Магнитная и спиновая динамика в многослойных гетероструктурах на основе ультратонких пленок Со, СоFeB и СoFeGd тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.17, кандидат наук Безверхний Александр Иванович

• Безверхний Александр Иванович
• кандидат наук
• 2020

Оглавление диссертации кандидат наук Безверхний Александр Иванович

Введение

Глава 1. Физические основы многослойной спинтроники (Обзор литературы)

1.1. Физические основы создания синтетических ферримагнетиков с

и и _ о 1 л

перпендикулярной магнитной анизотропией

1.2. Антисимметричное обменное взаимодействие Дзялошинского-Мория

1.3 Модель Фатуззо-Лабруне

1.4. Динамика зародышей намагниченности в синтетических ферримагнетиках

и и и А Л

с перпендикулярной магнитной анизотропией

1.5 Немонотонная релаксация намагниченности

1.6 Полностью оптическое перемагничивание

1.7. Выводы к главе

Глава 2. Экспериментальные методы и исследуемые образцы

2.1. Методики экспериментов

2.1.1. Измерение полевых зависимостей намагниченности и магнитной релаксации методом СКВИД-магнитометрии

2.1.3. Измерение обменного взаимодействия Дзялошинского-Мория методом асимметричного расширения пузырьковых доменов

2.1.4. Измерение энергии обменного взаимодействия Дзялошинского-Мория методом Бриллюэновского рассеяния света

2.1.5. Рентгеновская дифракция

2.1.6. Измерение поверхностных характеристик методами атомно-силовой микроскопии (АСМ) и магнитно-силовой микроскопии

2.1.7. ФМР спектроскопия

2.1.8. Индентометрия и скелометрия

2.2. Образцы

2.2.1. Синтетические ферримагнетики с перпендикулярной магнитной анизотропией Pt/Co/Ir/Co/Pt

2.2.2. Магнитные многослойные гетероструктуры [(Co4lFe39B20)x(SiO2)l00. x/Bi2Teз]47

2.2.3. Многослойная гетероструктура 8Ю2/Та/Р1/Од21.6Ре67 8Со105/1гМп/Р1

2.3. Выводы к главе

Глава 3. Немонотонные длительные релаксации намагниченности в синтетических ферримагнетиках

3.1. Описание и классификация длительных немонотонных релаксаций намагниченности

3.2. Моделирование длительных осциллирующих релаксаций намагниченности

3.2.1. Конкуренция магнитных фаз Р- и АР- при релаксации намагниченности

3.2.2. Динамика релаксации намагниченности

3.3. Температура и толщина ферромагнитных слоёв как критерий управления типом магнитной релаксации

3.4. Генерация неравновесных магнитных фаз в быстро нарастающем магнитном поле

3.5. Количественные критерии немонотонной релаксации намагниченности

3.6. Выводы к главе

Глава 4. Антисимметричное обменное взаимодействие Дзялошинского-Мория в синтетических ферримагнетиках

4.1. Поверхностная энергия взаимодействия Дзялошинского-Мория в синтетическом ферримагнетике

4.2. Асимметричное расширение пузырьковых доменов

4.3. Межслойное антисимметричное обменное взаимодействие в синтетическом ферримагнетике

4.4. Релаксации намагниченности в присутствии поля, направленного в плоскости образца

4.5. Выводы к главе

Глава 5. Анизотропия островковых плёнок и инженерия рельефа поверхности методом холодной лазерной абляции

5.1. Магнитная анизотропия многослойных нанокомпозитов

[(С041рез9В20)х^Ю2)100-х/В12Тез]47

5.1.1. Ферромагнитный резонанс

5.2 Действие фемтосекундных лазерных импульсов на поверхность многослойных гетероструктур

5.2.1. Механические свойства областей поверхности гетероструктуры SiO2/Ta /Pt/Gd 21.6Fe67.8Co10.5/IrMnУPt после обработки лазерными импульсами

5.2.3. Анализ элементного состава образца в области лазерного кратера

5.2.2. Магнитные свойства областей поверхности гетероструктуры SiO2/Ta /Pt/Gd 21.6Fe67.8Co10.5/IrMn/Pt после обработки лазерными импульсами

5.2.4. Применение фемтосекундных лазерных импульсов для производства магнитных датчиков в медицине

Заключение

Список литературы

Введение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Магнитная и спиновая динамика в многослойных гетероструктурах на основе ультратонких пленок Со, СоFeB и СoFeGd»

Актуальность темы

Устройства хранения данных переключаемые внешним магнитным полем ограничены трилеммой магнитной записи. При увеличении плотности записи уменьшается объем участка, сохраняющего бит информации, и уменьшается его магнитная анизотропия вместе со временем хранения информации. Попытка подобрать материал с высокой магнитной анизотропией вызывает рост магнитного поля, необходимого для переключения элементов памяти и снижает энергоэффективность, а вместе с ней и плотность записи. Выход из описанного замкнутого круга заключается в использовании устройств памяти, переключаемых спин-поляризованым током и светом.

Поскольку такие устройства представляют собой обычно многослойные гетероструктуры, одной из современных проблем химической физики является установление роли химического состояния поверхностей и интерфейсов, гибридизации атомных орбиталей в формировании спиновой динамики в тонких пленках и гетероструктурах на их основе. В синтетических ферримагнетиках (СФ) шероховатость поверхности, адгезия химических элементов при напылении, присутствие дефектов и локальные химические превращения в дефектных зонах, диффузия атомов между слоями оказывают определяющее влияние на возможность использования СФ в качестве элементов спинтроники.

Синтетические ферримагнетики с перпендикулярной магнитной анизотропией (ПМА) это простейшие из устройств спинтроники, использующиеся в качестве датчиков магнитного поля и логических элементов магниторезистивной памяти [1]. Перемагничивание влияет на скорость и точность работы таких датчиков. В качестве датчиков магнитного поля используются СФ с площадью поверхности ~ 1 мм , которые перемагничиваются путём множественного зародышеобразования и движения доменной стенки. Ранее обнаружена длительная немонотонная релаксация намагниченности в СФ [2]. Описание немонотонной релаксации намагниченности моделью макроспина [2], пригодной для описания наноразмерных устройств, учитывало перемагничивание путём когерентного вращения намагниченности, но не

перемагничивания с образованием зародышей намагниченности и движением доменной стенки.

В исследуемых СФ Р^СоЛг/Со^ на интерфейсах ^/И и ^Лг возникает антисимметричное обменное взаимодействие Дзялошинского-Мория (DMI), которое способствует хиральной спиновой структуре ферромагнитного слоя. В литературе имеются работы по изучению поверхностного DMI в гетероструктурах, состоящих из НМ/^/НМ [3, 4], где НМ - немагнитный металл с сильным спин-орбитальным взаимодействием, и межслоевого DMI [5], однако данных о разделении межслоевого и внутрислойного (интерфейсного) DMI СФ в литературе недостаточно. Существуют еще области с искаженной симметрией в дефектных областях пленок, где преимущественно и стартует рост зародышей [6]. Именно это обстоятельство может давать разные значения DMI при наблюдении зародышей в микроскопе Керра (характеризует дефектные области) и при измерении DMI методом Бриллюэновского рассеяния (характеризует интерфейс без локальных дефектов).

Создание СФ, состоящих из сплошных однородных ферромагнитных слоёв

и л и " 1—Г

толщиной менее 2 нм, является технически сложной задачей. При напылении плёнок, толщина которых всего на порядок превышает параметр решётки, часто возникает нестабильность, приводящая к неравномерному напылению ферромагнитных слоёв. Примером является многослойная гетероструктура [(Co41Fe39B20)x(SiO2)100-x/Bi2Te3]47, в которой слой CoFeB-SiO2 состоит из частиц сплава FeCoB распределённых в матрице SiO2 [7]. Подобные нанокомпозиты, при размерах частиц CoFeB в 2-6 нм обладают гигантским магнитосопротивлением ~ 6%, вполне пригодным для технических применений. При высокой концентрации гранул между ними возникают «мостики», формируя магнитные фракталы сложной формы. Спрогнозировать значение магнитной анизотропии таких гетероструктур становится трудно.

Медико-биологические применения СФ заключаются в экспресс мониторинге количества ферромагнитных частиц - меток биологических объектов. Решение этой задачи требует создания секторов на поверхности СФ для захвата магнитомеченных клеток [8]. Это достигается оптической или электронной литографией. В диссертации предприняты попытки создания микронного рельефа

более простым и дешевым методом холодной лазерной абляции маломощными ~ 10-20 мДж/см фемтосекундными импульсами.

Степень разработанности темы исследования

Описание немонотонной релаксации намагниченности в литературе представлено лишь в рамках модели макроспина [2], и учитывает перемагничивание путём когерентного вращения намагниченности в наноразмерных приборах, но не может быть применено для описания перемагничивания с образованием зародышей намагниченности и движением доменных стенок в сенсорах с размером, превышающим порог однодоменности.

В литературе имеется большое количество работ по изучению поверхностного DMI в гетероструктурах, состоящих из НМ/Со/НМ (НМ -немагнитный металл с сильным спин-орбитальным взаимодействием) [3, 4], и в сверхрешётках [9], однако в литературе данных о разделении межслоевого и внутрислойного (на интерфейсе) взаимодействий DMI в СФ недостаточно.

В области изучения анизотропии островковых плёнок [7] существует большое количество пробелов. Одним из них является зависимость магнитной анизотропии от размеров ферромагнитных наночастиц и толщины слоя нанокомпозита, состоящего из гранул ферромагнетика в диэлектрической матрице.

Холодная лазерная абляция протекает одновременно с AOS и мешает однозначной его интерпретации. Изучению AOS [10] посвящено большое количество работ, однако вклад абляции в перемагничивание фемтосекундными лазерными импульсами не рассматривается в литературе. Подбором параметров фемтосекундных лазерных импульсов можно добиться локальной абляции тонкого слоя (~10 нм) для создания аккуратных секторов на поверхности.

Цели исследования заключалась в выявлении закономерностей возникновения, эволюции и взаимодействия неравновесных магнитных фаз при переключении внешнего магнитного поля в Pt/Co/Ir/Co/Pt, а также в установлении роли дефектов спиновой и кристаллической структуры в формировании магнитной и спиновой динамики в гетероструктурах Pt/Co/Ir/Co/Pt, CoFeB-SiO2 и Ta/Pt/GdFeCo/IrMn/Pt большой площади.

Задачами исследования являлись:

1. Экспериментальное установление причин длительной немонотонной релаксации намагниченности в СФ Pt/Co/Ir/Co/Pt, а также анализ динамики образования, взаимодействия и развития зародышей намагниченности, вариаций интегральной намагниченности, вызванных переключением постоянного магнитного поля.

2. Разработка модели, описывающей монотонную, немонотонную и осциллирующую релаксации магнитного момента СФ, и установление роли взаимодействия между зародышами намагниченности разных типов в динамике магнитной релаксации в постоянном магнитном поле.

3. Установление критерия возникновения немонотонной релаксации намагниченности в СФ Pt/Co/Ir/Co/Pt с различной толщиной слоев Со и при различной температуре и его экспериментальная проверка в постоянном магнитном поле.

4. Установление условий генерации неравновесных состояний намагниченности (магнитных фаз) в быстро нарастающем магнитном поле, обеспечивающем превышение скорости зарождения неравновесных магнитных фаз над скоростью их релаксации в Pt/Co/Ir/Co/Pt.

5. Установление количественных характеристик антисимметричного обменного взаимодействия DMI на границе слоев, где теряется симметрия по отношению к инверсии, DMI в дефектных областях, а также межслойного DMI в СФ Pt/Co/Ir/Co/Pt.

6. Определение магнитной анизотропии нанокомпозитов CoFeB-SiO2 со сложной разупорядоченной структурой наночастиц CoFeB и их кластеров в матрице SiO2, в зависимости от количества напыленного ферромагнитного материала.

7. Создание дисковых кратеров регулируемой глубины на поверхности гетероструктуры Ta/Pt/GdFeCo/IrMn/Pt под действием фемтосекундных лазерных импульсов и исследование элементного состава, механических и магнитных свойств материала внутри кратеров.

Методология и методы исследования

Релаксация намагниченности и полевые зависимости намагниченности в диапазоне температур от 50 K до 300 К были измерены методом СКВИД-магнитометрии. Динамика доменных стенок и полевые зависимости

намагниченности, записанные при высоких скоростях развёртки магнитного поля, были измерены методом полярной магнитооптической микроскопии Керра. Константы магнитной анизотропии гетероструктур серии CoFeB-SiO2 были извлечены из угловых зависимостей резонансных полей, полученных методом ФМР-спектроскопии. Структурный анализ, и анализ толщин слоёв образцов Pt/Co/Ir/Co/Pt произведен методом рентгеновской дифракции. Анализ толщин слоёв, и структуры слоёв образцов CoFeB-SiO2 был произведены методом просвечивающей электронной микроскопии (ТЕМ). Анализ рельефа поверхности и распределение магнитных сил гетероструктуры Ta/Pt/GdFeCo/IrMn/Pt произведён методами атомно-силовой и магнитно-силовой микроскопии. Аналитические расчеты произведены в следующих программах: Origin Pro 2007, Wolfram Mathematica 12.

Научная новизна

1. Получен универсальный количественный критерий немонотонной релаксации намагниченности, пригодный для прогнозирования их возникновения в любых СФ с ПМА. В условиях, при которых наблюдается немонотонная релаксация, методом МОКЕ обнаружены одновременно три магнитные фазы: исходная фаза АР+ и зарождающиеся конкурирующие фазы АР- и Р-.

2. Предложена математическая модель, одновременно описывающая немонотонную и осциллирующую релаксации намагниченности в синтетических ферримагнетиках на основе нелинейной динамической системы дифференциальных уравнений. Фазовый портрет макроскопических магнитных колебаний, длительный период колебаний, спонтанные изменения магнитного момента, нуклеация зародышей и пространственно-временные корреляции аналогичны особенностями реакции Белоусова-Жаботинского в химической физике.

3. Обнаружена немонотонная зависимость скорости доменной границы вблизи поля переключения между состояниями СФ, и предложено уравнение, которое её описывает с учётом обменного антисимметричного межслойного взаимодействия. Произведено сравнение вкладов межслоевого и внутрислойного (на интерфейсе) DMI в Pt/Co/Ir/Co/Pt.

4. Получены значения энергии DMI на интерфейсе, в дефектных областях и между слоями Pt/Co/Ir/Co/Pt. Обнаружено влияние DMI на немонотонную релаксацию магнитного момента.

5. Установлено, что фемтосекундные лазерные импульсы сравнительно малой мощности создают кратеры, невидимые в оптический микроскоп из-за их малой глубины ~ 10 нм. Возникновение таких кратеров важно для интерпретации экспериментов по полностью оптическому переключению намагниченности и для прогнозирования количества допустимых циклов оптической записи информации.

Практическая значимость

1. В диссертации произведены подробные измерения релаксации намагниченности в синтетических ферримагнетиках Pt/Co/Ir/Co/Pt и определены температуры, толщины верхнего слоя Со и прикладываемые постоянные поля, при которых наблюдаются немонотонные и осциллирующие релаксации намагниченности. Предложенный критерий немонотонной релаксации может быть использован для предотвращения неустойчивости работы датчиков магнитного поля на основе СФ.

2. Доказано что лазерные импульсы длительностью 50 фс и пороговым значением плотности светового потока 12-15 мДж/см способны точечно удалять слой вещества многослойной гетероструктуры Ta/Pt/GdFeCo/IrMn/Pt создавая кратеры идеально круглой формы без крупных дефектов, трещин и следов плавления. Запатентована технология создание рельефа поверхности многослойных гетероструктур фемтосекундными лазерными импульсами, которая может применяться для производства датчиков концентрации магнитомеченных клеток с возможностью их захвата поверхностью датчика.

Положения, выносимые на защиту

1. Немонотонная и осциллирующая релаксации намагниченности возникают в СФ Р^Со/1г/Со^ в результате конкуренции динамики развития и энергетического преимущества двух магнитных фаз: равновесной в данном постоянном магнитном поле, и неравновесной промежуточной фазы с повышенной скоростью образования, возникающей вокруг дефектов структуры.

2П и и

. За возникновение длительной немонотонной релаксации намагниченности отвечает баланс энергий барьеров перемагничивания ферромагнитных слоёв,

энергий Зеемана ферромагнитных слоёв и обменной межслойной энергии. Количественный критерий, выведенный из энергетического баланса, способен прогнозировать температуру и толщину ферромагнитных слоёв любых СФ, при которых будет наблюдаться немонотонная релаксация намагниченности.

3. Причиной немонотонной зависимости скорости движения доменной стенки от постоянного магнитного поля в СФ Pt/Co/Ir/Co/Pt является взаимодействие двух типов магнитных зародышей, которое определяется межслоевым и внутрислойным взаимодействием Дзялошинского-Мория.

4. Энергия поверхностного антисимметричного обменного DMI СФ, измеренная методом Бриллюэновского рассеяния света, отличается от энергии, определяемой по полевой зависимости скорости движения доменных стенок в синтетическом ферримагнетике Pt/Co/Ir/Co/Pt потому, что развитие магнитных зародышей наблюдают в локальных дефектных областях, а спиновая волна на 99% характеризует протяженный интерфейс.

5. Немонотонная зависимость эффективной магнитной анизотропии нанокомпозитов CoFeB-SiÜ2 от толщины слоя вызвана конкуренцией вкладов поверхностной и объёмной магнитокристаллической анизотропии.

6. Использование фемтосекундных лазерных импульсов позволяет создавать на поверхности Ta/Pt/GdFeCo/IrMn/Pt кратеры с контролируемым диаметром и глубиной, вблизи которых отсутствуют крупные дефекты. Градиент поля рассеяния границы кратера достаточен для захвата ферромагнитных микрочастиц.

Достоверность и обоснованность полученных результатов обеспечивается: сопоставимостью полученных в работе данных о магнитной анизотропии, намагниченности, скоростей доменных стенок, энергии DMI с данными работ других авторов для аналогичных систем; независимой экспертизой и рецензированием статей в международных журналах.

Апробация работы

Материалы работы докладывались на семинарах Отдела Строения Вещества ИПХФ РАН, а так же на следующих международных конференциях: Joint European Magnetic Symposia (Mainz, Germany, 2018), V Международная научно-практическая конференция «Виртуальное моделирование, прототипирование и промышленный дизайн» (Тамбов, 2018), Joint European Magnetic Symposia (Uppsala, Sweden, 2019),

XXIV Международная конференция «Релаксационные явления в твёрдых телах» (Воронеж, 2019), VII Euro-Asian Symposium «Trends in MAGnetism» (Ekaterinburg, Russia, 2019). Работа поддержана грантом РФФИ № 19-32-90128 и выполнена в рамках гранта 2644.2020.2 Президента Российской Федерации для государственной поддержки ведущих научных школ.

Публикации автора по теме диссертации

По теме диссертации опубликовано 6 статей в рецензируемых изданиях, рекомендованных ВАК и индексируемых в Scopus и Web of Science, 2 монографии, 1 патент на изобретение, а также 6 тезисов докладов на международных научных конференциях.

Личный вклад автора

Автором диссертационной работы были проведены измерения и обработка временных и полевых зависимостей намагниченности образцов с использованием СКВИД-магнетометра. Выполнено измерение и обработка зависимостей скоростей доменных стенок от приложенного магнитного поля методом магнитооптической микроскопии Керра. Определены значения температур и полей, при которых возникает длительная немонотонная релаксация намагниченности. Исследована взаимосвязь результатов измерений с результатами, полученными другими авторами. Постановка задач, проведение экспериментов, интерпретация экспериментальных, формулировка выводов и написание статей осуществлялась совместно с научным руководителем.

Соответствие паспорту специальности

Диссертация соответствует Паспорту специальности 01.04.17 Химическая физика, горение и взрыв, физика экстремальных состояний вещества:

- п.1 в части спиновой динамики элементарных процессов,

- п.2 в части структуры и свойств пленок, межфазных границ, дефектов, структуры и свойства кристаллов, а также поведение веществ и структурно-фазовые переходы в экстремальных условиях - в электрических и магнитных полях,

- п.3 в части динамики фазовых переходов,

- п.5 в части спиновой динамики и фемтохимии.

Структура и объем диссертации

Диссертация изложена на 159 страницах, содержит 90 рисунков и 3 таблицы. Библиография включает 140 наименований. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы.

Глава 1. Физические основы многослойной спинтроники (Обзор

литературы)

В этой главе делается обзор того, что в настоящее время известно о статических и динамических эффектах в магнетизме многослойных гетероструктур. Особенное внимание уделяется недавно возросшему числу открытых магнитных явлений, обусловленных взаимодействием между различными магнитными фазами, связанных со спин-орбитальным взаимодействием и нарушением симметрии на границах раздела фаз.

1.1. Физические основы создания синтетических ферримагнетиков с перпендикулярной магнитной анизотропией

Магнитные материалы обеспечивают появление фундаментальных научных открытий и развитие микроразмерных энергоэффективных технологий. Эффекты спин-орбитально взаимодействия и нарушения симметрии на границе раздела между магнитным и немагнитным материалом представляют особый интерес и важность. Открытие гигантского магнитосопротивления А. Фертом и П. Грюнбергом [11, 12] подчеркнуло тесную связь между механизмом переноса заряда и магнитной структурой. Последнее время пристальное внимание обращено к роли спин-орбитально взаимодействия на интерфейсах, и как оно влияет на: взаимодействие между степенью свободы заряда, спина, орбиты и решётки; квантовые ограничения; интерфейсные и поверхностные состояния; энергии конкурирующих основных состояний; эффекты сильных электронных корреляций. Магнетизм, основанный на сильных близкодействующих корреляциях между спином электрона и орбитальными степенями свободы меняет свою природу на границах раздела фаз, особенно при сильном спин-орбитальном взаимодействии и во время переходных процессов, возникающих в результате внешнего воздействия. Поэтому поверхностные магнитные явления могут изменять не только объёмный магнетизм, но и создавать магнетизм в немагнитных слоях многослойных гетероструктур, менять природу магнитного состояния или влиять на его динамические характеристики в результате воздействия электрического [13, 14], оптического [10], теплового или магнитного импульса.

Среди многочисленных устройств спинтроники простейшим являются синтетические ферримагнетики. Их можно разделить по типу магнитной анизотропии в магнитных слоях: с анизотропией в плоскости плёнок, или перпендикулярной магнитной анизотропией. Оба типа находят своё применение в качестве основ для создания датчиков магнитного поля из-за эффекта гигантского магнитосопротивления.

Фундаментальное происхождение перпендикулярной анизотропии заключается в анизотропии орбитального момента количества движения атомов на границе раздела двух фаз, которое вызвано пониженной симметрией [15-17] Отсутствие центров инверсии на границах раздела двух фаз создаёт одноосную магнитную анизотропию, связанную с поверхностью, с энергией □ п) , где п

- единичный вектор, направленный перпендикулярно поверхности, ^ - константа

и и {Т и

поверхностной одноосной магнитной анизотропии, Лj - суммарный спин ферромагнитного атома. При ^ > 0 эта энергия создаёт перпендикулярную магнитную анизотропию, способствуя ориентации магнитных моментов перпендикулярно границе раздела фаз, и противодействуя анизотропии формы. Перпендикулярная магнитная анизотропия кроме синтетических ферримагнетиков наблюдается в двуслойках (ферромагнетик/НМ) и в сверхрешётках - структурах из многократно чередующихся ферромагнитных и немагнитных слоёв Со/Рд [18], Со/Р1[19], Со/1г [20], Со/Аи [21]. Важным условием для существования перпендикулярной магнитной анизотропии является малая толщина ферромагнитных слоёв, при которой энергия объёмной анизотропии будет меньше энергии перпендикулярной магнитной анизотропии. Присутствие тяжёлых немагнитных металлов на границе раздела с переходным металлом изменяет межфазный орбитальный момент и усиливает спин-орбитальное взаимодействие переходного металла. Из-за возросшего спин-орбитального взаимодействия переходного металла становится возможна гибридизация его 3d орбиталей с орбиталями тяжёлого металла, в результате чего 3d орбитали переходного металла вытягиваются, и возникает выделенное направление намагниченности, перпендикулярное поверхности раздела фаз.

Перпендикулярная магнитная анизотропия обнаружена в некоторых сверхрешётках, состоящих только из переходных металлов, таких как Со/№ [22], и

на границах раздела между переходным металлом и немагнитными оксидами, такими как MgO, AlOx, что связанно с гибридизацией орбиталей между переходным металлом и кислородом [23-25]. Перпендикулярная анизотропия используется широко в устройствах racetrack и в классических магнитных устройствах памяти. В последние несколько лет наблюдается всплеск интереса к данному явлению благодаря его применению в различных спинтронных гетероструктурах.

1.2. Антисимметричное обменное взаимодействие Дзялошинского-

Мория

Спин-орбитальное взаимодействие может сочетаться с обменным взаимодействием и генерировать антисимметричное обменное взаимодействие, которое способствует хиральному порядку намагниченности. Это взаимодействие называется антисимметричным обменным взаимодействием Дзялошинского-Мории (DMI), и записывается как Dj • (S х Sj), где S и Sj - связанные DMI спины, Dij - вектор Мория, направление которого диктуется правилом симметрии [26] и зависит от деталей волновых функций электрона и симметрии кристаллической структуры [27, 28]. Нарушение симметрии инверсии бислоя приводит форме DMI, показанной на рисунке 1, которая иллюстрирует, как нарушение симметрии инверсии бислоя, где (по крайней мере) один слой имеет сильную спин-орбитальную связь, вызывает взаимодействие DMI с вектором Djj, лежащим в плоскости интерфейса. Нарушение инверсионной симметрии из-за особенностей кристаллической структуры или границ раздела, вместе со спин-орбитальным взаимодействием создаёт члены в гамильтониане носителей заряда, которые являются антисимметричными по импульсу. Этот эффект был впервые описан [2931] для систем с нарушенной объемной симметрией инверсии, а также [32-34] для систем с нарушением межфазной симметрии или поверхностной инверсии, что приводит к различным спин-зависимым явлениям переноса. Этот эффект нарушения симметрии инверсии обычно называют «расщеплением Рашбы» и / или «эффектом Рашбы».

Рисунок 1. Трехсторонняя модель генерации межфазного взаимодействия Дзялошинского-Мории. Спины и 52 в ферромагнитном (серый, верхний) слой соединяются друг с другом посредством перекрытия их волновых функций с атомом с большой спин-орбитальной связью (синий, нижний слой). Это перекрытие дает вклад в энергию Б12 ■ х $2) где Б12 лежит в плоскости границы раздела, в направлении, перпендикулярном плоскости, определяемой тремя атомами. Количественные характеристики Б12 определяются симметрией и идентичны тем, которые предсказываются более детальными моделями нелокальных зон, например [35-37].

Энергия межфазного взаимодействия DMI, пропорциональная (п х г^) ■ ($ х £,) в модели с локальным моментом (рисунок 1), способствует наклону спинов друг к другу относительно направления, перпендикулярного плоскости описанной радиус-вектором расстояния между спинами (г^) и вектором нормали к интерфейсу между спинами (п), тем самым способствуя неколлинеарным расположениям спинов. В микромагнитном формализме взаимодействие БМ1 имеет вид ^ш[(г х х) ■ (т х дхт) + (г х у) ■ (т х дхт)] для интерфейса, параллельного г. Это взаимодействие благоприятствует магнитным текстурам, в которых намагниченность спирально направлена вокруг оси, перпендикулярной направлению нормали границы раздела.

БМ1 были рассчитаны на основе различных подходов; например в [27] было обнаружено БМ1 по эффекту спин-орбитального взаимодействия на магнитных атомах, участвующих в суперобменном взаимодействии. Несколько групп [38-41] обнаружили взаимодействие DMI аналогично обменному межслойному взаимодействию RKKY. Важно отметить, что, как и обменное взаимодействие, взаимодействие БМ измеряется только косвенно через его влияние на статику и динамику спиновой структуры. Если взаимодействие DM достаточно сильное по сравнению с другими взаимодействиями, оно может привести к хиральным

структурам основного магнитного состояния, включая спиральные состояния и состояния скирмионной решетки. Экспериментальные данные о значительных межфазных взаимодействиях DM были получены для двухслойных и трехслойных систем, таких как Мп ^(110), Fe / 1г(111), Pd / Fe / 1г(111) [42, 43], а также для пар отдельных атомов Fe на поверхности Р^111) с помощью низкотемпературной неупругой сканирующей туннельной спектроскопии [44]. Даже когда БМ1 недостаточно сильное, чтобы влиять на конфигурацию намагниченности основного состояния, оно может быть достаточно сильным, чтобы влиять на дисперсию спиновых волн [45, 46], рассматриваемой как асимметрия в энергиях прямого и обратного движения спиновых волн, которые можно измерить с помощью спин-поляризованной электронной спектроскопии [47] или Бриллюэновского рассеяния света (БЬ8) [9, 48, 49].

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Безверхний Александр Иванович, 2020 год

- -

- — II'

\ \ ; ¡■""Г : | .... ;..... : ;

'1 ; 1 1 !

т. : :

N-4 ни : : : : н м к и | ; ; ! 1 • ;

| | | ; м | : Ч N

Рисунок 16. Схема переключения магнитного поля в магнитометре (вверху) и отклик намагниченности в виде ее временных зависимостей (внизу). Горизонтальными пунктирными линиями указаны значения поле Н , в которых проводятся измерения.

Намагниченность равновесных состояний на петлях магнитного гистерезиса

не совпадает с намагниченностью равновесных состояний на релаксационных кривых, из-за проблематичности вычитания вклада полиэтиленовой трубки из измеряемой прибором суммарной намагниченности М.

По итогам аттестации измерительного прибора, прибор является хорошо откалиброванным. Величина остаточного поля прибора является допустимой. Время и величина собственной магнитной релаксации прибора при разных температурах были учтены при измерении релаксации

2.1.2. Динамика доменных стенок методом микроскопии Керра

Магнитооптика является направлением физики, изучающим взаимодействие света с намагниченным твёрдым телом. Магнитооптические эффекты в ферромагнитных материалах вызваны влиянием намагниченности исследуемого тела на его магнитную и диэлектрическую проницаемость. По геометрии наблюдения разделяют три эффекта Керра: полярный, меридиональный и

экваториальный (рисунок 17). В настоящей работе для измерения намагниченности отдельных участков образца был использован полярный магнитооптический эффект Керра. Принципиальная схема магнитооптического

микроскопа

Керра

показана

на

рисунке

18.

Рисунок 17. Три основные конфигурации геометрии (а) полярного, (б) меридионального, (в) экваториального магнитооптического эффекта Керра. Единичный вектор намагниченности т направлен вдоль соответствующих координатных осей [59].

Для объяснения полярного эффекта Керра рассмотрим взаимодействие света с изотропной сферой, намагниченной вдоль оси 2. Показатель преломления исследуемой среды от магнитной и диэлектрической проницаемостей, которые могут быть выражены в виде ассиметричных тензоров второго порядка [е] и [м] с комплексными асимметричными недиагональными компонентами:

а а ,

[е ]

ху 0

ху

е

[ А ] =

ху

А

0

0 0

Ао

(2.1)

где е

ху

еух = = е' — е/ - е2 '; Мху--Цух = = М' — М^ - М2' ;

б = 61 - ¿02; б' = 0'1 -¿62

(2.2)

е

А

Ух

0

0

е

0

Параметры 0 и 0' называются магнитооптическими параметрами, и в магнитных средах являются линейными по намагниченностиМ. С помощью 0 и б' вектор вращения плоскости поляризации связан с вектором намагниченности [76]. Причиной еху = - еух и Мху = - Мух в намагниченных средах является спин-орбитальное взаимодействие. Диагональные компоненты тензоров [е] и [м]

являются комплексными e = ej - ie2, /л = - i ¡л2, ej = n2 - к2; s2 =2nk, где n и к _ коэффициенты преломления и поглощения исследуемой среды.

В случае полярного и экваториального эффектов Керра собственными колебаниями являются правополяризованные и левополяризованные по кругу волны. Комплексные индексы преломления данных волн выражаются через соотношение:

n±=Е0 V» [l ± cos в (Q + Q )] (2.3)

где в - угол между волновым вектором к и остью, вдоль которой направлена намагниченность M. В случае полярного эффекта Керра cose ~ 1. Коэффициенты преломления n+ и n_ намагниченной среды определяют разницу фазовых скоростей света правополяризованной и левополяризованной по кругу волн: V+ = c / n+, V_ = c / n_, где n _ скорость света в вакууме. Разница фазовых скоростей является причиной возникновения полярного и меридионального эффектов Керра.

Амплитуда отражённой _s или _p поляризованной волны Rs p связанна через матрицу отражения с амплитудой падающей волны Aps

(2.4)

где lrps\ = \rsp\, rpp = rpp(n, к, ф) _ коэффициенты отражения Френеля, n и к _ коэффициенты преломления и поглощения, ф _ угол падения света, rps = rps(Q+Q, n, к, ф), rsp = rsp(Q+Q, n, к, ф). Амплитуда эллиптически поляризованного света Rsp пропорциональна квадрату намагниченности ~M т.к. угол ap между большой осью эллипса и p-компоненты ap = rsp / rpp = rsp(M) / rpp.

R r r A

p = pp ps X p

R s r r A

sp ss s

Рисунок 18. Принципиальная схема для наблюдения магнитооптического эффекта

Керра.

Для корректной интерпретации данных необходимо знать, какая толщина образца может быть исследована магнитооптическими методами. Согласно феноменологической теории магнитооптические эффекты Керра зависят от намагниченности предповерхностного слоя вещества, толщина которого равна глубине проникновения света в среду /прон. Принято считать, что при толщине слоя t = ¿прон амплитуда электромагнитной волны уменьшается в е раз. Величина ^рон может быть оценена из соотношения ^рон = XI4nk, где X - длина волны света, k -коэффициент поглощения среды. В [77] было установлено что для ферромагнитных материалов глубина проникновения лазерного излучения с энергией от 0.5 до 4 эВ значение ^рон находится в диапазоне от 10 нм до 25 нм. Это согласуется с данными приведёнными в [77, 78] для ферромагнитных плёнок согласно которым глубина проникновения света, при которой магнитооптические эффекты зависят от неё линейно составляет < 10 нм. Суммарная толщина гетероструктур PtICoIIrlCoIPt, исследуемых метолом полярной микроскопии Керра меньше 10 нм, следовательно, полученные результаты относятся ко всей гетероструктуре в целом, а не к отдельным её слоям.

Для измерения скорости доменных стенок был использован магнитооптический полярный микроскоп Керра [59] Durham NanoMOKE3. Оптическое увеличение микроскопа составляет *2000. Измерения проводились с использованием лазера с диаметром сфокусированного пятна 6 мкм в качестве

источника света. Для получения доменной картины поверхность образца построчно сканировалась лазерным лучом. Прибор снабжён квадрупольным электромагнитом, состоящим из четырёх катушек Гельмгольца, создающих поле с напряжённостью ± 2000 Э. Образец помещался в поле насыщения перед началом измерений. В момент начала измерения ( = 0 с внешнее поле, направленное перпендикулярно поверхности образца менялось на постоянное поле, в котором измерялась скорость доменной стенки. Во время измерения в постоянном поле записывалась серия снимков с интервалом между ними в 0.6 с. Пример фрагмента серии снимков в постоянном поле И^ = -500 Э показан на рисунке 19. Далее выбирался отдельный домен, и выбиралось определённое направление, вдоль которого измерялся размер домена в разные моменты времени. Во время обработки данных, положение этого направления не менялось для всех снимков. На рисунке 19 показаны направления, вдоль которых измерялись размеры для двух отдельных доменов 1 и 2.

350 мкм

Рисунок 19. Поеследовательность снимков сделанных микроскопом Керра для образца Pt(3.2нм)/Co(1.1нм)/Ir(1.4нм)/Co(1.0нм)/Pt(3.2нм) в постоянном поле перпендикулярном поверхности образца -500 Э после насыщеняи в поле +1200 Э при Т = 300 ^ Временной интервал между снимками 0.6 с.

£ = 16 с 25 с 34 с 43 с

Рисунок 20. Изображения микроскопии Керра образца, записанные в постоянном магнитном поле. Перед записью снимков образец насыщался в поле +1200 Э, затем включалось поле —444 Э. Время, указанное под кадрами, равно времени нахождения образца в постоянном поле —444 Э. Красным отрезком показано направление измерения линейного размера домена 1, голубым отрезком — направление измерения линейного размера домена 2.

Временные зависимости линейного размера домена 1 (рисунок 20) в разных постоянных магнитных полях показаны на рисунке 21. Из рисунка 21 видно, что зависимость размера Б от времени линейна, и скорость доменной стенки можно определить из тангенса угла наклона Б(/). На рисунке 21 показаны Б(() только для 5 полей, однако все измеренные нами скорости доменных стенок для всех магнитных полей были получены аналогичным образом.

Д мкм

Рисунок 21. Зависимость линейного размера домена 1 на рисунке 20, измеренного вдоль горизонтальной оси, соответствующей 100 мкм, от времени приложения постоянного поля. Зависимость 1 получена для постоянного поля - 439 Э, 2 для -448 Э, 3 для -485 Э, 4 для -516 Э, 5 для -535 Э.

При наблюдаемых скоростях доменной стенки временное и пространственное разрежение микроскопа позволило достоверно определить скорость движения доменной стенки. Результаты, полученные данным методом измерения, является достоверными, так как значения скоростей получены усреднением большого количества экспериментальных данных.

2.1.3. Измерение обменного взаимодействия Дзялошинского-Мория методом асимметричного расширения пузырьковых доменов

Данная методика измерения поверхностного БМ! основанная на разной скорости двух противоположных доменных стенок под действием магнитного поля, направленного в плоскости образца. БМ! можно заменить внутренним

магнитным полем НОМ1, направленным перпендикулярно доменной стенки, которое благоприятствует переходу доменной стенки Блоха к доменной стенки Нееля. Если приложить магнитное поле Н1Р, направленное в плоскости образца, оно будет складываться с внутренним полем НОМ1 в эффективное поле Н^, которое влияет на плотность энергии доменной стенки. Для определения поля НОМ1 следует воспользоваться формулой для движения доменной стенки в режиме ползчести:

v = v о exp (- £(H ор

(2.5)

где у0 - постоянная скорости, НОР - магнитное поле, направленное перпендикулярно поверхности, ^ - коэффициент масштабирования, ц = 1/4 параметр, соответствующий движению доменной стенки в режиме ползучести.

Согласно [53], параметр ^ зависит от плотности доменной стенки и от поля

н1Р:

(Н1Р )7 о Г"

£ = ^

DW

(2.6)

где коэффициент, aDW - плотность энергии доменной стенки, а0 плотность энергии доменной стенки Блоха.

Согласно [53] плотность доменной стенки и поле в плоскости образца зависят от поля НОМ1 как:

DW (H IP )

2 2

л A М

8 K

H + H IP DMI

)

(2.7)

D

когда |#IP + HDMI| < 4KD / nMs

DW

(Hff ) = 2%+ 4K A - 2 АлМ

H + H IP DM

(2.8)

когда доменная стенка становится Неелевской. Подставляя поочерёдно уравнения (2.7) или (2.8) в (2.6), а затем в (2.5) получаем формулу, пригодную для аппроксимации зависимости v(HIP).

Измерение зависимости скорости доменной стенки от поля HIP производилось методом МОКЕ следующим образом:

1. Образец устанавливался в держатель квадрупольного магнита таким образом, чтобы поле, одно поле было строго перпендикулярно поверхности образца, а другое строго в плоскости образца. Отклонение направления поля на 1—2 приводит к искажением результатов эксперимента.

S

сг

0

2. Включается поле HIP, направленное в плоскости образца.

3. Насыщаем образец в поле HS.

4. Подбирается такое поле Hop направленное перпендикулярно поверхности образца, в котором будет зарождаться пузырьковый домен.

5. Включается движущее поле HOP направленное перпендикулярно поверхности образца. Во всех измерениях для одного и того же образца его значение не меняется.

6. Записывается серия снимков с интервалом времени в 0.6 с.

7. Пункты 2, 3, 4, 5, 6, повторяются при другом значении поля HIP.

Обработка снимков МОКЕ, для извлечения скоростей доменных стенок

производилась процедурой, описанной в разделе 2.1.2.

Данный метод измерения прост и надёжен, так как для его использования необходим магнитооптический микроскоп полярного эффекта Керра, который может использоваться для широкого спектра магнитных измерений. Недостатком данного метода является низка точность относительно метода Бриллюэновского рассеяния света.

2.1.4. Измерение энергии обменного взаимодействия Дзялошинского-Мория методом Бриллюэновского рассеяния света

Метод измерения энергии поверхностного взаимодействия Дзялошинского-Мория основан на неупругом рассеянии фотонов на спиновых волнах, и подробно описан в [9]. В результате этого процесса фотон с частотой ю1 и волновым вектором k1 обменивается с образцом энергией AEm и моментом количества движения Apm, после чего переизлучается веществом. Исходя из закона сохранения энергии частота и волновой вектор рассеянного фотона (ю1 и k1) выражаются как:

h(rnr rn2) = ± AEm (2.9)

h(ki- k2) = ±Apm (2.10)

Для объяснения метода измерения следует ограничится теми изменениями системы, которые соответствуют процессу рождения магнонов (рассеяние Стокса) и аннигиляции магнонов (рассеяние анти-Стокса). Согласно правилу отбора в

рассеянии света будут участвовать магноны с волновым вектором ±к8Ш равным проекции на плоскость образца волнового вектора падающего света к1. В процессе рассеяния на спиновой волне, движущейся в том же направлении что и поток света (векторы и к1 сонаправлены), частота фотона уменьшается на значение = ю1 - ю2, и на спектре рассеяния будет наблюдаться пик Стокса. При рассеянии на спиновой волне, движущейся в противоположном направлении (векторы и к1 направлены в противоположные стороны), фотон увеличивает свою энергию и его частота увеличивается ан величину = ю2 - ю1, а на спектре рассеяния будет наблюдаться пик анти-Стокса. В методике Бриллюэновского рассеяния света используется источник когерентного поляризованного света, который испускает фотоны со строго определенной длинной волны. Таким образом ю1 нам всегда известна, а измеряя ю2 мы можем посчитать частоты спиновых волн, распространяющихся в противоположных направлениях (-к8Ш и +к8Ш).

Спектрометр, используемый в настоящих измерениях состоит из следующих основных элементов:

• Источник когерентного монохромного света

• Электромагнит

• Оптическая система

• Оптический резонатор Фабри-Перо Схема установки показана на рисунке 22.

Рисунок 22. Принципиальная схема спектрометра, для получения спектров Бриллюэновского рассеяния света [79].

Для увеличения амплитуды сигнала образец был установлен в геометрии Деймона-Эшбаха (рисунок 23), в которой направление магнитных моментов в образце т0 перпендикулярны волновому вектор спиновой волны и проекции волнового вектора падающего света на плоскость образца.

Рисунок 23. Схема хиральности спиновых волн в геометрии Деймона-Эшбаха. ksw - волновой вектор спиновой волны, m0 - направление статической намагниченности, вызванной внешним магнитным полем, направленным в плоскости образца. Спиновая волна, вызванная прецессией магнитных моментов показана тонкой красной линией [9].

Методика измерения включала следующие шаги:

1) Установление образца в однородное магнитное поле электромагнита. Измерения проводились в постоянном магнитном поле + 8 кЭ и -8 кЭ. Изменение направления поля эквивалентно инверсии времени, в результате чего пики рассеяния Стокса и анти-Стокса меняются местами.

2) Наведение на поверхность образца лазерного луча. В наших измерениях мы использовали четыре угла падения 15°, 30°, 45°, 60°, которым соответствуют четыре проекции волнового вектора на плоскость плёнки kx1 = 7 мкм 1, kx2 = 11 мкм 1, kx3 = 16 мкм 1 and kx4 = 20 мкм 1.

3) Выбор диапазона частот, в котором будут проводится измерения.

4) Регистрация рассеянных фотонов.

Данный метод позволяет измерять поверхностную энергию взаимодействия Дзялошинского-Мория с высокой точностью, однако настройка и калибровка прибора являются довольно трудоёмкими.

2.1.5. Рентгеновская дифракция

Рентгеноструктурная дифракция это метод исследования структуры вещества, положивший начало физики твёрдого тела. В основе этого метода лежит явление дифракции рентгеновских лучей и кристаллической решётке, описанная Брэггом и Вульфом. Условие Брэгга-Вульфа описывает положение максимумов дифракции упругого рассеяния рентгеновских лучей. Пусть плоская

монохроматическая волна падает на кристаллическую решётку с периодом под углом в. Разница в путях между лучом отражённым вдоль АС', и лучом отраженным вдоль ВС записывается как (АВ + ВС) - (АС'). Две отражённые волны придут в точку наблюдения испытав интерференцию если разница путей составит целое число длин волн: (АВ + ВС) - (АС') = пк, где к - длина волны. Из простых геометрических соображений АВ = d / 8тв, ВС = d / 8тв, АС = 2d / tanв , АС '= АС • ^Бв = (2d / tanв) • Подставляя эти значения в (АВ + ВС) - (АС') = пк,

получается пк =2d • 8тв. Это условие является законом Брэгга. Из него следует, что угол преломления зависит только от расстояния между атомами в кристаллической решётке и не зависит от строения самих атомов.

Постоянная решётки является характеристикой твёрдого тела, по которой можно определить элементный состав кристаллических тел. Для этого используются базы данных, которые содержат спектры рентгеновского рассеяния различных образцов, и сравнивают положения измеренных пиков с эталонными.

Рентгеновская дифракция может использоваться для определения толщин тонких плёнок. Для этого производятся измерения спектров рассеяния при малых углах падения 2в < 10, при которых происходит отражение рентгеновских лучей от поверхностей раздела фаз (рисунок 24) [80]. Периодические колебания в малоугловой части спектра называются полосами Киссинга, и относятся к общей толщине плёнок, тогда как наклон и затухание колебаний связанно с шероховатостью раздела фаз. Для определения толщины слоёв используют

формализм Парратта [80]. При увеличении количества слоёв аппроксимация рентгеновских спектров становится непростой задачей, так как среди рентгеновских линий, соответствующих отражению от двух поверхностей одной плёнки существуют линии отражения от двух поверхностей различных стеков плёнок. Так, для одиночной плёнки (Ы = 1) все линии будут относиться разности фаз рентгеновских лучей, отражённых от её поверхностей, а на малоугловой части спектра будет набор линий с одинаковой периодичностью, из которых легко определить толщину плёнки. При увеличении количества плёнок до двух (Ы = 2), появляется вклад отражения как от поверхностей двух отдельных плёнок, так и вклад от отражения рентгеновских лучей от верхней поверхности верхней плёнки и нижней поверхности нижней плёнки (суммарно 3 сигнала). У исследуемых гетероструктур П/СоЛг/Со/П количество слоёв равно 5, и на малоугловом участке рентгеновского спектра будет вклад 15 сигналов.

Рисунок 24. Дифракция электромагнитной волны, падающей под углом в к поверхности, на поверхностях плёнки толщиной

Согласно формализму Парратта толщины слоёв могут быть получены преобразованием Фурье рентгеновского спектра, выраженного через длину вектора рассеяния q = 4я8т(в)/Х, где X - длинна волны рентгеновского излучения. На преобразованном спектре пики будут отвечать толщинам слоёв (групп слоёв), которые вносят вклад в малоугловую часть рентгеновского спектра.

В измерениях проводимых в данной работе использовался рентгеновский дифрактометр ДРОН-3М с источников излучения СиКаь длинна волны которого X = 1.5416 А.

2.1.6. Измерение поверхностных характеристик методами атомно-силовой микроскопии (АСМ) и магнитно-силовой микроскопии

АСМ состоит из таких основных частей: зонд (кантилевер), система регистрации отклонения зонда, система обратной связи, управляющий блок с электроникой.

Атомно-силовой микроскоп - сканирующий зондовый микроскоп, который используется для определения рельефа поверхности с высоким разрешением. Регистрация отклонений кантилевера осуществляется при помощи лазерного луча, который отражается от его поверхности на фоточувствительный датчик. Датчиком является четырёхсекционный фотодиод. В зависимости от выходных параметров токов на секциях фотодиода определяется отклонение отражённого лазерного луча. Эти данные попадают в вычислительный блок атомно-силового микроскопа и интерпретируются как отклонения кантилевера по оси Oz. В свою очередь эти данные обрабатываются и изображаются в виде картины рельефа поверхности.

Кроме параметров рельефа поверхности, атомно-силовая микроскопия позволяет исследовать различные физические свойства поверхности. В зависимости от искомых свойств, применяются различные методики сканирования. Они могут отличаться не только режимом сканирования, выбираемым программно, но и применяемыми приспособлениями такими как: подложка, кантилевер и т.д. Одной из таких методик является магнитно-силовая микроскопия. Несмотря на сложность используемых физических принципов, работу магнитного силового микроскопа можно легко объяснить, проведя аналогию с патефоном. Как и в патефоне, в таком микроскопе тонкая игла движется по некой «дорожке», цепляясь за «неровности» магнитного рельефа образца. Но, в отличие от патефона, отклонения иглы скрывают в себе не музыку, а картину поля рассеяния.

Для регистрации магнитных полей необходим кантилевер который способен с ними взаимодействовать. Для этого был использован специальный кантилеверы с покрытием из ферромагнитной плёнки CoCr.

Магнитно-силовая микроскопия является эффективным методом исследования магнитных свойств на субмикронном уровне. Полученные при помощи МСМ изображения предоставляют информацию о доменной структуре поверхности образца, о существовании магнитных фаз и т.д. В режиме магнито-

силовой микроскопии сканирование поверхности происходит в два прохода [81]. Первый проход производится в режиме сканирования профиля поверхности, а второй на расстоянии, на котором силы Ван-дер-Ваальса не действуют и остаются только более дальнодействующие магнитные силы. Во время второго прохода сохраняется постоянное расстояние от зонда до образца благодаря известной карте поверхности сделанной во время первого прохода. Формирование темных и светлых пятен на АСМ-изображении будет соответствовать притяжению или отталкиванию магнитной иглы при dF/dz < 0 или dF/dz > 0.

2.1.7. ФМР спектроскопия

Ферромагнитный резонанс (ФМР) это одна из разновидностей электронного спинового резонанса (ЭСР) в твёрдом теле, который проявляется в избирательном поглощении ферромагнетиком энергии магнитной компоненты СВЧ излучения при совпадении частоты СВЧ и собственной частоты прецессии ю0 магнитного момента в ферромагнетике. От прочих методов ФМР отличается тем, что количество поглощаемой энергии при ФМР на порядки больше чем для других методов ЭСР и зависит от формы образца. Характерные отличия ФМР вызваны коллективным характером намагниченности в ферримагнетиках: поглощение переменного магнитного поля осуществляется не отдельными парамагнитными центрами, а суммарными магнитными моментами макроскопических объёмов вещества.

В настоящей работе метод ФМР использовался для определения эффективной константы магнитной анизотропии по угловым зависимостям резонансных линий ФМР. В качестве измерительного прибора был использован спектрометр X-диапазона ЕРЯЮ-МГЫ!, принципиальная схема которого показана на рисунке 25. Резонансная частота пустого резонатора составляет 9.517 ГГц а добротность резонатора - 4000. При внесении образцов серии СоРеВ-8Ю2/В12Те3 частота резонатора составляла 9.505 ГГц, мощность СВЧ излучения - 10 мВт, амплитуда модулирующего поля - 10 Э, частота модуляции - 100 кГц. Для получения угловой зависимости образец помещался вертикально в кварцевую трубку как показано на рисунке 25б. К трубке была присоединена стрелка, направление которой устанавливалось параллельно нормали к поверхности

образца. Над техническим отверстием, в которое помещается трубка с образцом был установлен гониометр. Ось гониометра 0 - 180 направлена параллельно линиям напряжённости магнитного поля Н электромагнита. При первом измерении трубка с образцом устанавливается таким образом, чтобы стрелка 2 указывала 0. Таким образом, при помощи стрелки 2 определяется угол между нормалью к поверхности образца и направлением линий магнитного поля ЭПР спектрометра в. Перед следующим измерением трубка с образцом поворачивалась по часовой стрелке на 5. Данная процедура повторялась, пока стрелка не описала полную окружность. Из полученных спектров были извлечены резонансное поле Нге8 и ширина ФМР линии Нр-р.

Рисунок 25. (а) распределение электромагнитного поля в прямоугольном резонаторе Ню2 резонаторе. На вставке Б указана напряжённость электрического поля в плоскости Х2, на вставке В - напряжённость магнитного поля в плоскости ху. (б) Положение в трубке 1 образца 3. Стрелка 2 направлена параллельно вектору нормали к поверхности образца п.

2.1.8. Индентометрия и скелометрия

Механические свойства облученных и необлученных областей поверхности гетероструктуры 8Ю2/Та /Р^Оё 21,6Ре67,8Со10,5/1гМп^ измеряли с помощью нано-твердомера «NanoScan-3D» [82], предварительно откалиброванного с эталонным образцом. Измерения механических свойств проводились с помощью инструментального вдавливания [83] и царапин [84].

Метод инструментальной индентирования основан на воздействии алмазного индентора на поверхность образца. Проникновение индентора осуществлялось с постоянной скоростью и сопровождалось записью его смещения. Значение нанотвердости по Берковичу определяли по выражению:

ЯМ = Ртах / Ас (2.11)

где Ас - квадрат проекции отпечатка при максимальной нагрузке Ртах. Для идеального индентора Берковича значение Ас определяется глубиной контакта hc, то есть расстоянием от контактной окружности острия до максимальной глубины проникновения: Ас = 24.5 ^ . Приведенное значение модуля упругости рассчитывали по формуле:

(2.12)

где в является постоянной величиной, соответствующей форме индентора (в = 1.05 для индентора Берковича), S - это жесткость контакта, определяемая наклоном кривой разгрузки P(h) при максимальной нагрузке Pmax:

(2.13)

Приведенный модуль Er связан с модулем Юнга Es испытательного образца через следующие соотношения:

1 1-Ус2 , 1-и;2

— =-— +---(2.14)

Ег Е5 ЕЬ

где Е - модуль материала индентора, у8, - соответствующие коэффициенты Пуассона анализируемого материала и индентора. Метод склерометрии основан на сравнении ширины царапин в анализируемом образце и контрольном образце. В качестве контрольного образца использовали плавленый кварц с твердостью Н№ = 9.3 ГПа и модулем упругости Ем = 72.3 ГПа.

Тот же алмазный индентор типа Берковича использовался для полуконтактного сканирования, вдавливания и царапания поверхности, выполненных за один цикл. Индентор был закреплен на кантилевере из пьезокерамики, позволяя колебаниям с амплитудой <50 нм на резонансной частоте ~ 10 кГц. Этот режим позволил нам получить дополнительную информацию о структуре, механических свойствах и распределении механических напряжений.

2.2. Образцы

2.2.1. Синтетические ферримагнетики с перпендикулярной магнитной анизотропией Pt/Co/Ir/Co/Pt

Образцы представляют из себя четыре многослойные гетероструктуры SiO2/Pt(3.2HM)/Co(1.lHM)/Ir(1.4HM)/Co(/co)/Pt(3.2HM) с толщинами верхнего слоя Co tCo = 0.6 нм, 0.7 нм, 0.8 нм и 1.0 нм. Площадь поверхности образцов равна 4x4 мм . Эскиз гетероструктур показан на рисунке 26.

Образцы изготавливались методом магнетронного напыления при комнатной температуре. Перпендикулярная магнитная анизотропия (ПМА) обусловлена гибридизацией 3d орбитального момента Со с 5d орбитальным моментом Pt и Ir [85]. При используемых толщинах слоев Co < 2 nm поверхностная перпендикулярная магнитная анизотропия доминирует над объемной анизотропией. При дизайне синтетических ферримагнетиков необходимо обеспечить антиферромагнитное обменное взаимодействие между ферромагнитными слоями, для создания четырёх равновесных состояний намагниченности. В [86] показано, что энергия межслойного взаимодействия имеет затухающий осциллирующий характер в зависимости от толщины разделяющей прослойки. Таким образом, типом обменного взаимодействия (ферромагнитный или антиферромагнитный) между ферромагнитными слоями можно управлять толщиной разделительного слоя, в нашем случае Ir. Толщина слоя Ir в 1.4 нм является технологически достижимой величиной, при которой энергия обменного межслойного взаимодействия антиферромагнитна и максимальна.

Элементный состав гетероструктур Pt/Co/Ir/Co/Pt был определён методом рентгеновской дифракции. Рентгеновский спектр образца Pt/Co/Ir/Co/Pt с толщиной верхнего слоя Co tCo = 0.8 нм показан на рисунке 27. Положения пиков на рентгеновском спектре были определены при помощи базы данных программы для обработки рентгеновских спектров Match! 3. Литературный обзор статей, в которых проводился анализ рентгеновских спектров [87-89] подтвердил соответствие пиков на рисунке 27 структурам Si(111), Co(101), Pt(111), Ir(111), Ir(200), Ir(311).

Pt (3.2 нм)

Co (tco) Ir (1.4 нм) Co (1.1 нм)

Pt (3.2 нм)

Si02

Рисунок 26. Эскиз многослойной гетероструктуры

SiO2/Pt(3.2HM)/Co(1.lHM)/Ir(1.4HM)/Co(ico)/Pt(3.2HM) с толщиной слоя верхнего Со tCo = 0.6 нм, 0.7 нм, 0.8 нм и 1.0 нм.

2 в (град)

Рисунок 27. Рентгеновский спектр образца Pt/Co/Ir/Co/Pt с толщиной верхнего слоя Co tCo = 0.8.

Толщина слоёв гетероструктуры была оценена методом рентгеновской дифракции при малых углах падения рентгеновских лучей 2< в < 10 (рисунок 28).

¡гУ

2

0 -

2 3 4 5 6 7 8 2 в (градусы)

Рисунок 28. (а) Зависимость интенсивности отражённого рентгеновского излучения малоугловой части спектра.

В случае, когда критический угол 9с << 9т, где 9т - угол которому соответствует локальный максимум на рисунке 28 с индексом т, толщину плёнки d можно получить из:

2 (в , - в )

\ т +1 т '

(2.15)

где X - длина волны рентгеновского излучения (X = 1.5416 А). Значения / толщин, полученных при помощи уравнения (2.15) из рисунка 28 составляют =11.9 нм, ¿2 = 6.3 нм, ¿3 = 3.8 нм. Значение может относиться к суммарной толщине гетероструктуры (пять слоёв), значение ¿2 к суммарной толщине четырёх верхних слоёв, а ¿з к сумме толщин двух верхних слоёв.

Для измерения поля анизотропии были записаны полевые зависимости намагниченности каждого образца при двух ориентациях магнитного поля: вдоль лёгкой оси намагниченности (перпендикулярно поверхности образца), и вдоль трудной оси (параллельно плоскости образца). Для того чтобы перевернуть намагниченность плёнки с перпендикулярной магнитной анизотропией в плоскость, необходимо приложить магнитное поле равное полю анизотропии. Поле анизотропии НА равно полю, в котором полевые зависимости намагниченности, записанные для двух взаимно перпендикулярных ориентаций полей, пересекаются при намагниченности насыщения, как это показано на рисунке 29.

я

г

Рисунок 29. Полевые зависимость образца с tCo = 10 нм, записанные при ориентации внешнего магнитного поля параллельно поверхности образца и перпендикулярно ей.

2.2.2. Магнитные многослойные гетероструктуры [(Co41Fe39B20)x(SiO2)100-

x/Bi2Te3]47

Многослойные гетероструктуры [(Co41Fe39B20)x(SiO2)100-x/Bi2Te3]47 состоят из 47 чередующихся двуслоек CoFeB-SiO2/Bi2Te3. Слой CoFeB-SiO2 состоит из наночастиц сплава CoFeB распределенных в матрице SiO2 с массовыми долями Со - 41%, Fe - 39%, B - 20%. Серия состоит из 9 образцов с различными толщинами слоёв CoFeB-SiO2 и Bi2Te3. Толщины слоёв рассчитаны исходя из времени напыления, и представлены в таблице 1.

Размеры гранул CoFeB были оценены для одного образца, с расчётной толщиной слоя CoFeB-SiO2 t = 5.2 нм методом просвечивающей электронной микроскопии (ТЕМ). На рисунке 30 показано ТЕМ изображение поперечного сечения образца. Светлые включения на рисунке являются наногранулами сплава CoFeB, характерный диаметр d которых составляет ~6 нм.

Таблица 1. Толщины слоёв гетероструктур [(Со41ре39В20)х(8Ю2)100-х/В12Те3]47

№ п/п Толщина слоя СоРеВ-8Ю2, нм Толщина слоя В12Те3, нм

1 2.9 0.6

2 3.4 0.9

3 4.0 1.1

4 4.4 1.2

5 4.7 1.3

6 4.9 1.4

7 5.0 1.5

8 5.1 1.6

9 5.2 1.7

Рисунок 30. (а) ТЕМ изображение поперечного сечения многослойной пленки СоБеВ-8102/В12Те3. (б) Изображение поперечного сечения участка СоБеВ-8Ю2, полученное на просвечивающем электронном микроскопе (ТЕМ) профессором Воронежского государственного технического университета Калининым Юрием Егоровичем.

2.2.3. Многослойная гетероструктура SЮ2/Ta/Pt/Gd21.6Fe67.8Co1o.5ЛrMn/Pt

Гетероструктура 8Ю2 / Та (3 нм) / Pt (5 нм) / Gd21.6Fe67.8Co10.5 (20 нм) / 1гМп (7

2 ^ нм) / Pt (3 нм) размером 4.1 х 3.8 мм была выращена на стеклянной подложке с

помощью магнетронного напыления. Гетероструктура состоит из чередующихся

монокристаллических слоёв Та и П, аморфного слоя ОдРеСо и 1гМп толщины

которых указаны в скобках. Массовые доли веществ в сплаве ОдРеСо составляют

Од -21.6%, Ре - 67.8%, Со - 10.5%. Поверхность образца была облучена одним

фемтосекундным лазерным импульсом длительностью 50 фс, длиной волны 632 нм и плотностью потока > 10 мДж/см . Подпороговые и пороговые моды формирования ямы лазером сравнивались. Пороговое значение плотности потока, при котором происходит разрушение слоёв изменяется в диапазоне 12-15 мДж/см из-за локальной неоднородности поверхности. При меньших величинах плотности потока лазерный импульс оставлял на поверхности кратер с ровным дном и краями. По этой причине даже при постоянном флюенсе мы смогли создать выгоревшие лазером ямы различной морфологии. Поиск предварительно выбранной кратера осуществлялся по специальной метке в форме «флага», выжженной лазером на поверхности образца.

2.3. Выводы к главе 2

Описанные методики измерений намагниченности с помощью СКВИД-магнитометра использовались для измерения временных, температурных и полевых зависимостей. Методика магнитооптической микроскопии Керра использовалась для определения скорости движения доменных стенок в постоянном магнитном поле, и для определения энергии БМ1. Метод Бриллюэновского рассеяния света применялся для измерения энергии поверхностного БМТ.

Глава 3. Немонотонные длительные релаксации намагниченности в синтетических ферримагнетиках

3.1. Описание и классификация длительных немонотонных релаксаций

намагниченности

Опишем процесс немонотонной релаксации на примере синтетического ферримагнетика 8Ю2/Р1(3.2пт)/Со(1.1пт)/1г(1.4пт)/Со(0.7пт)Р1(3.2пт). Во время монотонной релаксации (рисунок 31а) намагниченность образца переходит напрямую из одного равновесного состояния в другое, выгодное по энергии, а динамика намагниченности описывается моделью Фатуззо-Лабруне [55, 56]. Немонотонная магнитная релаксация была обнаружена и описана моделью макроспина в [2]. На рисунке 31б показан пример немонотонной релаксации намагниченности в постоянном магнитном поле. В процессе, показанной на рисунке 31 б, релаксации намагниченность образца переходит из начального состояния АР+ в выгодное по энергии состояние АР- через промежуточное неравновесное состояние Р-. Поскольку обменное смещение [90] в данном образце отсутствует, петля магнитного гистерезиса симметрична относительно нулевого поля, и мы ожидаем немонотонные релаксации при переходе из состояния АР- в АР+ через промежуточное состояние Р+. Помимо немонотонной релаксации с одним экстремумом (рисунок 31б) в [91] была обнаружена длительная (~10 мин) релаксация с двумя экстремумами, названная осциллирующей (рисунок 31в, г). Фазовый портрет макроскопических колебаний намагниченности, приведенный в [91] не имеет отношения к хорошо известным колебаниям намагниченности в САФ на основе Со, возникающим под действием спин-поляризованного тока [12, 13]. Фазовый портрет макроскопических магнитных колебаний и их феноменологические особенности (длительный период колебаний, спонтанные изменения магнитного момента, особые требования к внешнему полю, температуре и толщине слоёв Со) очень похожи на особенности реакции Белоусова-Жаботинского [92] в химической физике. Возможно, в процессе релаксации существуют и другие экстремумы,

однако чувствительности СКВИД-магнитометра недостаточно для их обнаружения.

(а)

т

(б)

АР

-2

-4

АР"

(в)

20 40

^ (мин)

60

-2.4

о

£_______

0 20 40 £ (мин) 60

АР

АР"

АР

20 40

£ (мин)

60

-3.0

20 40

£ (мин)

60

Рисунок 31. Возможные типы магнитной релаксации в Р^3.2 нм)/Со(1.1 нм) / 1г (1.4 нм)/Со(0.7 нм)М(3.2 нм) в магнитных полях: -1350 Э (а), -1360 Э ( б) -1354 э (в), -1370 Э (г) при Т = 100К. Сплошные линии - точные решения динамической системы (3.3).

3.2. Моделирование длительных осциллирующих релаксаций

намагниченности

3.2.1. Конкуренция магнитных фаз Г- и AP- при релаксации намагниченности

Полевая зависимость локального магнитного момента, записанная методом микроскопии Керра (рисунок 32), позволила определить равновесные значения магнитного момента синтетического ферримагнетика. Петли гистерезиса, записанные методом микроскопии Керра (рисунок 32), идентифицируют четыре стабильных состояния СФ (см. Вставки слева на рисунке 32). На рисунке 33 показаны типичные временные последовательности изображений микроскопии Керра, записанных в различных постоянных магнитных полях в диапазоне от -460 до -540 Э, вблизи критического поля переключения свободного слоя Со -480 Э.

0

6

4

2

Р

0

Р

0

0

Типы зародышей намагниченности (АР+, АР- и Р) были определены на изображениях полученных микроскопией Керра по значению поворота угла плоскости поляризации света, отражённого от зародышей намагниченности. На снимках, показанных на рисунке 33, один и тот же тип магнитного состояния может быть изображён разными цветами. Причиной этому является обеспечение максимальной контрастности изображений которое производится автоматически программным пакетом, осуществляющим работу с измерительным прибором.

В поле -460 Э зародыши фазы АР- (светлые области) появляются на фоне фазы АР+ (темная область) при / = 6 с (верхняя последовательность рисунка 33). В дальнейшем область АР- в постоянном магнитном поле расширяется. Другие процессы сопровождают перемагничивание в поле -530 Э. На фоне начальной фазы АР+ (темная область) две фазы Р- и АР- появляются одновременно при 1 = 6 (нижняя последовательность рисунка 33). Фаза Р- возникает вблизи поверхностных дефектов (царапин), а фаза АР- возникает в тех же областях, что наблюдаются для поля -460 Э (верхняя линия рисунка 33). Р- фаза не является равновесным состоянием синтетического ферримагнетика в поле -530 Э. По этой причине в конце магнитной релаксации при 1 = 150 с, фазы АР+ и Р- оказываются подавленными равновесной в этом поле фазой АР-. В поле -540 Э, на фоне фазы АР+ (темная область при 1 = 0) зародыши фазы Р- появляются вблизи царапин, из-за пониженной энергии активации в этих областях (нижняя последовательность на рисунке 33). Неравновесные зародыши быстро расширяются и занимают большую площадь синтетического ферримагнетика. Фаза АР- возникает заметно позже, чем фаза Р-. Со временем равновесная АР- фаза медленно расширяется, пока полностью не заменит Р- фазу при 1 = 150 с.

Линейный размер Б нескольких зародышей фазы АР- определялся измерением в одном и том же «горизонтальном» направлении для всех периодов времени. Ряды линейных зависимостей от времени регистрировались в различных постоянных магнитных полях для образца с /Со = 1.0 нм (рисунок 34). Временные зависимости Б(() выбранных областей АР- фазы были близки к линейным зависимостям, наклоны которых соответствовали скоростям границы домена (рисунок 34). Увеличение абсолютного значения магнитного поля от -433 Э до -490 Э привело к соответствующему увеличению наклона зависимости Б((); однако

последующее увеличение поля с -490 Э до -542 Э привело к уменьшению наклона (рисунок 33). Скорости границы домена увщ(и) = ю / & фазы АР- были рассчитаны путем дифференцирования зависимостей Б((), показанных на рисунке 34. Зависимости для других значений внешних магнитных полей, не показанные на рисунке 34 были использованы для получения зависимости (Н) зависимости на рисунке 35. Зависимость У^Н) для фазы АР- была немонотонной и обладала максимумом при магнитном поле -490 Э, близком к полю переключения НС = -480 Э, из состояния Р- в АР- (вертикальная пунктирная линия на рисунке 32).

— 1.0

X

а

^ 0.5

^ 0.0

Рисунок 32. Гистерезис записанный методом микроскопии Керра для образца Р1;(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1 нм)/Р1;(3.2 нм) при Т = 300 К. Направление развертки магнитного поля указано стрелками. Горизонтальные пунктирные линии указывают стабильные состояния намагниченности. Ориентации магнитных моментов для четырёх состояний в ферромагнитных слоях показаны на вставках справа. Скорость поля составляет 1.6 кЭ/с. Вертикальная пунктирная линия соответствует полю переключения Нс = -480 Э.

Динамика расширения фазы Р- в постоянном магнитном поле анализировалась аналогичным образом (рисунок 36).Была обнаружена граница домена, разделяющая области Р- и АР+, и рассчитана ее скорость у^ как производная зависимости Б(() для каждого внешнего поля.

1000 -500

500

1000

Н (Э)

Рисунок 33. Последовательности изображений микроскопии Керра для образца Р1;(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1 нм)/Р1;(3.2 нм) записанных в разных постоянных магнитных полях при Т = 300 К. Перед записью снимков образец насыщался в поле +1200 Э, после чего поле уменьшалось до одного из значений, представленных на левой оси.

а £

о

300

а

сГ

-430 Э -450 Э -490 Э 1

| Ж £

X / *

/

-520 Э -530 Э -540 Э

/ Ж

40 80

I (С)

40

I (С)

I (С)

Рисунок 34. Временные зависимости линейного размера домена АР-образца Р1;(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1 нм)/Р1;(3.2 нм) при Т = 300 К. Образец помещался в поле насыщения +800 Э до переключение в новое постоянное магнитное поле указанное в правом верхнем углу графиков.

Зависимость у^(Н) для фазы АР- хорошо воспроизводилась для разных ядер (1 и 2 на рисунке 35), а также для разных ядер фазы Р-. Показано, что зависимость Уцщ(Н) для Р- фазы монотонно увеличивается (рисунок 30), в отличие от зависимости для АР- фазы (рисунок 35). Генерация Р- фазы начиналась при

300

200

100

200

100

0

0

0

80

0

40

80

больших абсолютных значениях магнитного поля, превышающих -530 Э по сравнению с АР- фазой.

Рисунок 35. Полевые зависимости скорости границ зародышей намагниченности АР- образца Р(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1 нм)/Р(3.2 нм). Зависимости 1 и 2 получены путём измерения скорости доменных границ Уо^Н) из изображений микроскопии Керра двух отдельных зародышей намагниченности. Зависимость 3 -средняя скорость изменения магнитного момента АМ/т1(Н), измеренная СКВИД магнитометром (смотри рисунок 36). Вертикальная пунктирная линия соответствует полю переключения НС = -480 Э (рисунок 32).

0.207

0.208 -1/4 -1/4

Н (Э )

0.209

Рисунок 36. Полевая зависимость скорости расширения зародыша Р-, соответствующая смещению границы домена Р/АР+ в образце Р1;(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1 нм)/Р1;(3.2 нм) при Т = 300 К. Зависимость 1 - скорость доменной границы измеренная напрямую по снимкам микроскопии Керра. Зависимость 2 - средняя скорость релаксации ЛЫ/т2(Н) определённая СКВИД-магнитометром. Сплошная линия является аппроксимацией формулой (3.5).

Полевые зависимости скоростей, измеренные методом микроскопии Керра (рисунки 34 и 35), можно сравнить с соответствующими полевыми зависимостями средней скорости релаксации, оцененными по данным SQUID. Релаксационные кривые можно разложить на две экспоненциальные функции с постоянными времени т и т2 (рисунок 37). Пример аппроксимации, выполненной для определения постоянной времени ti перехода AP+ ^ AP- и т2, соответствующей переходу AP+ ^ Р-, показан на рисунке 37. Средняя скорость изменения магнитного момента, определенная по данным SQUID (рисунок 36), была оценена как AM / ti для фазы AP- (рисунок 35) и AM / т2 для фазы Р- (рисунок 36). Была обнаружена корреляция между точной скоростью, определенной с помощью микроскопа Керра, и средней скоростью, определенной с помощью СКВИД-магнитометра, как для зародышей AP-, так и для Р(рисунки 35 и 36). Наличие и относительные доли разных фаз меняются со временем. При абсолютном значении поля ниже -440 Э можно наблюдать только фазы AP- и AP+ (рисунок 38а). Начиная с поля -510 Э, можно одновременно наблюдать три типа зародышей намагниченности AP +, AP- и P- (рисунок 38б). Начиная с -544 Э, начальная фаза AP+ исчезает, полностью превращаясь в фазу P- (рисунок 38в), затем на фоне светлой фазы Рвозникает фаза АР-.

t (c)

Рисунок 37. Магнитная релаксация образца Pt(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1.0 нм)/Р1;(3.2 нм) измеренная методом микроскопии Керра в поле H = -537 Э. Сплошная красная линия - аппроксимация двумя экспонентами для определения постоянных времени т1 и т2 , за которые происходят переходы AP+ ^ P- and P- ^ AP-.

Толщина тонкого слоя /Со влияет на полевую зависимость скорости границы домена АР- / АР+ (рисунок 39). При значении /Со, близком к толщине нижнего слоя 1.1 нм, монотонную полевую зависимость скорости превращается в немонотонную. Для образцов с /Со = 0.6 нм, 0.7 нм при Т = 300 К полевая зависимость скорости границы АР- / АР+ имеет классический вид для движения ДС в режиме ползучести. Это вызвано большой разницей между энергиями анизотропии Ех и Еь двух ферромагнитных слоёв при Т = 300 К, вследствие разницы их толщин. Эквивалентность обоих ферромагнитных слоев увеличивает нелинейное взаимодействие зародышей намагниченности разных типов. Немонотонные полевые зависимости скорости доменной стенки имеют место в тех же условиях, в которых наблюдаются немонотонные временные зависимости магнитного момента синтетического ферримагнетика.

Рисунок 38. Изображения доменов, полученные микроскопом Керра в образце Р1;(3.2 нм)/Со(1.1 нм)/1г(1.4 нм)/Со(1.0 нм)/Р1;(3.2 нм) при Т = 300 К в разных магнитных полях: (а) Н = - 433 Э, (б) Н = - 532 Э, (в) Н = - 544 Э.

100 г

10 Г

^ 1

-100 -200 -300 -400

Н (Э)

-500

Рисунок 39. Полевые зависимости скорости доменной стенки зародыша АР синтетических ферримагнетиках с ¿Со = 0.6 нм, 0.7 нм и 1.0 нм.

В тонких ферромагнитных пленках могут существовать три разных режима движения доменных стенок в зависимости от внешнего магнитного поля: режим ползучести в слабом поле, режим открепления в промежуточном поле и режим скольжения в сильном магнитном поле [57]. Режим ползучести проявляется как нелинейная зависимость скорости доменной стенки от приложенного

магнитного поля Н. Сначала мы опишем монотонную полевую зависимость скорости границы домена фазы Р-. Р- домены появляются в магнитных полях Н > |-526| Ое. Смещение доменных стенок происходит путем перепрыгивания с одного препятствия на другое и сопровождается образованием микроразмерных выступов фазы Р-. Полевая зависимость термоактивированной скорости доменной границы Р- фазы в режиме ползучести может быть описана следующим выражением [68]:

V 0 ехр

Н

квт

(3.1)

где у0 - характерная скорость, а = исНА - постоянная масштабирования режима ползучести , ис - высота энергетического барьера закрепления доменной стенки, вызванного дефектами, НА - поле закрепления, ц - универсальный динамический показатель, равный 1/4 [57], кв - постоянная Больцмана, Т -

а

V

У

температура. Логарифм скорости доменной стенки 1п(у) был построен относительно И~УА на рисунке 36. Из рисунка 36 видно, что скорость V для каждого образца следует закону ползучести [52]. Параметр а является наиболее важной характеристикой, поскольку существует простая связь между этим параметром и константой магнитной анизотропии в отдельных пленках Со а к К5/8. Значение а для наших экспериментальных данных составляет а = 8.6 ■ 10-10 эрг ■ Э-1/4 и было получено из наклона зависимости 1п^)(Н14), показанной на рисунке 36. Полученное значение сопоставимо с а = 13.4 ■ 10-10 эрг ■ Э-14 в одиночной пленке Со толщиной ¿со = 0.5 нм, определенной в [57]. В работе [52] значения параметра а = 0.86-9.4 10-10 эрг ■ Э-14 были определены для ряда структур Pt (4.5 нм) / Со (¿Со) / Pt (3.5 нм) с ¿Со = 1 - 3 нм.

3.2.2. Динамика релаксации намагниченности

Для объяснения механизма протекания немонотонной релаксации намагниченности мы можем предложить прямую аналогию между магнитными колебаниями и моделью колебаний концентраций в химических реакциях [92]. Подобно известной реакции Белоусова - Жаботинского зародыши намагниченности могут возникать и исчезать. Поскольку немонотонная и осциллирующая временные зависимости магнитного момента, являются результатом взаимодействия зародышей Р- и АР-, мы можем ввести: удельную площадь фазы АР+ - z; удельную площадь фазы Р- - х; удельную площадь фазы АР- - у; эффективность генерации зародышей Р- - а (Н, Т) из фазы АР+; эффективность генерации зародышей АР- у (Н, Т) из фазы АР+.

Если предположить, что зародыши АР+, Р- и АР- не взаимодействуют, их концентрации будут описываться соответствующей динамической линейной системой:

[ Сх

| - = аж - (х

А

Су

- = уж + (х

с (3.2)

х + у + ж = 1

Начальные условия, соответствующие начальному состоянию АР+ следующие: / = 0: z = 1, х = 0, у = 0. Рассмотрим синтетический ферримагнетик с толщиной толстого слоя 1.1 нм и толщиной тонкого слоя 0.7 нм. Обозначая намагниченность насыщения толстого слоя через М81, а тонкого слоя через М82, можно описать магнитную релаксацию, учитывая вклады всех трех состояний АР+, АР-, Р- как М(() = М81 (-х - 0.3у - z). Система (3.2) предсказывает тривиальное монотонное экспоненциальное поведение магнитного момента М(/) ~ ехр (- / т), т = 5 мин, включая вклады всех трех фаз с их весовыми коэффициентами, пропорциональными соответствующим намагничиваниям. Аппроксимация монотонной релаксации динамической системой (4.2) представлена на рисунке 31а. Для конечного состояния системы у ^ ^ да) = 1, асимптотический магнитный момент равен -0.3М8 = - 2.7 106 э.м.е., что соответствует магнитному моменту насыщения толстого слоя М81 = -9 ■ 106 э.м.е. и тонкого слоя М82 = 6,3 ■ 106 э.м.е. (рисунок 31а).

Немонотонные решения могут быть получены из нелинейной системы, в которой взаимодействие между зародышами намагниченности ускоряет переход Р ^ АР-. Дополнительный член должен быть пропорционален вероятности встречи 8ху двух типов зародышей намагниченности Р- и АР-. Коэффициент 8 описывает эффективность поглощения Р- фазы АР- фазой, когда эти зародыши намагниченности встречаются друг с другом. Соответствующая динамическая система с одинаковыми начальными условиями z (0) = 1, х (0) = 0, у (0) = 0 равна:

\ dx

- = ах - ¡х - 8ху

dt

1

I dt

dy

- = ух + ¡х + 5ху ^

х + у + х = 1

Эта динамическая модель эволюции зародышей намагниченности подтверждает возможность осциллирующей магнитной релаксации, контролируемой взаимодействием зародышей разных типов. Точное аналитическое решение системы (3.3), а также ее вывод приведены в Приложении I. В частности, доказано, что система (3.3) эквивалентна уравнению Шредингера, регулярные

решения которого показаны как вырожденные гипергеометрические функции различных Приказы п (см. Приложение I). Результирующие зависимости от времени хорошо описаны в случае п = 2 (рисунки 31а - г). Решение системы (3.3) для п = 1 слишком простое, чтобы описать колеблющуюся магнитную релаксацию, представленную на рисунках 31 в, г. Однако второй порядок решения п = 2 дает одновременно удовлетворительное приближение осциллирующей магнитной релаксации (сплошные линии на рисунках 31 в, г), а также монотонной (рисунок 31а) и немонотонной (рисунок 31 б) зависимостей.

Формула, описывающая зависимость удельной площади зародышей намагниченности от времени и решение (3.5) системы уравнений (3.3) была получена профессором Балтийского федерального университета Юровым Артёмом Валерьяновичем:

т 2 (1 - г) [(1 + 2 т ) г + 1 ]

х =

т (1 + 2 т ) 2 (Ш2 + 2 ) + т 2 + 4 т + 2

(1 - 2 )[т (2 + 3 т )2

(1 - 2 II т ( 2 + 3 т )2 + т + 4 т + 2 I

I т (1 + 2 т ) 2 (т2 + 2 ) + т + 4 т + 2 (3.4)

I -р*

,2 = е

I

и соответствующая зависимость магнитного момента

- 3 (т 2 + 4 т + 2 ) +

М =

10 [т (1 + 2 т ) 2 (т2 + 2 ) + т 2 + 4 т + 2 ] г [2 (з т 2 - 23 т - 13 ) + т2 (20 т 2 - 49 т - 26 - 20 т (1 + 2 т ) 2 )]

+ 212 (3 т 2 - 23 т - 13 ) + т2 (20 т 2 - 49 т - 26 - 20 т (1 + 2 т )2 ,

21 ' (3.5)

10 I т (1 + 2 т ) 2 ( Ш2 + 2 ) + т + 4 т + 2 I

[т (1 + 2 т ) 2 ( ш + 2 ) + т + 4 т + 2 ]

где параметры т и р выражены через параметры а, в, у, 8 системы (3.3):

= т

2 / \2

а ш Р 5 Ш + 3 р (1 + т )

у у 1 + 2 ш у 1 + 2 ш у 1 + 2 т

Асимптотическое поведение уравнений (3.3) и (3.4) подчиняется очевидным условиям, соответствующим конечному состоянию АР- синтетического ферримагнетика:

8

lim x(t)= lim z(t)= 0, lim у (t )= 1

t^ да t^ t^ да

Магнитный момент M (t ^ да) = -0.3MSi = -2.7 106 э.м.е. На рисунке 31в представлена теоретическая кривая (сплошная линия), которая показывает удовлетворительную аппроксимацию экспериментальных результатов (синие кружки). Мы использовали следующие параметры для аппроксимации данных на рисунке 31в: m = 17 ± 1; р = 0.1 ± 0.01 мин1 для H = -1354 Э. Соответствующие им начальные параметры системы (3.3): а = 0.045 ± 0.005 мин-1, ß = 0.013 ± 0.002 мин-1, у = 0.005 ± 0.0005 мин-1, 8 = 0.09 ± 0.01 мин-1. С другой стороны, в магнитном поле -1360 Э мы получили а = 0.074 ± 0.005 мин-1, ß = 0.015 ± 0.002 мин-1, у = 0.006 ± 0.0005 мин-1, 8 = 0.151 ± 0.01 мин-1 (рисунок 31б). Таким образом, небольшое изменение магнитного поля практически не влияет на частоту ß переходов P- ^ AP- и частоту у превращения зародышей P- в зародыши AP-. Изменение магнитного поля от -1354 Э до -1360 Э увеличивает в ~1.6 раза частоту 8 поглощения фазы Р- фазой AP- и частоту переходов АР+ ^ Р-, а. Полевые зависимости параметров системы (3.3), извлеченные из аппроксимации немонотонных релаксационных кривых, представлены на рисунке 41. Причину обратной зависимости между значениями параметров и магнитным полем легко понять, если вспомнить, что по мере увеличения поля оно все больше отклоняется от критического значения Hc, в котором одновременно существуют три магнитные фазы, и осуществляются одновременно три перехода: АР+ ^ Р-, АР+ ^ АР- и Р- ^ АР-. Одновременное протекание этих переходов становятся энергетически менее выгодным, чем больше поле внешнее поле превышает НС.

Можно сделать вывод, что для колебательной релаксации необходимо строгое доминирование параметров а и 8 (показано для колебательных кривых пунктирными линиями на рисунке 40). Это хорошо согласуется с гипотезой о том, что рост неравновесной фазы, описываемой параметром а, и вероятность столкновения зародышей намагниченности, описываемого 8, должны быть выше, чем монотонной и немонотонной релаксаций, чтобы обеспечить осциллирующую магнитную релаксацию. Таким образом, зависящее от поля взаимодействие между зародышами необходимо для объяснения процесса осциллирующей магнитной релаксации.

(a)