PREPARAC ¸ ˜ AO DAS AMOSTRAS

3.2.1 Deposi¸c˜ao por Evapora¸c˜ao Cat´odica ou Sputtering

Esta ´e uma t´ecnica largamente utilizada na ind´ustria de semicondutores, principal-mente na produ¸c˜ao de filmes met´alicos. Nesta tese utilizamos a deposi¸c˜ao por evapora¸c˜ao cat´odica para fabricarmos filmes finos e multicamadas magn´eticas. Esta t´ecnica consiste em retirar ´atomos de um material alvo, em um ambiente com baixa press˜ao, e em seguida deposit´a-los sobre uma superf´ıcie, no caso os substratos onde s˜ao crescidos os filmes.

Inicialmente, neste processo, tanto os alvos dos materiais que desejamos depositar sobre os substratos quanto os pr´oprios substratos s˜ao colocados dentro de uma cˆamara de v´acuo. Quando a press˜ao dentro desta cˆamara atinge valores da ordem de 10⁻7 Torr

Figura 3.1 Figura esquem´atica do processo de deposi¸c˜ao por evapora¸c˜ao cat´odica. Nesta figura as bolas cinzas representam ´atomos do material alvo que s˜ao arrancados de sua superf´ıcie devido a colis˜oes com os ´ıons incidentes sobre o alvo (bolas verdes). As bolas vermelhas representam el´etrons e as bolas brancas representam ´atomos de argˆonio.

injetamos um g´as nobre (utilizamos argˆonio) que faz com que a press˜ao na cˆamara seja elevada para a ordem de 10⁻3 Torr. O pr´oximo passo ´e ionizar este g´as dentro da cˆamara criando um plasma, para tal aplicamos uma diferen¸ca de potencial (dc ou rf) entre o ˆanodo (substrato) e o c´atodo (alvo). Os ´ıons resultantes da ioniza¸c˜ao do argˆonio s˜ao acelerados contra o material alvo, e assim s˜ao capazes de transmitir energia cin´etica para o mesmo atrav´es de colis˜oes. Desta forma ´e poss´ıvel arrancar ´atomos do material alvo e direcion´a-los para o substrato. A figura 3.1 ilustra este processo detalhadamente.

Alguns dos fenˆomenos resultantes da colis˜ao de part´ıculas ionizadas com os ´atomos do material alvo dependem da magnitude da energia cin´etica envolvida. Podemos destacar alguns deles: (i) eje¸c˜ao de ´atomos e part´ıculas; (ii) reflex˜ao e implanta¸c˜ao de ´ıons na superf´ıcie do material alvo e (iii) produ¸c˜ao de part´ıculas devido `a colis˜oes secund´arias em cascata. A dominˆancia de cada um desses efeitos depender´a da faixa de energia cin´etica envolvida, a qual pode ser controlada atrav´es da voltagem aplicada entre o alvo e o substrato que ´e da ordem de 1 kV.

Obviamente, o efeito mais importante na t´ecnica sputtering ´e a eje¸c˜ao de ´atomos neutros e carregados. Na situa¸c˜ao em que a energia dos ´ıons incidentes ´e maior que a energia de ioniza¸c˜ao dos ´atomos presentes na superf´ıcie do alvo, ocorrer´a transferˆencia de energia entre os mesmos, tornando poss´ıvel a eje¸c˜ao de ´atomos do alvo. Alguns desses ´atomos arrancados conseguir˜ao atingir a superf´ıcie do substrato, iniciando-se assim o processo de forma¸c˜ao de um filme fino.

`

A medida que os ´atomos v˜ao sendo depositados na superf´ıcie do substrato a energia cin´etica dos mesmos ´e transformada em energia potencial na forma de liga¸c˜oes entre esses ´atomos. Uma distribui¸c˜ao uniforme dessas energias s´o ´e poss´ıvel se os ´ıons n˜ao forem muito energ´eticos, mas ainda assim capazes de arrancar ´atomos das 5-10 monocamadas do material alvo.

Caso as energias cin´eticas envolvidas sejam muito maiores que a energia de liga¸c˜ao dos ´atomos presentes no alvo, ocorrem deslocamentos dos ´atomos do alvo para outros s´ıtios da rede o que pode acarretar em vacˆancias, defeitos no alvo e recristaliza¸c˜ao da rede.

Tabela 3.1 Energia m´ınima (Emin) do ´atomo de Ar para arrancar ´atomos do material alvo.

M aterial Emin (eV) N i 21 F e 20 Cu 17 W 33 T a 26 SiO2 16

Na tabela 3.1 s˜ao dados os valores de energia m´ınima do ´atomo de argˆonio para que o mesmo possa arrancar ´atomos de alvos de alguns materias listados. De acordo com esta tabela, por exemplo, um ´atomo de argˆonio deve ter 21eV de energia para arrancar ´atomos de um alvo de n´ıquel.

3.2.2 Plasma

Identificado em 1879 por William Crookes, o plasma ´e conhecido como o quarto estado f´ısico da mat´eria. Ele ´e similar ao g´as por´em com parte de suas part´ıculas ionizadas. Es-sencialmente, o plasma ´e uma descarga luminosa, um estado onde coexistem em equil´ıbrio ´atomos de um g´as neutro, ´ıons, el´etrons e f´otons.

Para que o processo de deposi¸c˜ao por evapora¸c˜ao cat´odica ou sputtering ocorra ´e ne-cess´ario que a densidade total de part´ıculas seja alta comparada com as dimens˜oes do plasma formado na cˆamara de v´acuo. Isto garante um alto n´umero de intera¸c˜oes ele-trost´aticas. Al´em disso, as densidades de ´ıons e el´etrons devem ser pequenas comparadas com a densidade total de part´ıculas presentes no plasma. A figura 3.1 ilustra o processo de deposi¸c˜ao bem como a forma¸c˜ao do plasma dentro da cˆamara de v´acuo. Quando apli-camos um diferen¸ca de potencial entre o c´atodo (alvo) e o ˆanodo (substrato), cada el´etron livre ´e acelerado na dire¸c˜ao do ˆanodo, por´em ao longo deste percurso estes el´etrons so-frem colis˜oes com os ´atomos do g´as neutro presentes na cˆamara (argˆonio). Estas colis˜oes arrancam el´etrons das ´ultimas camadas eletrˆonicas dos ´atomos de argˆonio ionizando-os e criando el´etrons secund´arios por meio da seguinte rea¸c˜ao:

e⁻+Ar⁰ →Ar⁺+ 2e⁻ (.)

Os ´ıons de argˆonio criados s˜ao acelerados na dire¸c˜ao do c´atodo (alvo), sofrendo colis˜oes e trocas de energia com os ´atomos presentes na superf´ıcie do material alvo. Dessa forma, ´atomos do material alvo s˜ao ejetados, bem como el´etrons livres que alimentam a forma¸c˜ao de novos ´ıons, possibilitando a continuidade da rea¸c˜ao descrita na equa¸c˜ao..

Inicialmente, a corrente el´etrica entre o c´atodo e ˆanodo aumenta rapidamente devido ao grande n´umero de part´ıculas carregadas presentes nesta regi˜ao, mas como a fonte de potˆencia tem uma alta impedˆancia, a voltagem permanece aproximadamente constante. Este regime, em que uma grande quantidade de ´eletrons e ´ıons s˜ao criados, ´e conhecido como descarga de Townsend. O pr´oximo est´agio ´e o de descarga luminosa normal, neste regime a quantidade de el´etrons gerados ´e capaz de produzir uma quantidade de ´ıons

suficientes para que a quantidade de el´etrons permane¸ca inalterada, ´e um estado de auto-sustenta¸c˜ao. Neste est´agio o g´as emite luz e a voltagem decresce enquanto que a corrente aumenta rapidamente. Uma das caracter´ısticas da descarga luminosa normal ´e a n˜ao uniformidade na densidade de ´ıons, pois a mesma ´e mais intensa em torno de bordas e irregularidades. O terceiro est´agio de descarga anormal ´e obtido aumentando-se a voltagem, isto faz com que os ´ıons acelerados se distribuam uniformemente por toda a superf´ıcie do c´atodo. Esta ´e a regi˜ao operativa dosputtering. Por conserva¸c˜ao de energia, f´otons s˜ao liberados quando el´etrons livres colidem com ´ıons formando ´atomos neutros. Esta ´e a raz˜ao do plasma ser brilhante.

Um efeito n˜ao desejado durante o processo de deposi¸c˜ao por evapora¸c˜ao cat´odica ´e o bombardeamento tanto do alvo quanto do substrato por part´ıculas que s˜ao subprodu-tos de colis˜oes presentes na regi˜ao do plasma. O processo de deposi¸c˜ao n˜ao ´e simples, pois os ´atomos neutros arrancados da superf´ıcie do alvo devem atravessar a regi˜ao de descarga luminosa a fim de chegar at´e o substrato. O desej´avel ´e que estes ´atomos n˜ao sofram colis˜oes durante esta travessia, pois isto geraria ´ıons ao inv´es de ´atomos neutros, prejudicando assim a qualidade do filme depositado. Todavia, tanto as rea¸c˜oes qu´ımicas quanto outros processos presentes na regi˜ao plasma s˜ao mais ben´eficos que mal´eficos. De modo geral, eles favorecem a deposi¸c˜ao do filme e a limpeza do substrato, especialmente se a configura¸c˜ao do sistema for tal que os substratos estejam dispostos acima do alvo, configura¸c˜aosputter up.

3.2.3 Eficiˆencia da T´ecnica Sputtering

As propriedades f´ısico-qu´ımicas das camadas depositadas por evapora¸c˜ao cat´odica dependem de alguns parˆametros como: energia dos ´ıons, n´umero de ´atomos ejetados do alvo por ´ıon incidente, densidade do plasma, condi¸c˜oes do substrato, condi¸c˜oes do ambiente de deposi¸c˜ao, dopantes, gases residuais, part´ıculas secund´arias emitidas a partir do substrato, dentre outros. Dentre esses parˆametros, ´e o n´umero de ´atomos ejetados por ´ıon incidente que determina a eficiˆencia desta t´ecnica, pois esta ´e a quantidade mais

importante para a forma¸c˜ao de filmes finos.

Em 1969, Sigmund [84] propˆos uma das teorias mais bem sucedidas para o c´alculo da eficiˆencia do sputtering (S) ou sputtering yield. Esta teoria torna poss´ıvel o c´alculo da eficiˆencia a partir de parˆametros pr´oprios de cada material e de suas caracter´ısticas cristalogr´aficas, sem a necessidade de parˆametros de ajuste. Para o an´alise da eficiˆencia dosputtering ´e importante definir:

1. Tipo de colis˜ao (el´astica ou inel´astica), 2. Se¸c˜ao transversal de espalhamento,

3. Estrutura do material alvo (cristalino ou randˆomico), 4. Energia m´ınima dos ´ıons incidentes,

5. Natureza e for¸cas de liga¸c˜ao na superf´ıcie do alvo,

6. Geometria do processo de deposi¸c˜ao como: ˆangulo de incidˆencia, distˆancia alvo-substrato, dentre outros.

A eficiˆencia deste processo de deposi¸c˜ao depende das massas atˆomicas tanto da part´ıcula incidente (m1) quanto da part´ıcula que se encontra em repouso no alvo (m2). Depende da energia da part´ıcula incidente E1, da energia de liga¸c˜ao do ´atomo na superf´ıcie do alvo Eb, depende dos n´umeros atˆomicos Z1 eZ2 das part´ıculas incidente e a part´ıcula do alvo, respectivamente. De acordo com a teoria de Sigmund a eficiˆencia S ´e dada por:

S = ^3α π2 m1m2 (m1+m2)2 E1 Eb , para E1 <1keV, (.) S= 3.56α ^Z1Z2 (Z₁^2/3+Z₂^2/3) m1 (m1+m2)2 Sn(E1) Eb , para E₁ >1keV, ₍.) onde α´e uma fun¸c˜ao das massas m1 em2, eSn(E1) ´e a perda de energia por unidade de comprimento durante a colis˜ao. Estes c´alculos nos d˜ao uma medida relativa da taxa de

eros˜ao do alvo ou da taxa de deposi¸c˜ao do filme. Na tabela 3.2 s˜ao dados os valores da eficiˆencia em ´ıon/´atomo para dois valores de energia (E1) dos ´ıons de argˆonio (0.5 keV e 1.0keV) e materiais alvos como ferro, n´ıquel, cobalto, cobre, tungstˆenio e tˆantalo.

Tabela 3.2 Eficiˆencia do sputteringS para a energia do ´ıon de Ar de 0,5 keV e 1,0 keV M aterial S (´ıon/´atomo) S (´ıon/´atomo)

E₁ = 0,5keV E₁ = 1,0keV F e 1,10 1,30 N i 1,45 2,20 Co 1,22 − Cu 2,35 2,85 W 0,57 − T a 0,57 − 3.2.4 Sputtering dc e magnetron

No sputtering dc, discutido anteriormente, o plasma ´e criado e mantido a partir da aplica¸c˜ao de uma diferen¸ca de potencial dc entre o c´atodo e o ˆanodo, isto exige que os eletrodos sejam met´alicos. Alguns dos aspectos negativos do sputtering dc ´e a taxa de deposi¸c˜ao lenta e o bombardeamento do substrato por el´etrons, o que pode causar danos estruturais e superquecimento.

Podemos listar algumas caracter´ısticas do sputtering dc: (i) de modo geral, os ´ıons s˜ao produzidos distantes do alvo e dificilmente estes ´ıons atingir˜ao o mesmo; (ii) o livre caminho m´edio dos el´etrons (distˆancia percorrida entre duas colis˜oes) ´e relativamente grande; (iii) el´etrons coletados no ˆanodo n˜ao fazem parte do processo de ioniza¸c˜ao no c´atodo (libera¸c˜ao de el´etrons secund´arios).

Nesta configura¸c˜ao, a eficiˆencia na ioniza¸c˜ao ´e baixa e a descarga auto-sustentada s´o ocorre a press˜oes inferiores a 10mT orr. Para altas press˜oes, a probabilidade dos ´atomos ejetados do alvo sofrerem colis˜oes e n˜ao atingirem o substrato ou fazˆe-lo inadequadamente

Figura 3.2 Ilustra¸c˜ao do sputtering magnetron. As linhas de campo magn´etico, gerado por im˜as permanentes, s˜ao representadas na figura acima pelas linhas amarelas.

´e alta. As condi¸c˜oes de opera¸c˜ao ´otima do sputtering dc s˜ao: press˜ao de argˆonio de

60−140 mT orr e correntes de plasma maiores que 160 mA. A taxa de deposi¸c˜ao no

sputtering dc ´e proporcional `a potˆencia dc e inversamente proporcional `a distˆancia entre o substrato e o alvo [85, 86].

Uma das maneiras de solucionar o problema da taxa de deposi¸c˜ao lenta e o bombar-deamento do substrato por el´etros livres ´e a implanta¸c˜ao (por tr´as do c´atodo) de im˜as permanentes que produzem campos magn´eticos capazes de confinar tais el´etrons sobre a superf´ıcie do alvo. Veja o esquema na figura 3.2. Esta configura¸c˜ao ´e chamadamagnetron, e no nosso caso ´e formada por um c´atodo cil´ındrico envolto pelo ˆanodo. Nesta situa¸c˜ao, os el´etrons livres produzidos no c´atodo s˜ao acelerados contra o ˆanodo em movimento helicoidal devido `a for¸ca de Lorentz. Isto aumenta o tempo que o el´etron fica no plasma, aumentando tamb´em a probabilidade deste el´etron colidir com uma mol´ecula de argˆonio resultando no aparecimento de ´ıons. Esta ´e uma das raz˜oes por que na configura¸c˜ao magnetron as taxas de deposi¸c˜ao s˜ao bem mais altas que no modo dc. Outra vantagem

desta configura¸c˜ao ´e a possibilidade de manter o plasma com voltagens baixas e press˜oes de at´e 3mT orr. Dessa forma, somos capazes de trabalhar com baixas taxas de deposi¸c˜ao de at´e 0,4 ˚A/s.

3.3 RESSONˆANCIA FERROMAGN´ETICA

3.3.1 Introdu¸c˜ao `a T´ecnica de FMR

A ressonˆancia ferromagn´etica, ou FMR, nada mais ´e que a resposta de uma amostra magn´etica a um campo de microondas. Esta ´e uma t´ecnica muito utilizada para o estudo da dinˆamica de spin em materiais ferromagn´eticos.

A observa¸c˜ao da absor¸c˜ao de radia¸c˜ao de microondas em meios ferromagn´eticos foi feita pela primeira vez em 1912 por V. K. Arkadyev [87], e somente em 1923 Ya. G. Dorfman [88] deu a primeira interpreta¸c˜ao t´eorica para os experimentos que haviam sido realizados at´e ent˜ao. De fato, apenas em 1946 ocorreram progressos essenciais nesta ´area quando E. K. Zavoiskii [89] e J. H. E. Griffiths [75] observaram, independentemente, linhas de ressonˆancia em Ni, Fe e Co. Posteriormente em 1947 e 1948, C. Kittel [76, 90] generalizou a teoria proposta por Landau-Lifshitz [91].

A id´eia principal de um experimento de FMR, consiste em aplicar um campo de microondas numa amostra que esteja situada em um campo magn´etico est´atico H^!0 e observar as linhas de absor¸c˜ao ressonante. O campo magn´etico da radia¸c˜ao de microondas ´e aplicado perpendicularmente ao campo est´atico, sendo o primeiro muito menor queH^!0, de modo que o campo de microondas perturba os spins desviando-os de sua posi¸c˜ao de equil´ıbrio (posi¸c˜ao em que est˜ao alinhados com o campo est´atico). Quando a frequˆencia de radia¸c˜ao se aproxima da frequˆencia do modo uniforme, o campo rf faz com que osspins precessionem e a amostra absorve energia da radia¸c˜ao. A ressonˆancia ´e caracterizada por uma linha de absor¸c˜ao, cuja largura d´a informa¸c˜oes sobre mecanismos microsc´opicos de relaxa¸c˜ao dos magnons. O outro parˆametro importante ´e o campo de ressonˆancia da linha de absor¸c˜ao que d´a informa¸c˜oes sobre as anisotropias existentes no meio.

3.3.2 Obten¸c˜ao do Sinal de Absor¸c˜ao no Experimento de FMR

Neste trabalho estudamos o comportamento de filmes finos e multicamadas magn´eticas quando em ressonˆancia ferromagn´etica. No entanto, o sinal de absor¸c˜ao de filmes finos ´e pequeno quando comparado com o sinal de amostras mais volumosas, o que dificulta a detec¸c˜ao dos seus espectros de FMR. Uma solu¸c˜ao ´e a utiliza¸c˜ao de t´ecnicas de pro-cessamento de sinais de baixa amplitude, de forma que a detec¸c˜ao seja mais sens´ıvel e eficiente.

A t´ecnica que utilizamos ´e a modula¸c˜ao do campo magn´etico dc e a utiliza¸c˜ao de um amplificador Lock-in para a detec¸c˜ao da potˆencia m´edia absorvida pela amostra. A id´eia principal destes dois processos ´e gerar um sinal no detector que varie no tempo com frequˆencia conhecida. Isto ´e obtido por meio da modula¸c˜ao do campo magn´etico. Em seguida, utiliza-se um amplificador travado em fase e frequˆencia (Lock-in) para amplificar este sinal.

Para modularmos o campo magn´etico est´atico H^!0, utilizamos um par de bobinas na configura¸c˜ao Helmholtz, alimentadas por uma corrente alternada de baixa frequˆencia (1.22 kHz) de forma que criamos um campo alternado de baixa frequˆencia paralelo `aH<sup>!</sup>0. Para gerarmos este campo alternado utilizamos um gerador de fun¸c˜oes de ondas ( Arbi-trary Waveform Generation) da marca Agilent e Modelo 33220A juntamente com ampli-ficadores que aumentam a intensidade do sinal enviado para as bobinas. A frequˆencia do campo alternado, ωm, ´e tal que ωm << ωrf, onde ωrf ´e a frequˆencia da radia¸c˜ao de microonda da ordem de GHz, e a amplitude do campo alternado h<sub>m</sub> << H<sub>0</sub>. Assim, a amostra estar´a sujeita a um campo externo H<sup>!</sup> = H0zˆ+hmcos(ωmt) ˆz. Devido a esta modula¸c˜ao, a tens˜ao medida no detectorV (H), que ´e proporcional `a potˆencia absorvida pela amostra, passar´a a depender do tempo.

O passo seguinte ´e a utiliza¸c˜ao de um amplificador Lock-in. Os amplificadores Lock-in s˜ao utilizados na detec¸c˜ao e medi¸c˜ao de sinais alternados da ordem de nanovolts e permitem medidas precisas de sinais pequenos mesmo quando acompanhados de ru´ıdos centenas de vezes maiores. Este equipamento utiliza a t´ecnica de detec¸c˜ao sens´ıvel `a

fase, onde ´e poss´ıvel separar a componente do sinal em uma fase e frequˆencia espec´ıficas. Portanto, o amplicadorLock-in´e um filtro com uma largura de banda estreita, que quando sintonizado na frequˆencia do sinal a ser medido elimina a maior parte do ru´ıdo. Logo, o papel do amplificadorLock-in ´e selecionar os termos do sinalV (H) com frequˆencias ωm

ou 2ωm. Para obtermos uma express˜ao para o sinal obtidoV (H), expandimosV (H) em s´erie de Taylor: V (H) =V (H)|H0 + ^dV(H) dH |H0(H−H0) + ¹ 2 d2V(H) dH2 |H0(H−H0)²+ ∼₌ V(H)|H0 + ^dV(H) dH |H0[h_mcos(ω_mt)] + ¹ 2 d2V(H) dH2 |H0[h_mcos(ω_mt)]². (.)

Escolhendo-se o primeiro harmˆonico na detec¸c˜ao Lock-in, o sinal obtido no experimento de FMR assume a seguinte forma:

V(H) =hm dV(H) dH |H0 ∝hm d(P(H)) dH |H0 =−hmωh^2d(χ^##(H)) dH |H0 = hmωh²M0 7 (H0−HR)∆H (∆H)2+ (H0−HR)2 8 . (.)

Da equa¸c˜ao . obtemos a largura de linha experimental do espectro de FMR (∆Hpp) definida como a distˆancia em campo entre os dois picos da curva V (H). A partir da equa¸c˜ao . podemos relacionar o campo cr´ıtico HC e∆Hpp com ∆H:

HC =HR± ^∆√^H

3 ⁽.)

∆H_pp= √²

3^{∆H (}.)

A figura 3.3 mostra a forma do sinalV(H0) obtido experimentlamente em compara¸c˜ao com χ##

xx e ^dχ!!xx

dH0 em fun¸c˜ao do campo magn´etico H0, bem como as diferen¸cas entre ∆HL

e ∆Hpp.

Atrav´es das medidas de curvas de ressonˆancia ferromagn´etica podemos obter o campo de ressonˆancia do sistema e tamb´em a largura de linha. O campo de ressonˆancia cont´em

Figura 3.3 Esta figura mostra a forma do sinal obtido no experimento de FMR (curva vermelha) que ´e proporcional `a derivada da potˆencia m´edia absorvida. A potˆencia m´edia absorvida por sua vez ´e proporcional `aχ^!!_xxque corresponde `a uma Lorentziana (curva preta).

informa¸c˜oes sobre campos de anisotropias, intera¸c˜ao entre camadas e efeitos de interface, dentre outros. J´a a largura de linha nos d´a informa¸c˜oes sobre os processos de relaxa¸c˜ao da magnetiza¸c˜ao. Estas informa¸c˜oes s˜ao muito importantes, por exemplo, na investiga¸c˜ao de correntes de spin, pois a existˆencia de tal corrente leva a um aumento da taxa de relaxa¸c˜ao fazendo com que haja um aumento da largura de linha.

3.3.3 Montagem do Experimento de FMR

O espectrˆometro de FMR utilizado na investiga¸c˜ao de nossas amostras magn´eticas uti-liza microondas na banda-X (8,0 GHz - 12,0 GHz). Durante a reauti-liza¸c˜ao do experimento de FMR, a amostra fica dentro de uma cavidade onde incide-se radia¸c˜ao eletromagn´etica. No momento em que a amostra absorve energia da radia¸c˜ao incidente a radia¸c˜ao refletida sofre uma altera¸c˜ao (diminui seu valor).

Na configura¸c˜ao do nosso espectrˆometro fixamos a frequˆencia de microondas em 8,6 GHz, que ´e a frequˆencia de ressonˆancia da cavidade utilizada em nossas medi¸c˜oes. Na se¸c˜ao seguinte estudaremos com mais detalhes estas cavidades. Uma vez fixada a

Figura 3.4 Diagrama da montagem do espectrˆometro de FMR. A amostra fica situada no fundo da cavidade, representado na montagem pelo ponto vermelho.

frequˆencia, varia-se o campo magn´etico est´atico H0 e, no momento em que a frequˆencia de precess˜ao dosspinsda amostra se iguala `a frequˆencia da radia¸c˜ao incidente (8,6 GHz), ocorre a ressonˆancia. Para gerarmos um campo est´atico de valor vari´avel utilizamos uma fonte de corrente daVarian Associates modelo V7700 conectada a dois eletroim˜as. Para modularmos este campo utilizamos bobinas de modula¸c˜ao na configura¸c˜ao de Helmholtz que ficam situadas entre os eletro´ım˜as (ver diagrama da montagem do espectrˆometro de