
S1
S2
S3
S4
S5
S6
S7
t (nm)
17
18
44
56
70
215
220
Ra m (Å)
-----
15
----
14
18
-----
11
Table 3.3 : Rugosité des surfaces des couches minces CoCr /Si en fonction de l’épaisseur.
58
Chapitre3
0110011
t =17nm
t =215nm
t =70nm
Figure 3.4 : Topographies, à 2 et 3 dimensions, de surfaces d’échantillons CoCr/Si pour
t = 17 nm, t = 215 nm et t = 70nm.
59
Chapitre3
0110011
5. La structure cristallographique
La détermination de la
structure cristallographique des films CoCr a été faite par
diffraction des rayons X, à l’Institut de Physique et Chimie de Strasbourg (I.P.C.M.S), au
Groupe d’Etude des Matériaux Métalliques (G.E.M.M.). Toutes les expériences de diffraction de
rayons X, ont été réalisées à l’aide d’un diffractomètre à poudre, dans la géométrie θ -2θ (Cf.
Chapitre 2), avec des rayonnements produits par un générateur à anticathode en Co, le faisceau
délivré est monochromatique de longueur d’onde λ = 1.7889 Å. Le facteur de temps influe
directement sur la qualité des spectres. L’analyse d’un échantillon peut durer plusieurs heures.
5.1. La structure du cobalt et du chrome massifs
Le cobalt peut exister dans trois structures cristallographiques, la structure cubique à
faces centrées (Face Centered Cubic, FCC), la structure hexagonale compacte (Hexagonal Close
Packed, HCP) (figure 3.5), et rarement dans la structure cubique centrée (Body Centered Cubic,
BCC) dans les couches suffisamment minces déposées sur des substrats spécifiques.
Contrairement à la structure cubique centrée du cobalt, parfois il est très difficile de distinguer
entre la structure cubique à faces centrées et la structure hexagonale compacte. Pour cela, il
nécessaire d’étudier et interpréter avec précision les spectres issus de la diffraction des rayons X.
Notons que l’étude de la structure cristallographique de Co par la technique de résonance
magnétique nucléaire (Nuclear Magnetic Resonance, NMR) donne une bonne différence entre
les deux phases cfc et hcp : les spectres de RMN sont tout à fait différents (218 Mhz pour le
CFC et 228 Mhz pour le HCP)[K.H.J. Buschow-99]. Le chrome massif cristallise dans la
structure cubique centrée. Rappelons que le silicium massif a une structure cubique à faces
centrées.
60
Chapitre3
0110011
Figure 3.5: Structure hexagonale compacte de Co et arrangement des atomes dans la structure
cfc(a) et dans la structure hcp (b).
5.2 Spectres expérimentaux
La figures 3.6 montre quelques spectres de diffraction X obtenus avant le recuit des
couches CoCr déposées sur Si pour les épaisseurs t = 17 nm et t = 215 nm. L’identification des
spectres obtenus se fait par assignation des indices de Miller (hkl) aux différents pics enregistrés
en utilisant la condition de Bragg.
Généralement, dans la structure hexagonale compacte on utilise quatre indices (hkil)
(indices de Miller-Bravais), avec i= -(h+k). L’axe c a une direction [0001] comme le montre la
figure 3.5.
Par comparaison aux données des fiches A.S.T.M (American Society for Testing and
Materials), et par utilisation du logiciel match, les échantillons de CoCr étudiés sont
polycristallins et ont une structure hexagonale compacte (hcp). Les pics de la phase cubique
centrée, caractéristiques du Cr, ne sont pas visibles sur les spectres, leur intensité pourrait être
très petite et ils sont donc noyés dans le bruit de fond, à cause de la très petite quantité du chrome
dans nos alliages.
Nulle phase cubique à faces centrées n’a été observée. Cela a été également observé par
d’autres chercheurs [J.C. Lodder -96] et [S. Iwasaki -80]. Le cobalt - majoritaire - a imposé sa
structure cristallographique dans sa phase la plus stable. Récemment, deux phases d’alliages de
Co ont été réalisées par A. Franczak et al. [A. Franczak-12].
61
Chapitre3
0110011
800
CoCr(17nm)/Si(100)
(0002)
700
Intensité (u.a)
600
500
400
(1000)
300
(10-10)
200
100
40
45
50
55
60
65
70
75
2θ (°)
800
(0002)
CoCr(215nm)/Si(100)
Intensité (u.a)
600
400
(1000)
(10-10)
200
0
40
45
50
55
60
65
70
75
2θ (°)
Figure 3.6: Spectres de diffraction des rayons X pour les films de
CoCr(17 nm)/Si et CoCr(215 nm)/Si.
62
Chapitre3
0110011
5.3 Texture
La structure d’un film mince est habituellement décrite par deux propriétés importantes:
l'orientation cristallographique préférentielle(ou texture) et la morphologie (la taille et la forme
des grains). Dans certains matériaux polycristallins, il existe des orientations dominantes des
cristallites. La connaissance de cette orientation préférentielle ou texture est importante, car elle
influe sur les propriétés du matériau [J. P. Eberhart-97]. Dans la technologie de fabrication des
disques durs, la texture joue un rôle important dans les caractéristiques du stockage.
Les spectres de diffraction de rayons X de nos films avant le recuit montrent que les
couches d'alliage de CoCr de la plupart des échantillons présentent trois orientations de
croissance. L’axe de croissance c [0002] est un axe privilégié. On observe également des grains
orientés selon l’axe [1000], et d’autres selon l’axe [10-10] (figure 3.6). Pour un calcul de la
valeur mathématique de la texture, on calcule le rapport entre l’intensité du pic de diffraction
correspondant aux grains [0002] et la somme des intensités des grains [0002], [1000] et [10-10].
Une valeur de 1 pour la texture signifie donc que la croissance est totalement orientée selon l'axe
[0002] :
Texture[0002] =
I0002
I1000 +I 10 −10 +I 0002
ou expérimentalement par la méthode Rocking Curve.
5.4 Taille des cristallites
Le profil et la largeur des raies sont fonction d’une part, des conditions instrumentales
(longueur d’onde et chromaticité du faisceau incident, fentes, géométrie d’acquisition), et d’autre
part, de la forme et de la taille des cristallites ainsi que des imperfections du réseau (défauts,
lacunes, dislocations, substitutions chimiques) [H. Guérault-00].
L’élargissement des raies est inversement proportionnel à la taille des cristallites ou grains,
d’après la formule de Scherrer en première approximation :
63
Chapitre3
0110011
𝑳𝑳 =
avec
𝝀𝝀
∆θCOSθ
L : taille des grains, λ : longueur d’onde du rayonnement utilisé, ∆θ : la largeur à mi-hauteur du
pic en radians, et θ: angle de diffraction. Un facteur multiplicatif de 0,9 est généralement ajouté
pour les couches minces.
Dans la table 3.3 on présente la taille des grains des films de CoCr/Si pour différentes
épaisseurs de la couche magnétique et selon les trois directions cristallographiques représentées
par les pics de diffraction observés sur les spectres. La largeur angulaire à mi-hauteur a été
calculée par deux méthodes, manuellement en utilisant le logiciel Origin 8, et aussi en utilisant le
logiciel Match. Les résultats trouvés sont sensiblement identiques figure 3.7
(0002)
(0002)
Figure 3.7 : Exemple d’un spectre expérimental (bleu) et simulé (vert) par le logiciel
Match pour l’échantillon CoCr/Si (t=215nm).
64
Chapitre3
0110011
t(nm)
17
44
70
215
(hk.l)
(10.0)
(00.2)
(10.1)
(10.0)
(00.2)
(10.1)
(10.0)
(00.2)
(10.1)
(10.0)
(00.2)
(10.1)
L(nm)
26
50
20
19
70
13
27
20
----
16
70
10
Table 3.3: Taille des cristallites des films de CoCr/Si pour différentes épaisseurs et orientations.
On constate dans la table 3.3, que l’évolution de la taille des cristallites en fonction de
l’épaisseur relative au pic [0002] augmente avec l’augmentation de l’épaisseur des films,
exception faite du film d’épaisseur 70 nm et qui présente d’ailleurs la plus grande rugosité (18
Å). Cette évolution de la taille des cristallites augmentant avec l’épaisseur a été également
observée par plusieurs auteurs [A. Kharmouche-04] et [W. Gil-05].
5.5 Paramètres de maille
La diffraction des rayons X permet aussi de déterminer les paramètres de maille, à partir
de la forme quadratique donnée par :
𝑛𝑛2
4 sin2 𝜃𝜃
𝑄𝑄(ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) =
=
[𝑑𝑑(ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘)]2
𝜆𝜆2
Dans le système hexagonal : a = b ≠ c
𝑄𝑄(ℎ𝑘𝑘𝑘𝑘) =
4 ℎ 2 +𝑘𝑘 2 +ℎ𝑘𝑘
3
𝑎𝑎 2
+
et
α=β=
π
2π
, γ=
3
2
𝑙𝑙 2
𝑐𝑐 2
Dans ce cas, il y a deux paramètres à déterminer : a et c. Ces paramètres sont déterminés
respectivement par les réflexions de type (h00) et (00𝑙𝑙), car par ce type de réflexions il reste un
seul paramètre à déterminer.
65
Chapitre3
0110011
Dans notre cas, on a ce type de plans (0002) et aussi (1000). Le calcul des valeurs de a, c et c/a,
déterminées pour différentes épaisseurs et orientations cristallographiques, montre que les
paramètres de maille de nos films sont constants, et ils sont de même ordre de grandeur que ceux
du cobalt massif a = 2,51 Å, c = 4,07Å et c/a = 1.62. [I. Djouada-07].
6. Effet du recuit
6.1 Sur la structure cristallographique
Comme il a été souligné dans le deuxième chapitre, le recuit est une technique
d’homogénéisation qui consiste à mettre l’échantillon à une température élevée, pendant une
durée déterminée. Le chauffage prolongé provoque une augmentation de l’agitation thermique et
des coefficients de diffusion, ce qui permet aux atomes de mieux s’organiser et de trouver une
structure d’équilibre thermodynamique. Nos échantillons CoCr/si ont été maintenus sous vide, à
une température de 700°C pendant une heure. Le vide durant le recuit est de 10-7 mbar. Le
refroidissement des échantillons après la sortie du four est fait à l’air.
L’identification des spectres de diffraction X après le recuit montre que la plupart des
couches CoCr/Si sont caractérisés par une phase cristallographique hcp. Autrement dit, ces
échantillons ont gardé la même structure initiale d’avant recuit. Les spectres de diffraction X
après le recuit sont caractérisés par un seul pic correspondant au pic intense (0002). Néanmoins,
l’échantillon CoCr(70 nm)/Si possède une structure biphasée (figure 3.8), une apparition de deux
phases cristallographiques: une phase hcp mise en évidence par le pic (0002) et une phase cfc
mise en évidence par le pic (200) positionné sur l’angle 2𝜃𝜃 = 60,942°.
Rappelons ici que l’intensité du pic de diffraction dépend de beaucoup de paramètres, entre
autres de l’intensité du faisceau incident, de la longueur d’onde du faisceau, du volume de la
cellule élémentaire, de la distance de l’échantillon au détecteur et de paramètres liés à la
géométrie du dispositif expérimental, donc elle est dépendante d’une part de la distribution des
électrons dans l’atome, d’autre part de la distribution des atomes dans la cellule élémentaire [ N.
COROLAN-08].
66
Chapitre3
0110011
350
λCoKα1=1.78897Å
hcp(00.2)
CoCr(70nm)/Si
300
Après recuit
2θ=52.020°
(d=2.0398Å)
200
cfc(200)
Intensité (u.a.)
250
150
2θ=60.942°
(d200=1.7639Å)
100
50
40
50
60
70
80
2θ (°)
Figure 3.8: Spectre DRX après recuit pour le film CoCr(70 nm)/Si(100)
montrant l’existence de deux phases hcp et cfc.
Les contraintes ont un effet de décalage des spectres de diffraction X mais sans pour autant
changer la forme du pic. La figure 3.9 illustre une comparaison entre les spectres de diffraction
des rayons X avant et après le recuit pour les échantillons CoCr(215nm)/Si et CoCr (44nm)/Si.
On voit bien deux spectres de même forme légèrement décalés horizontalement. Ce décalage du
pic (0002) vers la gauche, est dû à l’extension de la maille. Si on avait une compression, le
décalage serait vers la droite (figure 3.10).
67
Chapitre3
0110011
1400
1200
CoCr(44nm)/Si
(0002)Co hcp
avant recuit
après recuit
Intensité(a.u)
1000
800
600
400
(0002)Co hcp
200
0
45
50
55
60
2θ(°)
700
aprés recuit
avant recuit
CoCr(215nm)/Si
(0002)Co hcp
Intensité(u.a)
600
500
400
300
(0002)Cohcp
200
100
40
50
2θ(°)
60
70
Figure 3.9: Spectres DRX des couches CoCr(215 nm)/Si et CoCr(44 nm)/Si avant et après recuit.
68
Chapitre3
0110011
Figure 3.10: Effet des contraintes sur le profile de spectre DRX
6.2 Sur les paramètres de maille
La table 3.4 montre les paramètres de maille avant et après le recuit pour les films
CoCr/Si, pour différentes épaisseurs. On voit clairement que les valeurs des constantes a et c
augmentent après le recuit, par rapport aux constantes d’avant recuit d’une part, et par rapport
aux valeurs des constantes du cobalt massif d’autre part. Ainsi, il est évident que les couches
minces après recuit sont dans un état de contrainte: la maille est dilatée. Par ailleurs, les valeurs
de ces mêmes constantes avant recuit étant plus petites que celles du cobalt massif, il est
manifeste que les couches minces avant recuit sont sous contrainte: la maille est comprimée. Ces
résultats expliquent l’extension de la maille montrée dans le paragraphe 6.1.
69
Chapitre3
0110011
t(nm)
Avant recuit
Après recuit
17
70
215
220
a(Å)
2.498
2.494
2.496
2.496
c(Å)
4.059
4.059
4.066
4.069
c/a
1.62
1.63
1.63
1.63
a(Å)
2.563
2.549
2.532
2.549
c(Å)
4.076
4.079
4.077
4.076
c/a
1.59
1.60
1.61
1.60
Table 3.4: Comparaison entre les paramètres de maille avant et après recuit.
6.3 Sur la taille des cristallites
A vue d’œil et sans aucun calcul préalable, la figure 3.9
montre clairement
une
augmentation de la taille des cristallites après le recuit, concernant le pic (0002). Cela est visible
à travers l’élargissement des pics de diffraction avant et après recuit, dans le sens où le pic après
recuit est complètement contenu à l’intérieur du pic avant recuit. Les valeurs des tailles des
cristallites sont reportées sur la table 3.5. Ces valeurs ont été calculées grâce à la relation de
Sherrer (paragraphe 5.4). La variation de la taille des cristallites en fonction de la concentration
du chrome des alliages CoCr/Si est illustrée sur la figure 3.11. Sur cette figure, la taille des
cristallites diminue d’une manière quasi monotone avec l’augmentation de la concentration
atomique du chrome. Cela s’explique grâce au nombre d’atomes qui diffractent dans la direction
[0002], pic de Bragg le plus intense. En effet, l’intensité de ce pic étant directement
proportionnelle au nombre d’atomes diffractant, et, puisque nulle phase de Cr n’a été détectée
dans les spectres de diffraction, toute l’intensité est tributaire de la contribution de Co. Ainsi,
lorsque la teneur en Cr augmente au détriment de celle du Co, le nombre d’atomes diffractant
diminue, et par suite la taille du grain diminue, et vice-versa. D’autre part, la taille des grains
après recuit est plus grande que celle d’avant recuit. Cela est dû essentiellement à la dilatation de
la maille cristalline après recuit des films (cf. paragraphe 6.2).
70
Chapitre3
0110011
x(at%)
avant recuit
L(nm)
après recuit
88
70
85
65
82
50
80
45
114
99
91
65
Table 3.5 : Taille des cristallites avant et après le recuit.
120
Taille des grains L(nm)
avant recuit
après recuit
100
80
60
12
14
16
18
Concentration de chrome (t.)
20
Figure 3.11 : Evolution de la taille des cristallites en fonction de la concentration de Cr
7. Les mesures de Rocking Curve
Dans la majorité des travaux scientifiques sur les propriétés des alliages à base de Co,
principalement les propriétés structurales et magnétiques, les chercheurs utilisent la technique
Rocking Curve pour étudier la dispersion de différents axes de croissance et corréler les deux
propriétés [K. Honda-85], [C. Byun-86], [K.Yamanaka-01], [R. S. Hassan-07]…
Afin d’étudier l’orientation des grains ou cristallites, on utilise la méthode rocking curve.
C’est une technique de mesure qui utilise la diffraction des rayons X. Dans la littérature, on
trouve couramment le symbole ∆𝜃𝜃50 ou FWHM (Full Width at Half Maximum), largeur à mihauteur de la courbe rocking curve.
∆𝜃𝜃50 représente l’angle de dispersion de l'axe c (direction [0001]) de structure hcp autour de la
normale à la surface du film. Des exemples de la mesure de rocking curve pour les films
71
Chapitre3
0110011
CoCr(17 nm)/Si(100) et CoCr(215 nm)/Si(100) sont montrés sur le figure 3.12. Les valeurs de
∆𝜃𝜃50 sont égales à 0.49° et 0.79°, respectivement. Cette faible valeur de FWHM permet de
conclure à une bonne orientation des cristallites de CoCr autour de l’axe (0002).
400
CoCr(215nm)/Si
CoCr(215nm)/Si
RC(0002)
Gaussian fit
FWHM=0,49°
FWHM = 0.49°
Intensité(a.u.)
300
RC(002)
Gauss fit
750
counts (arb.u.)
(00.2)
1000
500
250
0
15
20
25
30
35
2θ=52.056°
200
(d00.2=2.0385Å)
∆ω (°)
100
40
50
60
70
80
15
20
2θ (°)
25
30
35
∆ω (°)
125
750
50
25
10
15
20
Intensité(a.u)
hcp(00.2)
counts (arb.u.)
Intensité(a.u.)
FWHM=0,79°
75
25
30
35
40
RC(00.2)
Gaussian fit
100
CoCr(17nm)/Si
RC(002)
Gauss fit
100
500
FWHM=0,79°
λCoKα1=1.78897Å
125
2θ=52.062°
(d00.2=2.0383Å)
75
50
∆ω (°)
250
25
10
40
45
50
55
15
20
25
30
35
40
∆ω(°)
60
2θ (°)
Figure 3.12 : Spectres de rocking curve des échantillons CoCr/(215nm)/Si et CoCr/(17nm)/Si.
72
Chapitre3
0110011
Conclusion
Dans ce chapitre nous avons présenté les conditions expérimentales utilisées durant
l’élaboration, le traitement et la caractérisation structurale de nos couches minces. Pour
l’élaboration, nous avons utilisé :
•
Une poudre de cobalt de composition atomique initiale de 70% Co et 30% Cr, à laquelle
nous avons ajouté une petite quantité de Co.
•
Un vide durant l’évaporation meilleur que 2.10-6 mbar.
•
Une température de recuit de 700°C, sous un vide de 10-7mbar.
La caractérisation structurale des films de CoCr/Si(100) par diffraction de rayons X a permis de
conclure
•
Qu’après recuit la majorité des films ont gardé la structure hcp et la texture <0001>.
•
.Qu’après recuit les paramètres de maille ainsi que la taille des cristallites ont augmenté.
•
A une diminution de la taille des cristallites avec l’augmentation de la teneur en Cr.
•
A une bonne orientation des cristallites autour de l’axe (0002), les largeurs intégrales à
mi-hauteur calculées à l’aide des mesures rocking curve ayant de faibles valeurs, de
l’ordre de 0,49° et 0,79°.
73
Chapitre3
0110011
[A. Franczak-12] A. Franczak, A. Levesque, F. Bohr, J. Douglade, J. Chopart, Appl.Surf. Sci
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74
Chapitre3
0110011
[N. Corolan-08] N. Corolan, Thèse de Doctorat de l’Université Joseph Fourier, Grenoble1,
2008.
[R. S. Hassan-07] R. S. Hassan, N. Viart, C. Ulhaq-Bouillet and al, Thin Solid Films 515(2007)
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75
Chapitre 4
Propriétés magnétiques et corrélation structure /magnétisme
0110100
“One must make of life a dream, and of that dream a reality”
Pierre CURIE
Chapitre 4
Propriétés magnétiques et corrélation
structure/magnétisme
76
Chapitre 4
0110100
Chapitre 4: Propriétés magnétiques et corrélation structure/magnétisme
1. Introduction
2. Propriétés magnétiques des films CoCr avant le recuit
2.1 Comportement magnétique des films CoCr
2.2 Anisotropie magnétique des films
2.3 Champ de saturation
2.4 Aimantation à saturation
2.5 Champ coercitif
2.6 Aimantation rémanente
3. Effet du recuit
3.1 Sur le champ coercitif
3.2 Sur l’aimantation à saturation
3.3 Sur la rectangularité (squareness)
4. Corrélation structure/magnétisme
5. Comportement particulier de l’aimantation
5. a. Cycles d’hystérésis croisés
5. b. Décalage des cycles d’hystérésis
Conclusion
77
Chapitre 4
0110100
1. Introduction
Dans ce chapitre, nous présentons les résultats des mesures des propriétés magnétiques
statiques des films CoCr préparés par évaporation sous vide. Une première partie décrit les
cycles d’aimantations enregistrés sous un champ magnétique appliqué normalement et
parallèlement à la surface du film magnétique avant le recuit. La deuxième partie traite des
cycles d’aimantations enregistrés après recuit, et étudie l’effet du recuit sur les propriétés
magnétiques des films, ainsi que la corrélation entre les propriétés structurales et les propriétés
magnétiques. Les mesures de cycles d’hystérésis des alliages CoCr déposés sur des substrats de
Si(100) et de verre ont été obtenues grâce à un magnétomètre à gradient de champ alternatif
(AGFM). Ces mesures ont été réalisées à l’Institut de Physique et Chimie de Strasbourg
(IPCMS). Cette technique permet de mesurer les cycles d’hystérésis du film magnétique en
appliquant le champ magnétique dans différentes directions, et par conséquent, d’évaluer
l’anisotropie magnétique.
Notons que, dans ce chapitre, toutes les grandeurs magnétiques sont exprimées en unités cgs,
car ce système d'unités permet la simplification des relations mathématiques. Cela permet
également une certaine cohérence avec la littérature, puisque la plupart des auteurs expriment le
plus souvent leurs résultats dans ce système. Une table de correspondance des unités SI vers cgs
est donnée dans l’annexe C.
2. Propriétés magnétiques des films CoCr avant le recuit
2.1 Comportement magnétique des films CoCr
Avant recuit, les courbes d’aimantation expérimentales des films CoCr montrent des
cycles d’hystérésis. Cette propriété typique confirme que nos échantillons ont un comportement
ferromagnétique. Pour faire ces mesures de cycles on fait varier continument le champ externe
H entre deux valeurs extrêmes (-15 kOe et +15 kOe), ces valeurs permettant d’atteindre la
saturation magnétique du matériau, c'est-à-dire l’aimantation à saturation 𝑀𝑀𝑠𝑠 . Malgré l'annulation
78
Chapitre 4
0110100
progressive du champ magnétique extérieur, le matériau reste dans un état métastable
d'aimantation rémanente +𝑀𝑀𝑟𝑟 ≤ +𝑀𝑀𝑠𝑠 . Si le champ extérieur est ensuite appliqué dans la
direction opposée, l'aimantation parvient à l'état de saturation inverse−𝑀𝑀𝑠𝑠 . Pour une valeur
particulière du champ appliqué, appelé champ coercitif 𝐻𝐻𝑐𝑐 , l’aimantation s’annule. Cette courbe
d’aimantation fournit les informations essentielles d’un matériau ferromagnétique.
Dans notre travail toutes les couches des alliages CoCr sont ferromagnétiques quel que
soit le type de substrat utilisé, mais avec des formes différentes, donc des valeurs techniques
différentes aussi. Certains auteurs n’ont mesuré aucun signal ferromagnétique à une certaine
teneur en Cr [G.W. Qin-01]. Les figures 4.1 et 4.2 représentent un exemple de mesure des
cycles d’hystérésis pour le film CoCr/Si(100), d’épaisseurs t = 17 nm et t = 44 nm, dans les
configurations longitudinale et polaire.
Il faut noter que la magnétométrie à gradient du champ alternatif AGFM ne donne pas
directement la variation de l’aimantation on fonction du champ appliqué, mais cette technique
mesure la valeur du moment magnétique en fonction du champ magnétique appliqué.
2.2. Anisotropie magnétique des films
Afin d’étudier l’anisotropie magnétique de nos alliages CoCr, le champ magnétique a été
appliqué durant les mesures des cycles d’hystérésis dans deux configurations: l’une parallèle à la
surface de la couche magnétique et l’autre perpendiculaire à celle-ci. Nous remarquons que tous
les échantillons présentent une anisotropie planaire, c’est-à-dire que l’axe de facile aimantation
est dans le plan de la couche. Ce résultat est bien mis en évidence sur les figures 4.1 et 4.2, où on
voit que la saturation est atteinte plus rapidement dans la configuration parallèle que dans le cas
perpendiculaire. En effet, le champ de saturation dans la configuration parallèle ne dépasse pas
2 kOe, alors que dans le cas perpendiculaire il dépasse 13 kOe.
79
Chapitre 4
0110100
m(muem)
0,5
CoCr(17nm)/Si
H//
0,0
-0,5
-1,0
-0,5
0,0
0,5
1,0
H(kOe)
m(muem)
0,5
CoCr(17nm)/Si
Hperp
0,0
-0,5
-15
-10
-5
0
5
10
15
H(kOe)
Figure 4.1: Cycles d’hystérésis avant le recuit pour le film CoCr/Si d’épaisseur 17 nm,
en configurations parallèle et perpendiculaire.
80
Chapitre 4
0110100
1,0
CoCr(44nm)/Si
H//
m(muem)
0,5
0,0
-0,5
-1,0
-2
-1
0
1
2
H(kOe)
m(muem)
0,5
CoCr(44 nm)/Si
Hperp
0,0
-0,5
-15
-10
-5
0
5
10
15
H(kOe)
Figure 4.2 : Cycles d’hystérésis avant le recuit pour le film CoCr (44 nm)/Si,
81
Chapitre 4
0110100
m(muem)
1
CoCr(215nm)/verre
H//
0
-1
-2
-1
0
1
2
H(kOe)
1,0
CoCr(215nm)/Verre
Hperp
m(muem)
0,5
0,0
-0,5
-1,0
-15
-10
-5
0
H(kOe)
5
10
15
Figure 4.3: Cycles d’hystérésis pour des films CoCr/verre d’épaisseur 215 nm,
82
Chapitre 4
0110100
On explique ce comportement par l’anisotropie de forme (qui favorise un axe de facile
aimantation dans le plan du film) qui est, dans ce cas, prépondérante sur l’anisotropie cristalline
uniaxe qui favorise l’axe [0001].
Le même comportement est observé pour les couches
CoCr/Verre (figure 4.3), c’est-à-dire que les films minces CoCr/Verre sont ferromagnétiques,
l’anisotropie est planaire. L’effet du substrat est observé sur les propriétés techniques que nous
allons étudier dans les paragraphes suivants.
2.3 Champ de saturation
Pour comprendre le mécanisme de renversement de l’aimantation dans les systèmes
ferromagnétiques, il est nécessaire d’étudier la variation des différents champs qui contribuent
dans les cycles d’hystérésis. On constate que les courbes d‘aimantation en configuration parallèle
ont toutes la même forme globalement; de même pour la configuration perpendiculaire comme le
montrent les figures 4.1 et 4.2. Dans la configuration parallèle, le champ de saturation augmente
avec l’augmentation de l’épaisseur entre 1,5 kOe et 5 kOe. Cette augmentation peut être
expliquée par l’apparition de nombreux défauts, impuretés et contraintes avec l’évolution de
l’épaisseur de la couche magnétique. Ces défauts et impuretés vont bloquer les mouvements des
parois dans le plan de la couche ferromagnétique, donc la nécessité d’un champ de saturation
plus grand. Contrairement à la configuration parallèle, dans la configuration perpendiculaire le
champ de saturation n’est pas facilement accessible, se situant au delà de 13 kOe. Cela est
observé dans les deux types de substrats, verre ou silicium. La variation du champ de saturation
parallèle et perpendiculaire en fonction de l’épaisseur de la couche mince CoCr/Si est
représentée sur la figure 4.4.
83
Chapitre 4
0110100
14
12
H//
Hper
Hs(kOe)
10
8
6
4
2
0
0
50
100
150
200
250
t(nm)
Figure 4.4: Variation du champ de saturation en fonction de l’épaisseur pour les films CoCr/Si.
2.4 Aimantation à saturation
L’aimantation à saturation est une propriété intrinsèque du matériau. Dans un corps
ferromagnétique, elle est définie comme étant le moment magnétique par unité de volume. Les
corps ferromagnétiques à l’équilibre sont caractérisés par une aimantation globale nulle, car pour
diminuer son énergie, le corps ferromagnétique se subdivise en domaines magnétiques
d’aimantations individuelles non nulles, mais avec des orientations différentes et dont la somme
statistique est nulle. Si on applique un champ magnétique H extérieur, une aimantation spontanée
apparaît. Au fur et à mesure que l'intensité du champ magnétique appliqué augmente,
l'aimantation 𝑀𝑀 du matériau augmente également, jusqu'à une valeur
aimantation à saturation 𝑀𝑀𝑠𝑠 .
84
maximale
appelée
Chapitre 4
0110100
A partir des courbes d’aimantation en champ perpendiculaire et parallèle mesurées par le
magnétomètre à gradient de champ alternatif (AGFM), nous avons accès à la mesure de
l’aimantation à saturation des couches CoCr sur les substrats de Si et verre. Toutes les mesures
sont obtenues à température ambiante. Rappelons que cette technique fournit les variations du
moment magnétique en fonction du champ appliqué. Ainsi, pour obtenir les valeurs de
l’aimantation des films, nous avons divisé ce moment par le volume de l’échantillon. Le volume
est le produit de l’épaisseur par la surface du film, l’épaisseur de nos couches est déterminée par
RBS, tandis que les surfaces ont été mesurées manuellement.
Les valeurs de M S sont comprises entre 200 et 1200 e.m.u/cm3, bien inférieures à
l’aimantation à saturation du cobalt massif qui est de l’ordre de 1400 e.m.u/cm3. Ces résultats
sont bien confirmés théoriquement par la courbe de Slater-Pauling (cf. chapitre1), c’est-a-dire
que cette diminution de l’aimantation à saturation est due à l’addition du chrome au cobalt. La
figure 4.5 représente la variation de l’aimantation à saturation en fonction de la concentration du
chrome. Cette propriété a été également observée par [S.Iwasaki-77] et [S.Iwasaki-80].
1400
1200
Ms
Ms(emu/cm3)
1000
800
600
400
200
12
14
16
Cr(%at)
18
20
.
Figure 4.5: Aimantation à saturation en fonction de la concentration de Cr.
85
Chapitre 4
0110100
2.5 Champ cœrcitif
Le champ coercitif est le champ pour lequel l’aimantation se retourne irréversiblement quelle
que soit la direction du champ extérieur appliqué. Il est généralement défini comme le champ
nécessaire pour lequel l'aimantation du système est nulle (fixe le moment magnétique à zéro).
H c représente aussi le champ minimal qu’il faut appliquer pour changer le sens de l’aimantation.
En 1948, Stoner et Wohlfarth ont montré que le renversement de l’aimantation se fait par
rotation uniforme des moments magnétiques (rotation cohérente). Le champ coercitif est donné
par la formule :
𝐻𝐻𝐶𝐶 =
2𝐾𝐾1
− �𝑁𝑁// −𝑁𝑁⊥ �𝑀𝑀𝑆𝑆
𝑀𝑀𝑆𝑆
Avec 𝐾𝐾1 la constante d’anisotropie magnétocristalline et 𝑁𝑁// , 𝑁𝑁⊥ les facteurs démagnétisants [K.
H. J. Buschow-04, p.112]
En pratique, et dans les meilleures conditions expérimentales, la valeur théorique du
champ coercitif, dans les matériaux à forte anisotropie magnétocristalline comme le cobalt,
n'atteint que le 1/10ème environ du champ d'anisotropie. Cette différence entre valeurs
expérimentale et théorique est due à l'existence d’autres mécanismes du renversement de
l’aimantation, assuré par le déplacement des parois et propagation des domaines magnétiques
(rotation non uniforme) [Ibid.] :
𝐻𝐻𝐶𝐶 = 𝛼𝛼
2𝐾𝐾1
− 𝑁𝑁𝑒𝑒𝑒𝑒𝑒𝑒 𝑀𝑀𝑆𝑆
𝑀𝑀𝑆𝑆
Avec 𝛼𝛼 et 𝑁𝑁𝑒𝑒𝑒𝑒𝑒𝑒 sont des paramètres microstructuraux.
La table 4.2 donne les valeurs du champ coercitif pour les films CoCr/Si(100) dans la
configuration parallèle, avant recuit. Ces valeurs de H c diminuent d’une manière monotone, en
fonction de l’épaisseur.
86
Chapitre 4
0110100
2.6 Aimantation rémanente
L’aimantation rémanente, ou résiduelle, 𝑀𝑀𝑀𝑀, est une propriété technique du matériau
ferromagnétique. C’est l’aimantation à champ nul. L’aimantation rémanente est l’un des
paramètres physiques essentiels dans l’enregistrement magnétique. Effectivement, si cette
aimantation était nulle, cela signifierait que le matériau n'a aucune capacité de mémoire et ne
peut donc servir pour l'enregistrement magnétique. Les matériaux utilisés pour le stockage
magnétique doivent présenter une aimantation rémanente planaire élevée pour accroître
l’efficacité de lecture des champs émis par les bits. Généralement, dans la littérature, on utilise le
rapport
𝑆𝑆 = 𝑀𝑀𝑀𝑀/𝑀𝑀𝑀𝑀 appelé ‘‘ rectangularité’’, en anglais squareness.
t (nm)
18
44
70
220
0.83
0.42
0.15
0.55
0.67
0.10
0.16
0.51
S=Mr/Ms
CoCr/Si
S=Mr/Ms
CoCr/Verre
Table 4.1: Valeurs de 𝑆𝑆 = 𝑀𝑀𝑀𝑀/𝑀𝑀𝑀𝑀 des couches de CoCr/Si dans la configuration parallèle.
La table 4.1 montre les valeurs de la ‘‘ rectangularité’’ pour les couches minces
CoCr/Si(100) et CoCr/Verre dans la configuration parallèle. La plus grande valeur est observée
pour les couches les plus minces, d’épaisseur 18 nm. Dans la technologie du stockage
magnétique à haute densité, on cherche des valeurs de squareness proches de 1 (cycle carré),
c’est-à-dire des valeurs de l’aimantation rémanente et de l’aimantation à saturation sensiblement
égales. Cela a un effet de minimiser le bruit durant la lecture. [I. Kaitsu-05].
87
Chapitre 4
0110100
3. Effet du recuit
Rappelons que nos échantillons CoCr préparés par évaporation, ont subit un recuit d’une
heure sous un vide de l’ordre de 10-7 mbar à une température de 700°C, située entre la
température de Curie du Co et la température de Néel du Cr (Cf. Chapitre 3). Les mesures
magnétiques après recuit sont faites également par magnétométrie à gradient de champ alternatif
AGFM. La première constatation qu’on peut faire est que nos films CoCr/Si demeurent
ferromagnétiques, avec une anisotropie planaire. Afin d’étudier avec précision le comportement
ainsi que l’anisotropie magnétiques de nos couches minces, le champ magnétique extérieur a été
appliqué dans trois configurations, à savoir deux directions parallèles au plan de la couche
magnétique et une direction perpendiculaire au plan du film. La figure 4.6 représente un
exemple de cycle d’hystérésis dans deux directions parallèles P1 et P2 au plan du film pour
l’échantillon CoCr(220 nm)/Si après recuit à 700°C. On constate l’absence d’anisotropie
planaire, les deux cycles présentant sensiblement la même forme, à l’exception d’une légère
différence dans la valeur du champ coercitif.
Par contre, dans la configuration perpendiculaire, sur la figure 4.7 où est illustrée la
courbe d’aimantation pour l’échantillon CoCr(220 nm)/Si après un recuit à 700°C, il est clair
que cette direction est un axe de difficile aimantation, la saturation n’étant pas atteinte après
l’application d’un champ de 5 kOe. Ces résultats sont observés pour tous les films CoCr/Si. Des
effets remarquables des propriétés magnétiques de nos films sont aussi observés, après le recuit,
et qui seront discutés un peu plus loin.
88
Chapitre 4
0110100
0,3
0,2
CoCr/Si (t=220nm)
recuit à 700°C
P1
m ( muem )
0,1
0,0
-0,1
-0,2
-0,3
-0,6
-0,4
-0,2
0,0
0,2
0,4
0,6
H ( kOe )
0,3
0,2
CoCr/Si (t=220nm)
recuit à 700°C
P2
m(muem)
0,1
0,0
-0,1
-0,2
-0,3
-0,6
-0,4
-0,2
0,0
0,2
0,4
0,6
H (kOe )
Figure 4.6 : Exemple de cycle d’hystérésis pour l’échantillon CoCr(220 nm)/Si
après un recuit à 700°C, dans deux configurations parallèles P1 et P2.
89
Chapitre 4
0110100
0,15
0,10
CoCr(220nm)/Si
recuit à 700°C
HPerp
m (muem)
0,05
0,00
-0,05
-0,10
-0,15
-5
-4
-3
-2
-1
0
1
H (kOe)
2
3
4
5
Figure 4.7 : Exemple de cycle d’hystérésis pour l’échantillon CoCr(220 nm)/Si(100)
après un recuit à 700°C, dans la configuration perpendiculaire.
3.1 Sur le champ coercitif
Une grande augmentation de champ coercitif 𝐻𝐻𝐶𝐶 caractérise toutes les couches
minces de CoCr/Si(100) dans la configuration parallèle après le recuit, sauf pour l’échantillon
CoCr(44 nm)/Si. Une augmentation aussi du champ coercitif a été observée par K. Yamanaka
après un recuit d’un alliage à base de CoCr à une température de 500°C pendant 30 min sur un
substrat qui contient du Chrome [K. Yamanaka-01]. Cette augmentation est interprétée par la
diffusion de Cr du substrat vers la couche magnétique. D’autre part, et par recuit des
multicouches Co/Cr, A. Chiolerio et al. ont observé une remarquable augmentation du champ
coercitif de 10 Oe à 240 Oe à une température de 450°C pendant 4 heures [A. Chiolerio-09],
qu’ils expliquent par l’homogénéité des films et l’amélioration de morphologie des films après le
90
Chapitre 4
0110100
recuit. La table 4.2 représente les valeurs du champ coercitif avant et après le recuit pour les
couches CoCr/Si(100).
𝒕𝒕(𝒏𝒏𝒏𝒏)
17
44
70
220
𝑯𝑯𝑪𝑪𝑪𝑪 (𝑶𝑶𝑶𝑶)
Avant recuit
118
107
17
8
𝑯𝑯𝑪𝑪𝑪𝑪 (𝑶𝑶𝑶𝑶)
Après recuit
177
36
31
81
𝑯𝑯𝑪𝑪𝑪𝑪
𝑯𝑯𝑪𝑪𝑪𝑪
1.50
0.33
1.82
10.12
Table 4.2 : Valeurs du champ coercitif avant et après recuit pour les films CoCr/Si
3.2 Sur l’aimantation à saturation
Le processus de recuit est une bonne approche pour améliorer les propriétés magnétiques
perpendiculaires des alliages à base de Co destinés pour la haute densité du stockage magnétique
[K. Yamanaka-01]. Les expérimentateurs qui étudient les alliages utilisent le paramètre de la
température dans deux processus de traitement fondamentaux, le chauffage du substrat et le
recuit des couches élaborées. Il est reporté, dans la littérature, que dans les mêmes conditions
expérimentales (épaisseur, concentration et température…) les deux processus donnent des
résultats différents, notamment sur la variation de l’aimantation à saturation. Cette variation
montre que le mécanisme de recuit est différent de celui produit durant le chauffage du substrat.
Le cobalt a une grande aimantation à saturation. Le but principal d’ajouter le chrome au
cobalt est de diminuer cette aimantation spontanée élevée. L’effet de recuit à 700°C sous un
vide de l’ordre de 10-7 mbar pendant une heure sur la majorité de nos films CoCr est traduit par
une diminution de l’aimantation à saturation (le moment à saturation) sauf pour l’échantillon
91
Chapitre 4
0110100
CoCr(70 nm)/Si. Cette diminution est probablement due à la diffusion des atomes de Co dans
le substrat de silicium.
La figure 4.8 représente les cycles d’hystérésis avant et après recuit pour l’échantillon
CoCr (44 nm)/Si. Cette courbe illustre clairement la diminution du moment magnétique à
saturation.
Par ailleurs, Honda et al. ont reporté des augmentations de l’aimantation à saturation pour
leur couches minces préparées par pulvérisation et suivies par un recuit à l’air libre pendant 30
minutes, à 400 °C. Ils expliquent cette augmentation de M s par l’apparition d’oxydes
antiferromagnétiques tels Cr 2 O 3 et CoO [S. Honda-84].
Rappelons que la diminution de l’aimantation à saturation est importante dans le stockage
magnétique de l’information pour diminuer le bruit durant la lecture et l’écriture de l’information
des bits informatiques.
92
Chapitre 4
m(muem)
0110100
1,0 CoCr(44nm)/Si(100)
0,8 avant recuit
0,6
0,4
0,2
0,0
-0,2
-0,4
-0,6
-0,8
-1,0
-2
-1
0,8
0,6
0
H(kOe)
1
2
CoCr(44nm)/Si
après recuit
m(muem)
0,4
0,2
0,0
-0,2
-0,4
-0,6
-0,8
-0,2
0,0
0,2
H(kOe)
Figure 4.8: Cycle d’hystérésis avant et après recuit pour le film CoCr (44 nm)/Si(100).
93
Chapitre 4
0110100
3.3 Sur la rectangularité ou squareness
Après le traitement thermique effectué sur nos films CoCr/Si(100), l’allure des cycles
d’hystérésis est modifiée. En effet, une augmentation de la rectangularité caractérise la majorité
des cycles d’hystérésis, la rémanence devenant très proche de l'aimantation à saturation. Des
valeurs de squareness proches de 1 caractérisent les échantillons les plus épais. L’échantillon
particulier CoCr(70 nm)/Si est caractérisé par une bonne squareness dans la direction P1
comparativement à la direction P2. Rappelons que durant les mesures magnétiques par la
technique AGFM, nous avons appliqué un champ magnétique dans deux directions du plan P1 et
P2 (figure 4.9). Cette différence est due à la grande rugosité qui caractérise cet échantillon (Cf.
chapitre3). Une corrélation des propriétés structurales et magnétiques sera présentée dans les
paragraphes suivants.
t (nm)
17
44
70
220
0,53
0,42
0,15
0,55
0,38
0,54
0,96
0,91
S=Mr/Ms
Avant recuit
S=Mr/Ms
Après recuit
Table 4.3: Valeurs de la «squareness » avant et après recuit des couches minces
CoCr/Si(100)
La table 4.3 présente une comparaison entre les valeurs de S avant et après recuit. On
constate que les films CoCr/Si ayant subi un recuit à 700°C présentent une augmentation
remarquable de S par rapport aux échantillons non recuits. A titre d’exemple, l’échantillon
94
Chapitre 4
0110100
0,6
0,4
CoCr (70nm)/Si(100)
après recuit
P1
m(mume)
0,2
0,0
-0,2
-0,4
-0,6
-0,6
0.6
0.4
-0,4
-0,2
0,0
H( kOe )
0,2
0,4
0,6
CoCr (70nm)/Si(100)
après recuit
P2
m(muem)
0.2
0.0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
H( kOe )
0.2
0.4
0.6
Figure 4.9: Cycles d’hystérésis pour l’échantillon CoCr (70nm/Si(100) dans les deux
directions planaires P1 et P2.
95
Chapitre 4
0110100
d’épaisseur 70 nm possède une squareness S = 0,15 avant recuit. Après recuit, cette valeur
augmente considérablement pour atteindre 0,96 ! Idem, pour l’échantillon d’épaisseur 220 nm,
dont la valeur de S passe de 0,55 avant recuit à 0,91 après recuit. D’autres chercheurs ont
reporté des valeurs moindres de la squareness. En effet, une squareness de l’ordre de 0,85 a été
obtenue pour l’alliage CoCrPt [J. Schoenmaker-01]. Par ailleurs, après un recuit à l’air libre des
alliages CoCr préparés par pulvérisation, la meilleure valeur de squareness trouvée par Honda et
al. est de 0,67[S.Honda-84]. Ariake et al.ont amélioré la valeur de la squareness en rajoutant
des éléments à l’alliage CoCr. En effet, ils ont mesuré des valeurs de S=1 sur des alliages à base
de CoCrPt[J.Ariake-01].
Une relation étroite existe entre le bruit du milieu magnétique et la rectangularité des
cycles d'hystérésis. Notons que dans les systèmes d'enregistrement magnétiques trois types de
bruit sont considérés: le bruit du milieu magnétique, le bruit de la tête et le bruit électronique. Le
bruit du milieu magnétique est le facteur le plus important qui influence l'exécution du système
d'enregistrement. Ce type de bruit, produit durant l’enregistrement d’un signal, est très influencé
par les propriétés de surface du milieu magnétique telles que la rugosité, ce qui provoque le bruit
dans le rendement électrique de la tête de lecture [K.H.J.Buschow-98].
4. Corrélation structure/magnétisme
Les propriétés magnétiques sont fortement corrélées à la microstructure, et plus
précisément à la taille des grains et la rugosité de la surface des couches minces. L’évolution des
paramètres ferromagnétiques que sont les champs coercitif et de saturation ainsi que la
rémanence est analysée en fonction de la topographie (rugosité RMS et diamètre de grains) de la
couche. Le but est d’expliquer la corrélation entre la topographie de surface et les
caractéristiques ferromagnétiques.
Concernant la rugosité, Patrick Bruno montre avec un calcul théorique simple l’effet de
la rugosité de la surface sur l’anisotropie dipolaire. Il constate que la rugosité de la surface des
96
Chapitre 4
0110100
couches minces diminue l’anisotropie dipolaire. Donc, dans les surfaces rugueuses, l’anisotropie
dipolaire se décompose en deux termes, un terme de volume correspondant à l’anisotropie
démagnétisante d’un film parfait, et un autre terme de surface proportionnel à l’amplitude de la
rugosité [P. Bruno-89] :
𝒅𝒅𝒅𝒅𝒅𝒅
𝒅𝒅𝒅𝒅𝒅𝒅
𝑬𝑬𝒅𝒅𝒅𝒅𝒅𝒅 = �𝑽𝑽𝑲𝑲𝒗𝒗 + 𝟐𝟐𝟐𝟐𝑲𝑲𝑺𝑺 � 𝐬𝐬𝐬𝐬𝐬𝐬𝟐𝟐 𝜽𝜽
𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑
avec 𝜃𝜃 l’angle entre l’aimantation et l’axe de facile aimantation, 𝐾𝐾𝑣𝑣𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 et 𝐾𝐾𝑆𝑆
les constantes
d’anisotropie de volume et de surface, respectivement.
La rugosité a un effet certain sur le champ coercitif de nos films CoCr. Effectivement, les
échantillons qui présentent les plus grandes valeurs de rugosité CoCr(70nm)/Si et
CoCr(220nm)/Si, à savoir 18 Å et 11 Å, respectivement, possèdent les plus petites valeurs du
champ coercitif (table 4.4). Aussi, les couches minces dotées de surfaces très lisses sont
caractérisées par de grands champs coercitifs.
t(nm)
17
44
70
220
H C (Oe)
118
107
17
8
Ra m (Å)
------
------
18
11
Table 4.4: Evolution du champ coercitif en fonction de la rugosité.
D’autre part, les propriétés de la microstructure des films minces influant sur les paramètres
magnétiques, nous avons étudié l’effet de la taille des cristallites sur le champ coercitif des
échantillons recuits. La figure 4.10 représente l’évolution du champ coercitif en fonction de la
taille des cristallites après le recuit. Il y a une diminution du champ coercitif en fonction de
l’évolution de la taille des cristallites après le recuit sauf pour l’échantillon CoCr(17 nm)/Si, dont
97
Chapitre 4
le champ coercitif culmine à 177 Oe.
0110100
L’évolution du champ coercitif en fonction de la taille
des grains a été également étudiée par G. Herzer, étude qui porte sur différents matériaux doux
(figure 4.11) [K.H.J.Buschow-97]
180
Hc en fonction de L
après recuit
160
140
Hc (Oe)
120
100
80
60
40
20
60
70
80
90
L(nm)
100
110
120
Figure 4.10 : Variation du champ coercitif en fonction de la taille des grains après recuit pour
les films CoCr/Si
98
Chapitre 4
0110100
Figure 4.11: Champ coercitif en fonction de la taille des grains d’après G. Herzer
5. Comportement particulier de l’aimantation
Quelle que soit la technique utilisée pour obtenir les courbes d’aimantation on ne peut
pas imaginer avec précision l’allure exacte des cycles d’hystérésis. Effectivement, parmi
l’ensemble de nos échantillons CoCr/Si élaborés par évaporation sous vide, on relève quelques
uns qui présentent deux comportements particuliers. La particularité première à mettre en
exergue se résume au croisement du cycle d’hystérésis pour quelques films. La seconde consiste
en un décalage horizontal vers les champs positifs appliqués.
5.a. Cycles d’hystérésis croisés
Généralement un cycle d’hystérésis magnétique ou électrique est caractérisé par une seule
boucle. Dans la configuration planaire, un phénomène particulier est observé sur quelques cycles
d’hystérésis avant le recuit. C’est l’apparition de trois boucles dans une courbe d’aimantation,
constituant ainsi un cycle croisé. Dans la littérature, il a été reporté des comportements
d’aimantation possédant deux boucles d’hystérésis légèrement décalées [A. C. Midoir-02]. En
99
Chapitre 4
0110100
effet, Midoir et al. ont reporté ces cycles d’hystérésis à deux boucles sur leur système de Co/Cu
après une application d’un champ magnétique suivant un axe de difficile aimantation (figure
4.12). Cette zone est interprétée par Millev et al. [Y. T. Millev -98] comme étant une région de
coexistence de deux minima locaux de la densité d’énergie libre.
Pour nos échantillons, le phénomène de trois boucles d’hystérésis apparait uniquement
avant le recuit. Après le recuit, il disparait complètement, c’est-à-dire qu’après le recuit le cycle
d’aimantation est formé par une seule boucle d’hystérésis. Donc on peut supposer que l’absence
de ce phénomène est due au changement microstructural des couches minces après le recuit.
Dans la littérature, peu de travaux citent l’apparition ou l’interprétation de ces cycles croisés.
La figure 4.13 montre les cycles d’hystérésis, avant et après recuit, pour l’échantillon
CoCr (70nm)/Si.
Figure 4.12 : Deux boucles d’hystérésis obtenues pour un système Co/Cu [A. C. Midoir-02].
100
Chapitre 4
0110100
0,6
CoCr(70nm)/Si
avant recuit
après recuit
0,4
m(muem)
0,2
0,0
-0,2
-0,4
-0,6
-0,2
-0,1
0,0
0,1
0,2
H(kOe)
Figure 4.13: Cycles d’hystérésis avant et après recuit pour l’échantillon CoCr(70nm)/Si.
5b. Décalage des cycles d’hystérésis
Le deuxième comportement particulier observé sur nos échantillons est le décalage de
quelques cycles d’hystérésis vers les valeurs positives de champ extérieur appliqué. Un exemple
de cycle d’hystérésis décalé est illustré sur la figure 4.14. Ce décalage a été observé pour la
première fois par Meiklejohn et Bean sur des particules de cobalt oxydées en surface en CoO
ayant un couplage antiferromagnétique [W.H. Meiklejohn-57]. Ce décalage ou cette
anisotropie entre un film ferromagnétique et un matériau antiferromagnétique a d'abord été
101
Chapitre 4
0110100
modélisé comme étant un effet de surface uniquement. Plus tard, Mauri et al. [D. Mauri-87] ont,
pour la première fois, expliqué le phénomène par une anisotropie d’échange issue de la création
d’une paroi dans le matériau antiferromagnétique. L'anisotropie d'échange est donc comprise
comme une compétition entre une énergie d’interface et une énergie de paroi. Notons que la
valeur de ce décalage ou champ d’échange H E est de quelques Oersted (H E = 10 Oe) dans nos
échantillons [I.Djouada-07].
0,15
CoCr(18nm)/Si
H//
0,10
m(muem)
0,05
0,00
Décalage
-0,05
-0,10
-0,15
-0,2
-0,1
0,0
0,1
0,2
H(kOe)
Figure 4.14 : Décalage d’un cycle d’hystérésis pour un échantillon
CoCr/Si d’épaisseur t = 18 nm.
102
Chapitre 4
0110100
Conclusion
Les résultats des mesures cycles d’aimantation obtenus par AGFM et leur dépouillement
permettent de conclure que :
•
Après recuit à 700°C nos films gardent leurs signaux ferromagnétiques d’avant recuit,
avec la même anisotropie planaire.
•
Une augmentation considérable du champ coercitif est observée sur les films recuits,
ainsi qu’une diminution de l’aimantation à saturation pour la majorité des films.
•
•
Une amélioration notable de la rectangularité ou squareness, après recuit.
Une disparition totale des cycles croisés qui étaient présents sur quelques films non
recuits.
103
Chapitre 4
0110100
[A. Chiolerio-09] A. Chiolerio, J. Magn. Magn. Mater. 321, 2009.
[A.C. Midoir-02] A.C. Midoir, Thèse de Doctorat de l’Université de Paris X1, 2002.
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[A. Kharmouche-07]
A. Kharmouche, S.-M. Chérif, G. Schmerber, A. Bourzami, J. Magn.
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[A. Layadi-04] A. Layadi, Introduction au magnétisme, Alger, 2004.
[D. Mauri-87] D. Mauri et al, J. Appl. Phys 62, 3047(1987).
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104
Chapitre 4
0110100
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[P. Bruno-89] P. Bruno, Thèse de Doctorat de l’Université de Paris-Sud, 1989.
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[Y. T. Millev -98] Y. T. Millev, H. P. Oepen et J. Kirschner, Phys. Rev. B 57, 5837 (1998).
105
Conclusion générale
To be continued…
Intissar Djouada
106
Le but de ce travail de thèse est l’étude de l’effet du recuit thermique sur les propriétés
structurales et magnétiques des couches minces de CoCr déposés par évaporation sous vide par
effet Joule, sur deux types de substrats, Si(100) et verre. Les films ont ensuite subit un recuit
d’une heure à une température de 700°C, sous un vide de 10-7 mbar. Les épaisseurs des films
sont comprises entre 17 nm et 220 nm, et les concentrations atomiques confinées entre 12% et
20% de chrome, valeurs déterminées par la technique d’analyse de Spectroscopie par
Rétrodiffusion de Rutherford (RBS).
Avant recuit, l’étude par diffraction de rayons X a permis de conclure que les échantillons
déposés sur silicium sont polycristallins, avec une structure hexagonale compacte (hcp) et une
orientation préférentielle <0001>, les valeurs des paramètres de maille légèrement inférieures à
celles du cobalt massif, prouvant ainsi une compression de la maille cristalline. Les observations
au microscope à force atomique (AFM) laissent penser que la croissance des films minces se fait
selon le mode de Stranski-Krastanov.
Après recuit, les films ont gardé leur structure hexagonale compacte et l’orientation
préférentielle <0001>, et une nouvelle phase cubique à faces centrées (cfc) est apparue chez
quelques échantillons. Par ailleurs, les paramètres de maille a et c, sont devenus plus grands que
ceux du cobalt massif, montrant que les films sont sous contrainte: la maille est dilatée. En outre,
la taille des cristallites relatives au pic de Bragg dominant, Co hcp(0002), diminue d’une manière
quasi monotone avec la teneur en Cr. A partir des mesures de rocking curve nous avons calculé
les valeurs des largeurs à mi-hauteur (FWHM). Les très faibles valeurs trouvées, qui sont de
l’ordre de 0,49◦ et 0,79, montrent que les films possèdent une excellente orientation autour de
l’axe c.
107
L’étude de l’ensemble des cycles d’hystérésis des échantillons recuits, obtenus par un
magnétomètre à gradient de champ alternatif (AGFM), montre que les films demeurent
ferromagnétiques et possèdent toujours leur anisotropie planaire. Néanmoins, des améliorations
très significatives des propriétés magnétiques sont apparues. En effet, les courbes d’aimantation
des films recuits montrent une petite diminution de l’aimantation à saturation et une remarquable
augmentation du champ coercitif ainsi que de la squareness dont la valeur s’approche
sensiblement de l’unité.
D’autre part, les cycles d’hystérésis croisés qui caractérisaient quelques films avant
recuit, ont complètement disparu après recuit.
En conclusion, la recherche sur les alliages binaires et ternaires est toujours intense et
prolifique. Beaucoup de propriétés sont, encore, à défricher. Nous envisageons de procéder à des
investigations des propriétés structurales et magnétiques, statiques et dynamiques, sur des
alliages binaires et ternaires, notamment en diversifiant les substrats et leur température. Cela se
fera dans le cadre de la contribution à des projets de recherche, de l’habilitation universitaire…
108
Annexes
*******
Annexes
109
Annexes
*******
Annexe A
Démonstration du critère de Stoner
110
Annexes
*******
Démonstration du critère de Stoner
En 1930 Slater et Stoner combinent entre la statistique de Fermi-Dirac et
l’approximation du champ moléculaire pour expliquer le ferromagnétisme itinérant. Le plus
simple modèle d'électron itinérant est celui d'un gaz des électrons libres.
À partir de l’équation de Schrödinger, l'expression de la densité des états d'énergie est donnée
par :
𝑁𝑁(𝐸𝐸) = 4𝜋𝜋𝑉𝑉(
2𝑚𝑚 𝑒𝑒 3/2
)
ℎ2
𝐸𝐸1/2
Avec 𝑉𝑉 le volume du gaz d’électrons, 𝑚𝑚𝑒𝑒 la masse d’électron et ℎ la constante de Planck.
1
Chaque état peut être occupé par deux types d’électrons, un avec spin up (𝑚𝑚𝑠𝑠 = + 2 ) et l’autre
1
avec spin down (𝑚𝑚𝑠𝑠 = − 2), à T=0K. Le nombre total 𝑁𝑁 des électrons dans un volume V est
donné par :
𝐸𝐸
𝑁𝑁 = ∫0 𝐹𝐹 𝑁𝑁(𝐸𝐸)𝑑𝑑𝑑𝑑 = 4𝜋𝜋𝑉𝑉(
2𝑚𝑚 𝑒𝑒 3/2 𝐸𝐸𝐹𝐹
) ∫0
ℎ2
𝐸𝐸1/2 𝑑𝑑𝑑𝑑 =
D’où la densité d’état 𝑁𝑁(𝐸𝐸) en fonction de N :
𝑁𝑁(𝐸𝐸) = 4𝜋𝜋𝑉𝑉(
2𝑚𝑚 𝑒𝑒 3/2 1/2
) 𝐸𝐸
ℎ2
3
=4 (
𝑁𝑁
3
𝐸𝐸𝐹𝐹 2
8𝜋𝜋𝑉𝑉
3
(
2𝑚𝑚 𝑒𝑒 3/2
)
ℎ2
𝐸𝐸𝐹𝐹 3/ 2
)𝐸𝐸1/2
Dans un champ magnétique 𝐵𝐵𝑚𝑚 , l’aimantation est
𝑀𝑀 = µ𝐵𝐵 (𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 ) et
𝑛𝑛 = 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑
On a aussi :
𝐵𝐵𝑚𝑚 = 𝜆𝜆𝑚𝑚 𝑀𝑀
Avec 𝜆𝜆𝑚𝑚 constante
𝑛𝑛 = 𝑁𝑁(𝐸𝐸)/𝑉𝑉
Avec
∞
𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 = 1/2 ∫0 𝑛𝑛(𝐸𝐸)𝑓𝑓(𝐸𝐸 − µ𝐵𝐵 𝐵𝐵0 )𝑑𝑑𝑑𝑑
∞
𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 = 1/2 � 𝑛𝑛(𝐸𝐸)𝑓𝑓(𝐸𝐸 + µ𝐵𝐵 𝐵𝐵0 )𝑑𝑑𝑑𝑑
0
1
1
𝐻𝐻𝑚𝑚 = − µ𝐵𝐵𝑚𝑚 = − µ𝐵𝐵 (𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 )𝜆𝜆𝑚𝑚 µ𝐵𝐵 (𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 )
2
2
𝐻𝐻𝑚𝑚 = 2𝑈𝑈 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 ou bien
∆𝐸𝐸𝑚𝑚 = 2𝑈𝑈𝑈𝑈𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 − 2𝑈𝑈
1
U = - 4 µ𝐵𝐵 2 (𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 )𝜆𝜆𝑚𝑚
1 2
1
𝑛𝑛 = −𝑈𝑈 𝑛𝑛2 ((𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 )/𝑛𝑛)2
4
2
111
Annexes
*******
1
⇒ ∆𝐸𝐸𝑚𝑚 = −𝑈𝑈 2 𝑛𝑛2 𝑆𝑆 2
On pose S= (𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 )/𝑛𝑛
𝑛𝑛
𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 = 2 (1 + 𝑠𝑠)
et
𝑛𝑛
𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 = 2 (1 − 𝑠𝑠)
Quand le gaz d'électrons est magnétisé, les sous-bandes up et down sont décalées de 𝛿𝛿𝛿𝛿
(figure A). La variation de l'énergie cinétique durant une transition électronique d’un état de spin
down vers un état de spin up est donné par :
1
∆𝐸𝐸𝐶𝐶 = 2 �𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 �𝛿𝛿𝛿𝛿 =
𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛
2
Au niveau des bandes d’énergie, les électrons d’énergies inférieures à 𝐸𝐸𝐹𝐹 (spin down) sont
transférés vers des états d’énergies supérieures à 𝐸𝐸𝐹𝐹 (spin up) (figure A). Donc la variation
totale d’énergie est donnée par :
∆𝐸𝐸𝑇𝑇 = ∆𝐸𝐸𝐶𝐶 + ∆𝐸𝐸𝑚𝑚 =
𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛𝑛
1
− 𝑈𝑈 𝑛𝑛2 𝑆𝑆 2
2
2
On a aussi 𝑛𝑛(𝐸𝐸𝐹𝐹 ) 𝛿𝛿𝛿𝛿= 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 = 𝑛𝑛𝑛𝑛
𝑛𝑛 2
Alors ∆𝐸𝐸𝑇𝑇 = 2𝑛𝑛 (𝐸𝐸 ) 𝑆𝑆 2 [1 − 𝑈𝑈𝑛𝑛(𝐸𝐸𝐹𝐹 )]
𝐹𝐹
𝐸𝐸𝐹𝐹
𝑛𝑛(𝐸𝐸)
Figure A: Densité d’état d’un gaz d’électrons.
112
Annexes
*******
∆𝐸𝐸𝑇𝑇 est minimale pour [1 − 𝑈𝑈𝑛𝑛(𝐸𝐸𝐹𝐹 )] <0 donc 𝑼𝑼𝒏𝒏(𝑬𝑬𝑭𝑭 ) > 𝟏𝟏 . Une condition connue sous le
nom de critère de Stoner pour le ferromagnétisme. On voit que le ferromagnétisme est favorisé
pour une interaction forte électron-électron (c.-à-d., U grand) et une grande densité des états
n(𝐸𝐸𝐹𝐹 ) au niveau de Fermi[ A. P. Guimaraes-98].
113
Annexes
*******
Annexe B
Démonstration théorique de la courbe
Slater-Pauling
114
Annexes
*******
Démonstration théorique de la courbe de Slater-Pauling
L’aimantation des alliages binaires (courbe de Slater-Pauling)
Soit un alliage de deux composants 𝑀𝑀1−𝑥𝑥 𝑇𝑇𝑥𝑥 avec M est le métal hôte et T le soluté. Le moment
moyen par atome est donné par:
µ𝑚𝑚 = µ𝑀𝑀 (1 − 𝑥𝑥) + µ 𝑇𝑇 (𝑥𝑥) = µ𝐵𝐵 (𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 − 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 )
Dans les alliages, le nombre des électrons de valence 𝑍𝑍𝑚𝑚 est la somme des électrons de spin-up
et spin-down
𝑍𝑍𝑚𝑚 = 𝑍𝑍𝑀𝑀 (1 − 𝑥𝑥) + 𝑍𝑍𝑇𝑇 (𝑥𝑥) = 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 + 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑
µ𝑚𝑚 = 2 �𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑠𝑠𝑠𝑠 + 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑑𝑑 � − 𝑍𝑍𝑚𝑚
ou
µ𝑚𝑚 = 𝑍𝑍𝑚𝑚 − 2(𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 𝑠𝑠𝑠𝑠 + 𝑛𝑛𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑𝑑 𝑑𝑑 )
𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 = 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑠𝑠𝑠𝑠 + 𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑑𝑑
µ𝑚𝑚 = µ𝐵𝐵 �(1 − 𝑥𝑥)�2𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑑𝑑𝑑𝑑 − 𝑍𝑍𝑀𝑀 � + 𝑥𝑥�2𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑑𝑑 𝑇𝑇 − 𝑍𝑍𝑇𝑇 � + 2𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑠𝑠𝑠𝑠 �
Pour les éléments purs: µ𝑝𝑝𝑚𝑚 = µ𝐵𝐵 ��2𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑑𝑑𝑑𝑑 − 𝑍𝑍𝑇𝑇 � + 2𝑛𝑛𝑢𝑢𝑢𝑢 𝑠𝑠𝑠𝑠 �
𝐩𝐩
µ𝐦𝐦 = µ𝐦𝐦 − µ𝐁𝐁 [(𝟏𝟏 − 𝐱𝐱)(𝟏𝟏𝟏𝟏 + 𝐙𝐙𝐌𝐌 − 𝐙𝐙𝐓𝐓 )]
Cette relation prévoit une réduction linéaire du
moment moyen du métal de transition T avec
l'augmentation de la concentration de M.
Cette généralisation explique la plupart des
branches latérales apparaissant dans la courbe
de Slater-Pauling telles que
Co-Cr, Co-V, Ni-Cr, et Ni-V.
Figure B: Courbe de Slater-Pauling [P. Mohn-06]
115
Annexes
*******
Annexe C
Unités informatiques et magnétiques
116
Annexes
*******
1. Unités informatiques
Stockage magnétique
Le codage magnétique de l’information se fait selon deux états « 0 » ou « 1 » en fonction de la
configuration des aimantations. Un bit peut prendre deux valeurs (une particule est aimantée
dans un sens (1) ou dans un autre (0)). Bit est une contraction des mots binary digit, ou
également binary unit. Le mot fut utilisé pour la première fois par Claude Shannon dans un
article publié en 1948. On attribue cependant son origine à John Wilder Tukey, mathématicien
américain, qui inventa également le mot software.
•
Sur 1 bit, on peut coder 2 informations.
•
Sur 2 bits consécutifs, on peut coder 4 informations différentes : 00, 01, 10, 11.
•
Sur n bits consécutifs on peut coder 2n informations différentes.
Réciproquement, pour un ensemble de X informations différentes à coder, il faut au minimum
des codes de k= [log2(X)] bits.
* Mesures de taille et de vitesse
• 210= 1024.
• 1 octet = 8 bits.
• Kilo: 1 K unité = 210 * unité (Ex: 1Ko=1024 octets)
• Méga : 1 M unité = 220 * unité = 210 * K unité.
• Giga :1 G unité = 230 * unité = 210 * M unité.
• Bauds: 1Bds= 1 bit/second. KBds, MBds.
* Codage des lettres
Pour représenter une lettre ou un caractère on utilise des codes informatiques, un ensemble de
mots binaires, le Code ASCII (American Standard Code for Information Interchange) est
l’un des plus anciens et certainement le plus largement utilisé (table C).
* Codage des images
Une image est un tableau de Pixels (points lumineux et colorés sur l’écran).
• Nombre de pixels: dépend de la définition de l’image/de l’écran. Ex:1280X1024
• Les informations rattachées à un pixel sont:
– Sa luminosité (combien d’intensités possibles ? Ex: 2).
– Sa couleur (combien de couleurs possibles ? Ex: 16 millions).
• On peut dans cet exemple coder un pixel sur 25 bits: 1bit pour l’intensité, 24 bits pour la
couleur.
117
Annexes
*******
• Chaque image, si elle est codée comme la juxtaposition des codes de chacun des pixels,
prend donc : 1280x1024x25= environ 3,3 millions de bits.
Table C: Quelques exemples de mots du code ASCII
2. Unités magnétiques
Grandeur
Symbole
cgs
SI
Champ magnétique
H
1 Oersted
103/4π A.m-1
Induction magnétique
B
1Gauss
10-4 Teslas
Aimantation
M
1 emu/cm3
103A.m-1
Constante d’anisotropie
K
1 erg.cm-3
10-1J.m-3
Densité volumique d’énergie
E
1erg.cm-3
Moment magnétique
m
1emu
10-3 A.m-2
Perméabilité du vide
µ0
1G.Oe-1
4π10-7T.A.m-1
susceptibilité
χ
1
4π
µB
9.274 10-21 erg.G
9.274 10-24J.T-1
Magnéton de Bohr
118
Annexes
*******
Annexe D
Croissance des couches minces
119
Annexes
*******
Croissance des couches minces
La topographie de la surface d’une couche mince joue un rôle très important dans
l’emploi de ces couches. Souvent, on a besoin de surfaces très lisses, comme dans le domaine du
stockage des données, et contrairement à d’autres applications, il est nécessaire d’avoir des
surfaces très rugueuses, comme en tribologie.
Il a été établi, d’après Bauer en 1958, que la croissance initiale est fortement dépendante du
contact entre le substrat et le film déposé (figure C.1). Par conséquent, l’état de surface et les
énergies libres des substrats influent sur la phase initiale de la formation de la couche mince.
L’état d’équilibre est décrit par l’équation de Young [H. Scheel -03]:
𝛾𝛾𝑆𝑆𝑆𝑆 = 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 + 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 𝑐𝑐𝑐𝑐𝑐𝑐𝑐𝑐
Figure C.1: Différents contacts entre le film, le substrat, et le vide.
Avec 𝛾𝛾𝑆𝑆𝑆𝑆 , 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 et 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 l’énergie libre d’interface de substrat-vide, film-substrat et film-
vide, respectivement, et 𝜃𝜃 est l’angle du contact ou mouillage. Le mouillage est maximal si
𝜃𝜃 = 0. En se basant sur ces considérations thermodynamiques, on distingue trois modes de
croissance de couches minces (figure C.2) :
Si 𝛾𝛾𝑆𝑆𝑆𝑆 = 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 + 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 nous nous attendons à une croissance bidimensionnelle ou couche
par couche, c’est le mode Franck van der Merwe (FVDM) décrit en 1949.
120
Annexes
*******
Si 𝛾𝛾𝑆𝑆𝑆𝑆< ˂𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 + 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 correspondant à un grand angle de contact, c’est-à-dire peu de
mouillage, c’est le mode
Volmer-Weber (VW) correspondant à une croissance
tridimensionnelle avec formation d’îlots 3D.
Si 𝛾𝛾𝑆𝑆𝑆𝑆 ˃> 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 + 𝛾𝛾𝐹𝐹𝐹𝐹 un cas intermédiaire, correspondant à une croissance couche par
couche pour les premiers plans atomiques et finissant par une croissance
tridimensionnelle, c’est le mode Stranski-Krastanov (SK) décrit en 1938.
a
b
c
Figure C.2: Modes de croissance de films sur substrat : (a) modèle de Frank Van Der Merwe
(b) modèle de Stranski Krastanov, (c) modèle de Volmer Weber,
121
Annexes
*******
Annexe E
Abréviations
122
Annexes
*******
Abréviations
IBM: International Business Machines
LM R: Longitudinal Magnetic Recording.
PMR : Perpendicular Magnetic Recording
PVD: Physical Vapor Deposition
CVD: Chemical Vapor Deposition
RF: Radio Frequency
DC: Direct Current
SUL : Soft Magnetic Underlayer
PIXE: Proton Induced X-ray Emission
RBS: Rutherford Backscattering Spectrometry
ERDA: Elastic Recoil Detection Analysis
NRA: Nuclear Reaction Analysis
PIGE: Proton Induced Gamma-ray Emission
XRD: X-ray diffraction
AGFM: Alternating Gradient Field Magnetometer
SQUID: Superconducting Quantum Interference Devices
VSM: Vibrating Sample Magnetometer
AFM: Atomic Force Microscopy
MFM: Magnetic Force Microscopy
ASCII : American Standard Code for Information Interchange
ASTM : American Society for Testing and Materials
JCPDS: Joint Committee on Powder Diffraction Standard
123
Annexes
*******
Références
[ A. P. Guimaraes-98] A. P. Guimaraes et I. S. Oliveira, MAGNETISM AND MAGNETIC
RESONANCE IN SOLIDS, Canada,1998.
[P. Mohn-06] P. Mohn, Magnetism in the solid state, New York, 2006
[H. Scheel-03] H. SCHEEL, T. FUKUDA, Crystal Growth Technology, England, 2003.
124
Activités de recherche
I. Projets de recherche
-Membre de projet de recherche CNEPRU : “ Etudes des propriétés structurales, magnétiques et
semi-conductrices des couches minces’’.
Code : D01220080056 projet agréé à partir du 01/01/2009, achevé le 01/01 /2012. Bilan positif.
- Membre de projet de recherche CNEPRU : “Elaborations, caractérisations et études de
propriétés physiques de matériaux en couches minces’’.
Code: D01220110045 projet agréé à partir du 01/01/2012.
II. Communications nationales et internationales
1. I. Djouada, A. Kharmouche, and G. Schmerber,“Annealing effect on the magnetic
properties of evaporated CoCr thin films”, présentée à “2nd INTERNATIONAL
ADVANCES
in
APPLIED PHYSICS
and
MATERIALS
SCIENCE
CONGRESS”(APMAS2012)
April
26-29,2012,
ANTALYA,
TURKEY.
www.apmas2012.org
2. I. Djouada and A. Kharmouche, ‘Etudes de couches minces de CoCr par Microscopie
à Force Atomique (AFM)’présentée à “International Conference On Optics”08-09
and 10 November 2008 ‘ICO 2008’ Setif, Algeria.
3. I. Djouada, A. Kharmouche, A. Guittoum, M. Saad “Properties of the interface in
evaporated Co x Cr 1-x /Si(100) films”, présentée à “International Conference on
Modeling and Simulation” (MS’07 ALGIERS) July, 02-04, 2007.
4. I. Djouada, A. Kharmouche, A. Guittoum, M. Saad, “Etude de propriétés structurales et
magnétiques de couches minces de Co x Cr 1-x évaporées sous vide sur Si (100) et verre”, présentée aux
“Deuxièmes journées de la physique et de ses applications”, Université Ibn Khaldoun, Tiaret, Algérie,
06-08 Mai 2007.
5. I. Djouada, G. Schmerber, S-M. Chérif, et A. Kharmouche, “Structure cristalline,
morphologie et magnétisme de couches minces de Co x Cr 1-x évaporées sous vide sur deux substrats
Si(100) et verre” présentée au “Colloque Algéro-Français OASIS”, Béchar, Algérie, 11-13 Novembre
2006.
Publications internationales
1.
I. Djouada, A. Kharmouche, G. Schmerber, “Effect of annealing on the structural
properties of Co x Cr 1-x thin films”, Eur. Phys. J. Appl. Phys. (2012) 58: 10301
DOI: 10.1051/epjap/2012110391
2. A. Kharmouche, I. Djouada, ‘‘Structural studies of evaporated Co x Cr 1−x /Si (1 0 0)
and CoxCr1_x/glass thin films’’, Appl. Surf. Science 254 (2008) 5732–5735.
‫ﻤﻠﺨﺹ‬
‫ﻓﻲ ﻫﺫﺍ ﺍﻟﻌﻤﻝ ﻗﻤﻨﺎ ﺒﺩﺭﺍﺴـﺔ ﺍﻟﺨﺼـﺎﺌﺹ ﺍﻟﺒﻠﻭﺭﻴﺔ ﻭﺍﻟﻤﻐﻨـﺎﻁﻴﺴﻴـﺔ ﻟﺴـﻠﺴـﻠﺔ ﻤﻥ ﺍﻟﺭﻗﺎﺌﻕ‬
‫ ﻭ‬Si(100) ،‫ ﻓﻭﻕ ﻨﻭﻋﻴﻥ ﻤﻥ ﺍﻟﻤﺴـ ﺍﻨﺩ‬،‫ ﺼﻨﻌﺕ ﺒﻁﺭﻴﻘﺔ ﺍﻟﺘﺒﺨﻴﺭ ﻓﻲ ﺍﻟﻔﺭﺍﻍ ﺒﻔﻌﻝ ﺠﻭﻝ‬Co x Cr 1-x
R
R
R
R
‫ ﺒﺘﻘﺩﻴﺭ‬RBS ‫ ﺴﻤﺤـﺕ ﺘﻘﻨـﻴﺔ‬. 10-7 mbar ‫ ﻭ ﻓﻲ ﻓﺭﺍﻍ‬700°C ‫ ﺒﻌﺩ ﻤﻌﺎﻟﺠﺔ ﺤﺭﺍﺭﻴﺔ ﻋـﻨﺩ‬،‫ﺯﺠﺎﺝ‬
P
P
.88% - 80% ‫ ﻓﻲ ﺍﻟﻤﺠﺎﻝ‬x ‫ ﻜﻤﺎ ﺴﻤﺤﺕ ﺒﺤﺼـﺭ ﻗﻴﻡ‬،220nm ‫ ﻭ‬17nm ‫ﺴـﻤﻙ ﺍﻟﻌﻴﻨـﺎﺕ ﺒﻴﻥ‬
‫ ﻟﻡ ﺘﻐﻴﺭ ﺒﻨﻴﺘﻬﺎ ﺍﻟﺒﻠﻭﺭﻴﺔ‬CoCr ‫ ﺒﻌﺩ ﺍﻟﻤﻌﺎﻟﺠﺔ ﺍﻟﺤﺭﺍﺭﻴﺔ ﺃﻥ ﺍﻟﻌﻴﻨﺎﺕ‬XRD ‫ﺃﺜﺒﺘـﺕ ﺍﻟﺩﺭﺍﺴﺔ ﺒﻭﺍﺴﻁﺔ‬
‫ ﺘﺯﺍﻴﺩ ﺃﺒﻌﺎﺩ ﺍﻟﺒﻠﻭﺭﺍﺕ ﻭ ﻙ ﺫﺍ ﺍﻟﻭﺴـﺎﺌﻁ‬XRD ‫ ﻜﻤﺎ ﺃﺜﺒﺘﺕ‬.<0001> ‫ ﻭﻻ ﺍﻻﺘﺠـﺎﻩ ﺍﻟﻤﻔﻀﻝ‬hcp
‫ ﺘﻨﺎﻗﺼﺕ ﺃﺒﻌﺎﺩ‬،‫ﻤﻥ ﺠﻬﺔ ﺃﺨـﺭﻯ‬
.‫ ﻫﺫﺍ ﻴﺅﻜﺩ ﺃﻥ ﺍﻟﺒﻠﻭﺭﺍﺕ ﺘـﻭﺠﺩ ﺘﺤﺕ ﻀﻐﻁ ﺘﻤﺩﻴﺩﻱ‬.‫ﺍﻟﺒﻠﻭﺭﻴﺔ‬
‫ ﺃﻥ ﻁﺭﻴﻘﺔ ﻨﻤﻭ ﺍﻟﺭﻗﺎﺌﻕ ﻫﻲ ﻤﻥ ﺍﻟﻨﻤـﻁ‬AFM
‫ ﻜﻤﺎ ﺃﺜﺒﺕ ﺍﻟﻤﺠﻬﺭ‬.Cr ‫ﺍﻟﺒﻠﻭﺭﺍﺕ ﺒﺘﺯﺍﻴﺩ ﺘﺭﻜﻴﺯ‬
‫ ﺍﻟﺘﻲ ﺘﻤﺕ ﺒﻭﺍﺴﻁﺔ ﺘﻘﻨـﻴﺔ‬،‫ ﺃﺜﺒﺘـﺕ ﺩﺭﺍﺴـﺔ ﺍﻟﺨﺼﺎﺌﺹ ﺍﻟﻤﻐﻨﺎﻁﻴﺴﻴﺔ‬.Stranski-Krastanov
‫ ﺒﻌﺩ‬،‫ ﺃﻥ ﺍﻟﻌﻴﻨﺎﺕ ﺤﺎﻓﻅﺕ ﻋﻠﻰ ﻤﻐﻨﺎﻁﻴﺴﻴﺘﻬﺎ ﺍﻟﺤﺩﻴﺩﻴﺔ ﻭ ﻙ ﺫﻟﻙ ﻋﻠﻰ ﻤﻐﻨﺎﻁﻴﺴﻴﺘﻬﺎ ﺍﻟﻤﺴﺘـﻭﻴﺔ‬،AGFM
‫ ﻜﺎﻥ ﻓﻌﻝ ﺍﻟﻤﻌﺎﻟﺠﺔ ﺍﻟﺤﺭﺍﺭﻴﺔ ﺠﺩ ﺒﺎﺭﺯﺍ ﻋﻠﻰ ﺍﻟﺘﺯﺍﻴﺩ ﺍﻟﻜﺒﻴﺭ ﻟﻠﺤﻘﻝ ﺍﻟﻘﺎﻫﺭ ﻭ ﺘﻨﺎﻗﺹ‬. ‫ﺍﻟﻤﻌﺎﻟﺠﺔ ﺍﻟﺤﺭﺍﺭﻴﺔ‬
.‫ﻤﻐﻨﺎﻁﺴﻴﺔ ﺍﻟﺘﺸﺒﻊ ﻭ ﻙﺫﺍ ﻋﻠﻰ ﻤﺭﺒﻌﻴﺔ ﺍﻟﻤﻨﺤﻨﻴﺎﺕ ﺍﻟﻤﻌﻨﺎﻁﻴﺴﻴﺔ‬
:‫ﻛﻠﻤـﺎﺕ ﻣﻔﺘـﺎﺣﻴـﺔ‬
.‫؛ ﻣﻨﺤﻨﻴـﺎﺕ ﺍﻟﻤﻐﻨـﺎﻁﻴﺴﻴـﺔ؛ ﺍﻟﺤﻘـﻞ ﺍﻟﻘـﺎﻫﺮ‬XRD ‫؛ ﻁﺒﻘـﺎﺕ ﺭﻗﻴـﻘﺔ؛ ﻣﻌـﺎ ﻟﺠﺔ ﺣـﺮﺍﺭﻳـﺔ؛‬CoCr
Abstract
In this thesis we study the structural and magnetic properties of evaporated
CoCr thin films, under vacuum, onto Si(100) and glass, and annealed at 700°C
-7
for one hour, under a vacuum of 10 mbar. The thicknesses are ranging from
17nm to 220nm, and the atomic chromium content ranges from 12% to 20%,
values determined by RBS measurements. XRD studies have shown that the
films kept their hexagonal close packed (hcp) crystallographic structure and the
preferential orientation <0001>, after annealing. Besides, the crystallite size and
the parameter cells increased, which infer that the films are under a tensile
stress. On another hand, the crystallite size decreases with the chromium
content. Further, AFM observations infer that the films have a growth mode of
the type Stranski-Krastanov. At last, the hysteresis loops, performed by means
of an AGFM magnetometer, infer that the samples remain ferromagnetic, after
annealing, with in-plane anisotropy and a slight decrease of the saturation
magnetization. Coercive field has remarkably increased and the squareness of
the annealed films has really improved.
Keywords : CoCr; thin films; annealing ; XRD; magnetization curve; coercive
field
P
P
Résumé
Ce travail de thèse porte sur l’étude des propriétés structurales et magnétiques
des couches minces CoCr évaporées sous vide sur deux substrats Si(100) et
verre, ayant subit un recuit thermique d’une heure, à une température de 700°C
et sous un vide de 10-7 mbar. Les épaisseurs sont confinées dans la gamme 17
P
P
nm-220 nm, et les concentrations atomiques dans la gamme 82%-88% de Co,
valeurs déterminées par les mesures de RBS. L’étude par DRX a montré que
les films ont gardé leur structure cristallographique hcp ainsi que la direction
préférentielle <0001>, après recuit. D’autre part, la taille des cristallites et les
paramètres de maille ont augmenté, ce qui montre que les films sont sous
contrainte du fait de la dilatation de la maille cristalline. La taille des cristallites
diminue avec la teneur en Cr. Par ailleurs, les observations AFM montrent
qu’une croissance du type Stranski-Krastanov est favorisée. Enfin, les mesures
de cycles d’hystérésis par AGFM permettent d’affirmer que nos couches
minces demeurent ferromagnétiques après recuit, avec une anisotropie planaire
et une légère diminution de l’aimantation à saturation. Le champ coercitif se
trouve remarquablement augmenté et une grande amélioration de la squareness
caractérise les films recuits.
Mots clés: CoCr ; couches minces; recuit; DRX; courbe d’aimantation; champ
coercitif.

Etude de propriétés structurales et magnétiques des couches

Transcription

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