close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Нелинейные статические и динамические свойства доменных границ в пленках с плоскостной анизотропией

код для вставкиСкачать
ФИО соискателя: Дубовик Михаил Николаевич Шифр научной специальности: 01.04.11 - физика магнитных явлений Шифр диссертационного совета: Д 004.003.01 Название организации: Институт физики металлов УрО РАН Адрес организации: 620041, г.Екатеринбург, ГС
Работа выполнена в Федеральном Государственном бюджетном
учреждении науки Ордена Трудового Красного Знамени Институте
физики металлов УрО РАН
На правах рукописи
Научный руководитель: доктор физико-математических наук, профессор
Филиппов Борис Николаевич
ДУБОВИК Михаил Николаевич
Официальные оппоненты: Танкеев Анатолий Петрович,
доктор физико-математических наук,
профессор,
Институт физики металлов УрО РАН,
зав. лабораторией
Екомасов Евгений Григорьевич,
доктор физико-математических наук,
профессор
кафедры
Башкирского государственного университета
НЕЛИНЕЙНЫЕ СТАТИЧЕСКИЕ И ДИНАМИЧЕСКИЕ
СВОЙСТВА ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ В ПЛЕНКАХ С
ПЛОСКОСТНОЙ АНИЗОТРОПИЕЙ
Ведущая организация:
01.04.11 – физика магнитных явлений
Челябинский государственный университет
Защита состоится 30 марта 2012 г в 11.00 час. на заседании
диссертационного совета Д 004.003.01 при Институте физики металлов
УрО РАН по адресу: 620990, г. Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, 18
АВТОРЕФЕРАТ
диссертации на соискание ученой степени
кандидата физико-математических наук
С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики
металлов УрО РАН
Автореферат разослан “
Екатеринбург - 2012
”
2012 г.
Ученый секретарь
диссертационного совета
доктор физико-математических наук
Лошкарева Н.Н.
2
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы работы. Хорошо известно, что доменная структура
(ДС) является фундаментальным свойством ферромагнетиков, оказывающим
определяющее влияние на многие наблюдаемые в них явления. Сюда относятся
закономерности гистерезиса, электромагнитных потерь, магнитострикции,
ферромагнитного резонанса, распространения спиновых и упругих волн и других
практически важных явлений. Основная причина возникновения ДС - связанное с
нею
уменьшение
энергии
дальнодействующего
диполь-дипольного
взаимодействия в кристалле (см., например, [1]). Важнейшим элементом ДС
является переходная область между доменами - доменная граница (ДГ). Именно с
особенностями ее структуры (то есть распределения намагниченности M внутри
ДГ), а также квазистатического и динамического поведения связаны многие
важные для практики свойства магнитных материалов. Смещение ДГ и их
динамическая перестройка под действием постоянных и переменных магнитных
полей
являются важными составляющими процессов намагничивания и
перемагничивания образцов [1], то есть процессов, лежащих в основе создания
магнитных материалов с новыми функциональными возможностями. Особый
интерес представляет изучение доменных стенок в тонких магнитных пленках,
пластинах и проволоках в связи с возможностью их применения в устройствах
считывания, хранения и записи информации [2, 3]. Сюда относятся магнитные
считывающие головки, магнитная память, микромагнитные логические элементы
с использованием ДГ. При этом быстродействие устройств напрямую зависит от
скорости движения ДГ под действием магнитного поля. В настоящее время, в
связи с развитием спинтроники, большое значение приобрели также исследования
по динамике доменных стенок, управляемой спин-поляризованным током (см.,
например, [2-5]).
Помимо практической значимости, изучение динамики ДГ весьма
интересно с научной точки зрения. Многие свойства доменных стенок, так или
иначе, связаны с физикой нелинейных явлений. Это обусловлено в частности тем,
что движущаяся доменная граница является реальным экспериментально
наблюдаемым топологическим солитоном в ферромагнитном кристалле.
Нелинейные свойства в поведении стенок проявляются даже в сравнительно
небольших внешних магнитных полях. Впервые достаточно полно нелинейное
поведение ДГ было исследовано Шраером и Уокером [6]. Они установили, что
характер движения стенок существенно зависит от величины магнитного поля Н,
приложенного вдоль оси легкого намагничивания (ОЛН). Оказалось, что
существует некоторое критическое поле Нс, ниже которого стенка движется
стационарно, а выше - ее скорость осциллирует. В полях Н<<Нс внутренняя
структура движущейся стенки слабо искажена по сравнению со статической и
скорость стационарного движения ДГ подчиняется закону v=µH, где коэффициент
µ называется подвижностью ДГ. С ростом H распределение M внутри границы
видоизменяется и при Н>Нс начинается периодическая перестройка структуры ДГ,
с чем и связаны осцилляции скорости. Такое поведение ДГ связано с природой
спиновых систем, в которых каждый спин (а в целом и намагниченность M
магнитно упорядоченной среды), может только прецессировать вокруг
направления действующего на него эффективного поля. В работе [6]
использовалась модель неограниченного ферромагнитного образца, и
3
распределение M внутри ДГ считалось зависящим только от одной
пространственной
координаты
(одномерная
модель
распределения
намагниченности). Однако в результате исследований, направленных на учет
размагничивающего влияния поверхности реальных объектов, в особенности
необходимый при рассмотрении магнитных пленок и проволок, постепенно были
сформулированы представления о ДГ с двухмерным распределением M. Сюда
относятся, в частности, вихреподобные ДГ [7, 8], существование которых на
данный момент не только обосновано теоретически, но и установлено
экспериментально (см., например, [9]). Процесс движения ДГ в магнитной пленке,
описываемый в рамках двухмерной модели распределения намагниченности, так
же обладает всеми упомянутыми выше особенностями, однако является более
сложным по сравнению с одномерной моделью. Включение внешнего магнитного
поля, направленного вдоль ОЛН, в данном случае вызывает не только смещение
стенки, но и смещение вихреподобных распределений намагниченности внутри
нее, их аннигиляцию и зарождение новых [10, 11]. Следует заметить, что, являясь
чрезвычайно интересным явлением с позиции науки, движение ДГ с
осциллирующей мгновенной скоростью нежелательно с практической точки
зрения, так как при этом понижается средняя по времени скорость стенки.
Задача о распределении намагниченности внутри ДГ в образцах
ограниченных размеров является сильно разветвленной из-за возможности
рассмотрения ферромагнитных образцов с разным соотношением геометрических
размеров и разным типом анизотропии. В данной работе рассматривается случай
пленок с одноосной плоскостной анизотропией, к которым относятся, в частности,
пленки пермаллоя, и для которых было впервые предсказано существование
двухмерных вихреподобных ДГ, упомянутых выше. Такие стенки в пленках с
плоскостной анизотропией существуют при толщинах b, больших некоторой bN.
При этом двухмерные блоховские стенки [7] стабильны, а двухмерные неелевские
[8] метастабильны (данная ситуация может быть изменена под действием
некоторых факторов, например, при включении внешнего магнитного поля,
перпендикулярного ОЛН [10]). При b<bN стабильными становятся одномерные
неелевские ДГ. И если динамика вихреподобных стенок в пленках с b>bN широко
изучалась, то данные о динамике ДГ в пленках с b<bN (далее будем называть такие
пленки ультратонкими) до сих пор практически отсутствовали. Можно назвать
лишь работу [12], где исследовалась скорость стационарного движения неелевской
ДГ в слабых полях. Движение неелевских стенок в широкой области полей и
сопутствующая динамическая перестройка их структуры рассмотрены не были.
Кроме того, упомянутые выше результаты исследований динамики ДГ в рамках
двухмерной модели распределения намагниченности были получены для пленок,
однородных по магнитным параметрам. В то же время, для различных типов
устройств (например, головок считывания информации) часто используют
многослойные магнитные пленки. Однако совершенно отсутствуют данные о
динамическом поведении стенок с двухмерной структурой распределения
намагниченности в многослойных пленках.
Все сказанное выше свидетельствует об актуальности изучения
статических и динамических свойств доменных границ с фундаментальной и
прикладной точек зрения.
4
Целью работы являлось выяснение влияния внешних полей, толщины и
параметров пленок, а также их слоистой структуры на статические и динамические
свойства доменных стенок в рамках микромагнитного подхода и двухмерной
модели распределения намагниченности при безмодельном учете всех основных
взаимодействий.
Для достижения цели работы ставились следующие задачи:
1. Исследовать процесс перестройки вихреподобной ДГ под действием
внешнего магнитного поля, направленного в плоскости пленки перпендикулярно
ОЛН, и установить зависимости от толщины пленки, намагниченности насыщения
MS и константы одноосной анизотропии K величины поля перестройки
вихреподобной блоховской ДГ в двухмерную неелевскую.
2. Сопоставить двухмерные распределения намагниченности ДГ в
двухслойных пленках пермаллоя с немагнитной прослойкой с таковыми в
одиночных пленках тех же толщин. Выявить влияние различных взаимодействий
на возможность существования различных типов структур стенок. Построить
фазовые диаграммы, описывающие области существования различных
равновесных структур стенок, и сопоставить их с экспериментальными данными.
3. Исследовать стационарное движение неелевских ДГ в ультратонких
пленках (b<bN) и зависимость подвижности стенок от толщины пленки.
Сопоставить полученную зависимость с экспериментальными данными.
4. Исследовать нестационарное движение неелевских доменных стенок в
ультратонких пленках (b<bN). Определить величины критических полей перехода
к нестационарному движению в зависимости от толщины и магнитных параметров
пленки.
5. Установить влияние поверхностной анизотропии на движение
неелевских ДГ в пленках с b<bN.
6. Исследовать зависимость скорости движения ДГ и сценария
динамической перестройки ее структуры в многослойных пленках от соотношения
толщин и параметров слоев, имеющих различные значения MS или K, для случаев
b>bN и b<bN.
Методы исследования. Результаты диссертационной работы были
получены на основе численного микромагнитного моделирования с безмодельным
учетом (единственным модельным приближением является зависимость
направления намагниченности от двух координат, следующая из геометрии
задачи) всех основных взаимодействий: обменного, магнитно-анизотропного,
зеемановского и диполь-дипольного (в континуальном приближении).
Статическое распределение намагниченности в ДГ определялось численной
минимизацией функционала полной энергии границы, а движение ДГ под
действием внешнего поля, параллельного ОЛН, определялось из численного
решения уравнения Ландау-Лифшица. Программа для исследования структуры и
динамики ДГ в магнитных пленках на основе описанных методов была
разработана Л. Г. Корзуниным в лаборатории микромагнетизма ИФМ УрО РАН.
Личный вклад автора. Автором были самостоятельно получены все
подготовительные материалы для основной программы расчетов структуры и
динамических характеристик ДГ, в частности, материалы, касающиеся выяснения
природы расходимостей, возникающих при дискретизации магнитостатической
энергии, и их ликвидации. Так же диссертантом была разработана дополнительная
программа для получения средних по времени значений скорости ДГ из
временных зависимостей мгновенной скорости границы, рассчитанных с помощью
основной программы. Практически все численные эксперименты по получению
данных, вошедших в диссертацию, были проведены автором. Диссертант
принимал участие в постановке задач исследования, обсуждении результатов
исследований и подготовке публикаций по выполненной работе.
Достоверность полученных данных обеспечена использованием точных
(безмодельных) теоретически обоснованных методов расчетов, строгой
обоснованностью приближений и допущений, подтверждается согласием
некоторых результатов с рядом теоретических и экспериментальных данных
других авторов.
Новые научные результаты и положения, выносимые на защиту:
1. Получены зависимости от толщины пленки b, намагниченности
насыщения MS и константы анизотропии K величины H поперечного к ОЛН
поля, при которой происходит перестройка асимметричной блоховской стенки в
асимметричную неелевскую.
2. Доказано, что стабильность одномерных и двухмерных неелевских
стенок в двух пермаллоевых пленках с b>bN, разделенных немагнитной
прослойкой, обусловлена не оптимальным замыканием магнитного потока в таких
структурах, как предполагалось ранее, а меньшими, чем у двухмерных блоховских
ДГ, значениями их обменной энергии. Качественно объяснены наблюдаемые
экспериментально фазовые диаграммы.
3. Установлено хорошее качественное совпадение расчетной зависимости
подвижности ДГ µ от толщины пленки b с экспериментальными кривыми, а
именно: получен глубокий минимум на кривой µ(b) при b~bN, подобный
наблюдаемому экспериментально.
4.нУстановлено
формирование
вихреподобных
распределений
намагниченности при нестационарном движении ДГ в пленках с b~bN несмотря на
то, что исходная структура стенки является одномерной неелевской. При меньших
толщинах пленок (10-15 нм) происходит однородная по толщине пленки
прецессия намагниченности ДГ вокруг направления ОЛН.
5. Показано, что средняя по времени скорость движения ДГ и величина
критического поля Hc увеличиваются при уменьшении толщины пленки с b<bN.
Это позволяет считать, что при необходимости получения больших скоростей
движения, следует использовать возможно более тонкие пленки из интервала
толщин (0, bN). Получена немонотонная зависимость критического поля Нс от
намагниченности насыщения.
6. Установлено, что поверхностная анизотропия типа «плоскость (ось)
легкого намагничивания» увеличивает (уменьшает) скорость стационарного и
нестационарного движения доменной стенки в магнитных пленках с b<bN и
величину Hc.
7. Показано, что наличие у пленки с b>bN слоев с разными значениями MS
может вести к кардинальному изменению сценария динамической перестройки ДГ
в процессе движения в поле H>Hc. При этом могут формироваться многовихревые
распределения намагниченности, не наблюдаемые в однородных пленках тех же
толщин при тех же значениях H.
8. Установлена возможность увеличения средней по времени скорости
движения ДГ за счет слоистой структуры пленки. Показано, что для пленок c
параметрами, близкими к пермаллоевым, наиболее эффективно для увеличения
5
6
скорости движения ДГ создавать приповерхностные слои с намагниченностью
насыщения, большей, чем у внутреннего слоя.
Научная и практическая ценность. Полученные в настоящей работе
результаты расширяют имеющиеся представления о статических и динамических
свойствах ДГ в ферромагнитных пленках с плоскостной анизотропией, указывают
возможные пути регулирования скоростей движения ДГ и стимулируют новые
исследования в данной области. Результаты могут быть физическим базисом для
рассмотрения различных явлений, связанных с процессами намагничивания и
перемагничивания магнитных материалов, изучения природы коэрцитивной силы
и электромагнитных потерь. Эти данные получены на современном научном
уровне и могут быть полезными как при разработке устройств магнитной записи
информации, так и устройств спинтроники.
Соответствие диссертации Паспорту научной специальности.
Содержание диссертации соответствует пункту 1 Паспорта специальности
01.04.11 – физика магнитных явлений:
Разработка теоретических моделей, объясняющих взаимосвязь магнитных свойств
веществ с их электронной и атомной структурой, природу их магнитного
состояния, характер атомной и доменной магнитных структур, изменение
магнитного состояния и магнитных свойств под влиянием различных внешних
воздействий.
Структура и объем диссертационной работы. Диссертация состоит из
введения, пяти глав, заключения, списка цитируемой литературы и трех
приложений. Диссертация изложена на 178 страницах, содержит 78 рисунков и 80
формул. Список литературы включает 142 наименования.
Апробация работы. Материалы диссертации докладывались на
следующих конференциях: XXI Международная конференция «Новое в
магнетизме и магнитных материалах» (НМММ-XXI, Москва, МГУ им.
Ломоносова, 28 июня – 4 июля 2009 г.); XXXIII Уральская международная зимняя
школа физиков-теоретиков «Коуровка» (Новоуральск, 22-27 февраля 2010 г.); IV
Евро-Азиатский симпозиум «Trends in magnetism: Nanospintronics» (EASTMAG2010, Екатеринбург, Институт физики металлов, 28 июня – 2 июля 2010 г.); IV
Байкальская международная конференция «Магнитные материалы. Новые
технологии» (Иркутск, ВСГАО, 21-25 сентября 2010 г.); 19-й международный
симпозиум «Nanostructures: physics and technology» (Екатеринбург, Институт
физики металлов, 20-25 июня 2011 г.); Московский международный симпозиум по
магнетизму (MISM-2011, Москва, МГУ им. Ломоносова, 21-25 августа 2011 г.);
Международная конференция «Функциональные материалы» (ICFM-2011,
Украина, Симферополь, Таврический национальный университет, 3-8 октября
2011 г.).
Работа выполнялась согласно плану РАН в рамках темы "Магнетизм,
спинтроника и технология создания новых объемных и низкоразмерных
гетерофазных и наноструктурированных материалов и наносистем", гос. рег.
номер 01.2.006.13391; при поддержке Российского фонда фундаментальных
исследований, проекты № 06-02-17082, № 08-02-00327, № 11-02-00931; в рамках
программы фундаментальных исследований ОФН РАН (проект ОФН-09-Т-2-1015).
Публикации по результатам работы. По материалам диссертации
опубликовано 9 печатных работ в рецензируемых журналах. Список публикаций
приведен в конце автореферата.
СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Во введении обоснована актуальность темы работы, сформулированы
цель, научная новизна, положения, выносимые на защиту. Приведен список
конференций, на которых докладывались результаты работы.
В первой главе представлен литературный обзор основных результатов
исследований структуры и динамических свойств ДГ в ферромагнитных
пленках с плоскостной анизотропией. Обосновано использование двухмерной
модели распределения намагниченности для достижения цели работы.
Описаны динамические свойства ДГ, общие как для непосредственно
рассматриваемых в работе пленок с двумя пространственными размерами,
существенно превышающими третий (толщину пленки), так и для пленокполосок («нанострайпов») и для модели безграничного образца [6]. Так же
указаны специфические особенности, присущие каждому случаю. На основе
анализа
имеющихся
теоретических
и
экспериментальных
данных
сформулированы задачи, решаемые в рамках настоящей работы.
Во второй главе описан используемый метод численного
микромагнитного моделирования. Предполагается, что пленка имеет форму
параллелепипеда с размерами L x,Lz>>L y ≡ b. Ось z направлена вдоль ОЛН, ось y –
вдоль нормали к поверхности пленки (рис. 1). 180-градусная ДГ считается
полностью сосредоточенной в некоторой расчетной области V с прямоугольным
поперечным сечением D в плоскости xy. Направление вектора намагниченности в
расчетной области зависит от двух координат: M=M(x,y). Равновесная структура
стенки определяется из минимизации функционала ее полной энергии (записан в
расчете на единицу поверхности ДГ в плоскости yz):
7
8
2
2
1 A M M K
1
M 2 MH MH ( m ) dxdy 2 b D M S x y M S2 z
2
1 a / 2 KS 2 b
b
M y ( x , ) M y2 ( x , ) dx ,
b a / 2 M S2 2
2 D (1)
где A – обменный параметр, MS –
намагниченность насыщения, K – константа
одноосной объемной анизотропии, KS –
константа поверхностной анизотропии, H(m)напряженность магнитостатического поля,
определяемая
из
решения
уравнений
магнитостатики, H - внешнее магнитное поле, a
– размер расчетной области по оси x. При
вычислении статических структур ДГ H=0
кроме особых случаев. Для численной
минимизации (1) расчетная область V
Рис. 1. Схематичная иллюстрация
разбивается
на
ячейки
в
форме
геометрии задачи.
параллелепипедов, протяженных вдоль оси z и
имеющих квадратное поперечное сечение в
плоскости xy. Область D, таким образом, разбивается на ячейки, размеры которых
принимаются достаточно малыми, чтобы считать их намагниченными однородно.
Это позволяет перейти в выражении (1) от интегрирования к суммированию по
собственным энергиям ячеек и энергиям их взаимодействия и минимизировать (1)
с использованием метода градиентного спуска. Движение ДГ под действием
внешнего поля, направленного вдоль ОЛН, исследуется путем численного
решения уравнения Ландау-Лифшица с затуханием в форме Гильберта:
(2)
M H eff M M
,
M
M S
2
2
A M M K
1
M z2 M H M H ( m ) .
M S2 x y M S2
2
7
-1
Здесь γ = 1,76·10 (Э·с) – гиромагнитное соотношение, α – параметр диссипации
Гильберта. Уравнение (2) решается на той же пространственной сетке и с
дискретизацией по времени. Используется метод предиктора-корректора [13],
хорошо зарекомендовавший себя при решении подобных задач [11].
При вычислении статических распределений намагниченности в ДГ и
решении уравнения движения используются следующие условия на границах
расчетной области:
M
KS
(3)
H eff f
,
M
f 0,
M, y qn (M n )
y b / 2
q
A
,
(4)
M( x a / 2) M( x a / 2),
где n-единичный вектор нормали к поверхности пленки. Условие (4) обозначает,
что на границах расчетной области, примыкающих к доменам, направление M
совпадает с направлением намагниченностей в доменах. В особом случае, когда
внешнее поле имеет компоненту в направлении, нормальном к ОЛН, компоненты
Mx, My намагниченности доменов вычисляются из минимизации (1) при отсутствии
в (1) обменной энергии. Выражение (4) следует из условия существования
минимума (1) и при KS=0 сводится к незакрепленности намагниченности на
поверхностях пленки. При наличии поверхностной анизотропии имеется
частичное закрепление. Значения KS брались в интервале от -1 до 1 эрг/см2, KS>0
(KS<0)
соответствует
анизотропии
типа
«плоскость
(ось)
легкого
намагничивания». Если не оговорено особо, используются магнитные параметры,
характерные для пленок пермаллоя безмагнитострикционного состава:
A0 = 10-6 эрг/см, K0 = 103 эрг/см3, MS0=800 Гс (далее – базовые параметры).
В третьей главе приведены результаты исследований статических
структур ДГ в пленках с плоскостной анизотропией в зависимости от внешних
факторов. Из анализа данных расчета структур и энергий стенок при
различных толщинах пленки следует вывод, совпадающий с данными других
авторов: при b<bN стабильны одномерные неелевские ДГ, при b>bN –
двухмерные блоховские, а двухмерные неелевские являются метастабильными.
Значение bN ≈ 37 нм для базовых параметров пленки так же согласуется с
известными результатами (см., например, [14]). Ситуация меняется при
включении внешнего поля, ориентированного перпендикулярно ОЛН в
плоскости пленки. Расчет показывает, что намагничивание пленки в этом
случае происходит не только за счет поворота намагниченности в доменах, но
и за счет перестройки структуры ДГ, которая была рассмотрена на примере
вихреподобной блоховской стенки (рис. 2а). Структура такой ДГ при
отсутствии
внешнего
поля
соответствует
нулевой
проекции
ее
результирующей намагниченности
9
Mr (5)
1
M(x, y)dxdy
a b D
на направление x. Возможным механизмом намагничивания вдоль этого
направления является смещение стеночного вихреподобного распределения M
от центральной части пленки к ее поверхности, что и наблюдается при
величинах внешнего поля, меньших некоторого значения H (рис. 2б).
Направление смещения вихреподобной структуры определяется ее
киральностью и направлением поля. Чем больше величина внешнего поля, тем
больше упомянутое смещение и, таким образом, большая доля
намагниченности в области ДГ ориентирована в направлении x. Однако,
начиная с величины поля
H дальнейшее увеличение Mrx становится
невозможным с сохранением вихреподобной структуры стенки и последняя
перестраивается в двухмерную неелевскую структуру, изображенную на рис.
2в (следует помнить, что стенки, соответствующие рис. 2б и рис. 2в уже не
являются 180-градусными из-за отклонения намагниченности в доменах от
ОЛН). При выключении внешнего поля структура, изображенная на рис. 2в, не
переходит в изначальную, а образуется неелевская ДГ с двумя вихреподобными
образованиями (рис. 2г). Таким образом, расчет дает наличие гистерезиса при
перемагничивании пленки в перпендикулярном ОЛН поле. Этот гистерезис не
связан с дефектами и представляет собой внутреннее свойство спиновой системы.
Рис. 2. Распределения намагниченности внутри ДГ в пленке с базовыми параметрами и
b=100 нм в зависимости от величины внешнего поля H, прикладываемого в плоскости
пленки перпендикулярно ОЛН: H=0 (а, г), H=1.0 Э (б), H=1.3 Э (в). Состояние (а) – исходное,
состояние (г) получено из состояния (в) выключением поля. На данном и последующих
аналогичных рисунках рассматривается распределение намагниченности в ДГ на плоскости
xy (вдоль z распределение M однородно), стрелками показаны проекции вектора
намагниченности на указанную плоскость. Изображены три линии уровня Mz=const, средняя
линия соответствует Mz=0; между двумя другими линиями уровня происходит изменение
величины Mz приблизительно на 48,4%.
Впервые были получены зависимости поля перестройки H от толщины
пленки, намагниченности насыщения и константы анизотропии. На рис. 3
представлены данные для трех значений константы анизотропии. Во всех случаях
поле перестройки растет с ростом b. Видно так же, что соответствующая
зависимость H (b) является нелинейной и имеется тенденция к замедлению роста
H . Дело в том, что чем толще пленка, тем меньше выход намагниченности из ее
10
плоскости, и, следовательно, тем больше должен быть разворот намагниченности,
необходимый для перестройки стенки. Это и ведет к увеличению поля
перестройки с ростом b. По мере увеличения b ориентация намагниченности в ДГ
у поверхности пленки все более приближается к направлению, параллельному
этой поверхности, и слабо изменяется с дальнейшим ростом толщины, из-за чего
рост H (b) замедляется. Сопоставление рис. 3а-в показывает, что чем больше поле
анизотропии Ha=2K/MS, тем больше поле перестройки, что вполне понятно, так как
при приложении H(H, 0, 0) намагничивание пленки до насыщения происходит
именно в полях, равных Ha. На рис. 4 приведены зависимости H от
намагниченности
насыщения.
Полученные
зависимости
оказываются
немонотонными – сначала при росте MS поле перестройки растет, а затем начинает
уменьшаться. Для того, чтобы произошла перестройка структуры ДГ, необходим
разворот M на верхней поверхности пленки в противоположном направлении,
чему препятствует энергетический барьер, связанный с появлением при таком
развороте магнитостатических полюсов на поверхности пленки. Из этого следует,
что при увеличении MS поле перестройки должно расти. Однако имеется и другая
тенденция - с ростом намагниченности насыщения падает поле насыщения,
равное полю анизотропии Ha. Последнее должно приводить к тому, что процесс
намагничивания пленки, связанный со смещением вихреподобного распределения
намагниченности, становится недостаточным во все меньших полях.
Накладываясь, две указанные тенденции приводят к немонотонной зависимости
H (MS).
Рис. 3. Зависимости поля перестройки структуры стенки от толщины пленки при значениях
константы анизотропии K = 10 3 (а), 10 4 (б), 105 (в) эрг/см3. Остальные параметры пленки
базовые.
путем создания системы из двух магнитных пленок, разделенных немагнитной
прослойкой. Рассмотрим случай пермаллоевых слоев с одинаковыми толщинами
D, толщину прослойки обозначим d, как в экспериментальной работе [15]. В [15]
было установлено, что порошковые изображения ДГ в магнитных слоях,
разделенных прослойкой, при определенных соотношениях D и d отличаются от
таковых для одиночных пленок с толщиной b=D. Этот результат
интерпретировался, как переход от одномерных блоховских стенок в одиночных
пленках к одномерным неелевским в двухслойных за счет магнитостатического
взаимодействия расположенных друг над другом ДГ через прослойку. Из расчетов
же, проведенных в настоящей работе, следует, что происходит переход от
двухмерных блоховских стенок к двухмерным неелевским (порошковые
изображения которых будут неотличимы от таковых для одномерных стенок). При
этом из всех возможных структур стенок (разная киральность вихреподобных
структур, разный наклон средних линий Mz=0 неелевских стенок), энергетически
предпочтительными являются изображенные на рис. 5. Какая именно структура
(рис. 5а или рис. 5б) будет энергетически предпочтительной, зависит от
соотношения толщин магнитных D и немагнитного слоев d. Например, если d = 20
нм, при D > 92.5 нм меньшую энергию имеют вихреподобные блоховские ДГ, при
80.0 нм < D < 92.5 нм стабильны асимметричные неелевские границы, при D <
80.0 нм - одномерные неелевские, что совпадает с результатами [16]. Однако в [15,
16] предполагалось, что в случае неелевских стенок (одномерных или двухмерных)
замыкание магнитного потока в системе из магнитных пленок и прослойки
является оптимальным, что и обуславливает их стабильность. Проведенный анализ
парциальных вкладов различных взаимодействий в общую энергию системы
показал, что магнитостатическая энергия асимметричных блоховских ДГ ниже,
чем у неелевских, следовательно, замыкание магнитного потока является
оптимальным как раз таки в случае структуры, изображенной на рис. 5а.
Стабильность асимметричных неелевских ДГ, а так же переход к одномерным
неелевским стенкам при больших толщинах, нежели в одиночных пленках,
обуславливают меньшие, чем у вихреподобных ДГ, значения их обменной
энергии.
Рис. 5. Примеры строения
доменных
границ
в
двухслойных
пленках
пермаллоя с немагнитной
прослойкой.
D = 90 нм, d = 20 нм,
параметры материала
магнитных слоев базовые;
(а) асимметричные
блоховские стенки;
(б) асимметричные
неелевские стенки.
Сдвиг области существования асимметричной блоховской ДГ в сторону
больших толщин возможен и без изменения параметров материала пленки и
включения внешнего магнитного поля. В частности, он может быть реализован
Более низкие значения обменной энергии в асимметричных неелевских ДГ
в случае двухслойных пленок с немагнитной прослойкой могут быть объяснены
следующим образом. В границе, существующей в одиночной пленке, с разных
сторон от центральной линии стенки локализованы вихреподобные распределения
намагниченности (см. рис. 2г), способствующие лучшему замыканию магнитного
потока, но приводящие так же к значительному повышению энергии
11
12
Рис. 4. Зависимости поля перестройки структуры стенки от намагниченности насыщения для
пленок с константой анизотропии K = 10 3 (а), 10 4 (б), 105 (в) эрг/см3. Остальные параметры
пленки базовые, b=50 нм.
неоднородного обменного взаимодействия. В границе, существующей в слое
двухслойной пленки, при определенных соотношениях D и d распределение
намагниченности не имеет вихреподобного характера (рис. 3б) из-за наличия
возможности замыкания магнитного потока не только внутри отдельных слоев, но
и внутри совокупности слоев в целом. Отсутствие вихреподобных структур и
ведет к выигрышу в обменной энергии.
Рис. 6а иллюстрирует полученную из расчета зависимость толщины Dc
магнитных слоев, при которой происходит переход от двухмерных блоховских
стенок к двухмерным неелевским, от толщины немагнитной прослойки. Так же на
рис. 6 присутствуют экспериментальные данные [15]. Как теория, так и
эксперимент показывают уменьшение Dc с ростом d, что связано с уменьшением
вклада магнитостатических взаимодействий между границами в магнитных слоях
при увеличении расстояния между ними. Некоторые расхождения расчетных и
экспериментальных данных имеются в области больших значений d (90÷120 нм).
Можно предположить, что в этой области существенное влияние оказывают
другие факторы кроме магнитостатического взаимодействия расположенных одна
над другой доменных стенок. Например, это может быть взаимодействие между
границами, локализованными в одном магнитном слое. Вероятным так же
представляется то, что на структуру ДГ оказывает влияние особая геометрия
образцов в [15]. Дело в том, что для удобства наблюдения в работе [15] были
изготовлены пленки с нижним слоем, выходящим за пределы верхнего, так что
образуется «ступенька» в области перехода от однослойной пленки к двухслойной
(см. рис. 6б). Благодаря этому авторы [15] непосредственно могли сравнить
порошковые изображения ДГ на поверхности одиночной пленки и поверхности
пленки, имеющей отделенный прослойкой «соседний» магнитный слой. Однако в
этом случае в реализации той или иной структуры стенок должен играть роль
вклад размагничивающих полей от торцевой поверхности верхнего слоя,
заштрихованной на рис. 6б. Доменные структуры в [15] наблюдались
непосредственно вблизи упомянутой поверхности.
Рис. 6. (а) Зависимости толщины Dc перехода от двухмерных блоховских к неелевским
стенкам в качестве стабильных от толщины немагнитной прослойки d. Круги
соответствуют результатам расчета, треугольники – экспериментальным данным [15]. Так
же обозначена оценка погрешности эксперимента согласно [15]. Кривые проведены для
удобства восприятия. (б) Схематичная иллюстрация геометрии образцов в работе [15].
В четвертой главе рассматриваются динамические свойства одномерных
неелевских стенок в пленках с b<bN. На рис. 7а приведен пример структуры
неелевской ДГ, полученной на основе минимизации (1) для пленки c базовыми
параметрами и толщиной 15 нм. Поворот M внутри такой ДГ происходит в
13
плоскости, параллельной поверхности пленки (плоскости xz), причем направление
M зависит лишь от координаты x, благодаря чему стенку и можно назвать
одномерной. Очевидно, что в отсутствие внешнего поля вектор результирующей
намагниченности Mr одномерной неелевской стенки лежит в плоскости xz
перпендикулярно ОЛН. Для смещения неелевской границы вдоль направления x
очевидно необходимо наличие прецессии Mr вокруг направления нормали к
поверхности пленки (по крайней мере, если структура движущейся ДГ слабо
отличается от одномерной неелевской). Поле Н, направленное вдоль оси легкого
намагничивания, приводит к повороту Mr на некоторый угол φ от первоначального
направления к направлению нормали для одной из поверхностей пленки (см. рис
7б). При этом возникает дополнительная, отсутствующая в покоящейся стенке,
компонента Hy(m) размагничивающего поля, связанного с отклонением Mr. Именно
Hy(m) напрямую вызывает прецессию намагниченности, соответствующую
движению стенки.
В полях, меньших критического, описанный выше процесс динамической
перестройки структуры стенки заканчивается тем, что угол φ принимает некоторое
значение, далее не зависящее от
времени при постоянном внешнем
поле. Скорость движения стенки
остается при этом постоянной.
Было установлено, что, как и в
случае одномерных блоховских
стенок в безграничном кристалле
[6], а так же двухмерных стенок в
пленках с b>bN [10], существует
область полей H<<Hc, в которой
наблюдается линейная зависимость
скорости движения стенки от
величины H. При этом искажение
Рис. 7. Структуры статической (а) и движущейся
структуры ДГ по сравнению со
в поле H = 15 Э (б) неелевской стенки,
статической мало (угол φ мал) и
полученные из расчета для пленки с базовыми
можно
ввести
величину
параметрами и толщиной b = 15 нм.
подвижности ДГ μ, так что
скорость стенки v=μH. На рис. 8
приведено сопоставление экспериментальных данных [17] по зависимости
подвижности стенки от толщины пленки и наших расчетных данных. Для полноты
сопоставления были дополнительно рассчитаны зависимости μ(b) для
вихреподобных блоховских стенок. Для сравнения на рис. 8а присутствуют
кривые, полученные в результате расчета в рамках одномерной модели
распределения намагниченности в границе, взятые из [17]. Видно, прежде всего,
что двухмерная модель дает глубокий минимум на кривой μ(b), то есть ее
результаты ближе к экспериментальным данным, чем у одномерной модели.
Отличия в положении минимума могут быть связаны с целым рядом
дополнительных причин. Возможно, что роль существующих в реальных пленках
дефектов не сводится только к созданию постоянной тормозящей силы, как это
обычно считают при рассмотрении динамики границ, однако пока нет
достаточных фактов, позволяющих выбрать адекватную модель. Так же на
поведение μ(b) при b≈60÷80 нм может влиять существование в данной области
14
толщин границ с перетяжками [18]. В рамках рассматриваемой нами двухмерной
модели мы не можем учесть этого обстоятельства. Некоторое количественное
расхождение теории и эксперимента в области больших толщин пленок
(приблизительно при b>200 нм) может быть объяснено вкладом в подвижность ДГ
вихревых токов, который нами не учитывался. При b~10-100 нм отсутствие учета
вихревых токов не влияет на достоверность наших результатов, так как их вкладом
при малых толщинах пленок можно пренебречь (см., например, [19]).
Рис. 8. Зависимости подвижности
ДГ от толщины пленки.
Треугольники
соответствуют
экспериментальным данным [17],
круги – нашим расчетным данным
(двухмерная модель). α = 0.018.
Остальные
параметры
пленки
базовые.
Сплошные
кривые
проведены
для
удобства
восприятия, причем кривые для
экспериментальных данных близки
к проведенным в [17], штриховая
линия
соответствует
расчету
согласно одномерной модели [17].
В поле H=Hc баланс вращающего момента, действующего на
намагниченность, нарушается. Такое нарушение связано с конечностью одного из
вращающих моментов – момента, обусловленного магнитостатическим полем
стенки, которое не может превосходить 4πMS. Между тем, внешнее поле,
действующее на намагниченность, может изменяться в широких пределах.
Нарушение баланса вращающего момента приводит к вращению Mr вокруг оси
легкого намагничивания, иными словами к безграничному увеличению угла φ.
Вращение Mr обеспечивается периодической во времени перестройкой внутренней
структуры исходной неелевской доменной стенки, конкретный сценарий которой
определяется параметрами материала, размерами и геометрией образца. Рис. 9
иллюстрирует процесс перестройки структуры стенки, движущейся в поле H>Hc,
для пленки толщиной 30 нм. Следует обратить особое внимание на возникающие
в процессе движения ДГ распределения M, иллюстрируемые рис. 9D, сходные по
строению с двухмерными блоховскими границами, в статическом состоянии при
данной толщине метастабильными. То есть фактически впервые показано, что,
несмотря на одномерный характер распределения намагниченности в
классической неелевской стенке, ее движение сопровождается образованием
двухмерных вихреподобных динамических распределений M. На рис. 9а приведен
лишь полупериод динамических преобразований структуры стенки. На
следующем полупериоде динамических преобразований структура стенки
проходит через аналогичные мгновенные состояния, но с противоположной
киральностью. Периодическая перестройка структуры стенки ведет к
15
периодическому изменению связанных с ней магнитостатических полей, что
приводит к осцилляциям мгновенной скорости движения ДГ (в постоянном поле
H). Рис. 10а иллюстрирует соответствующую временную зависимость скорости
движения доменной стенки.
Видно, что периодическая перестройка стенки
приводит к осцилляциям ее скорости c промежутками времени (Δt)b, в течение
которых стенка движется в направлении, обратном основному направлению
движения, определяемому взаимной ориентацией намагниченностей доменов и
внешнего поля. Данный результат является общим со случаями,
рассматриваемыми в [6, 10, 11].
Рис. 9. Полупериод
перестройки
внутренней структуры
доменной стенки в
пленке с b=30 нм и
базовыми
параметрами.
H=40 Э>Hc, α = 0.01.
Распределения M,
обозначенные А, В,
С, D, E, F, G
соответствуют
точкам А, B, C и т.д.
на рис. 10а.
Описанный сценарий изменения внутренней
структуры
неелевской стенки
при H>Hc
наблюдался в области толщин 25÷35 нм. При
уменьшении толщины пленки участвующие в
динамическом преобразовании структуры стенки вихреподобные структуры
становятся все менее выраженными и практически исчезают (см. рис. 11). Данные
для скорости движения стенки, соответствующие такому сценарию
преобразования ее внутренней структуры приведены на рис. 10б и рис. 10в. В этом
случае происходят преобразования очень близкие к тем, что описывает
одномерная модель Шраера и Уокера [6]. Это открывает возможности
аналитического описания нелинейного движения неелевских доменных стенок в
пленках наноразмерной толщины.
На рис. 12 приведены примеры расчетных кривых для средней по
времени скорости движения ДГ vav(H). Заметим, что в силу возможностей
временного разрешения существующих методик обычно экспериментально
измеряются именно такие зависимости. При переходе через критическое поле
vav(H) начинает убывать в связи с осцилляциями мгновенной скорости и появле
нием (Δt)b. С уменьшением толщины пленки значение vav для фиксированного
поля и величина Hc увеличиваются. Увеличение средней по времени скорости
движения связано с ростом максимального значения vm мгновенной скорости на
периоде ее осцилляций (см. рис. 10), а так же увеличением периода осцилляций T
(чем больше Hc, тем больше T для заданной величины поля, см. [6, 11]). Hc и vm
пропорциональны максимальному значению Hy(m), которое уменьшается с ростом
b из-за увеличения расстояния между магнитостатическими полюсами на поверх16
Рис.
10.
Зависимости
мгновенной
скорости
движения доменных стенок
v, усредненной по толщине
пленки от времени для трех
значений b: 30 нм (a), 20 нм
(б) и 10 нм (в). H=40 Э>Hc,
α = 0.01.
Рис. 11. Полупериод
перестройки
внутренней структуры
доменной стенки в
пленке с b=20 нм и
базовыми
параметрами. H=40 Э,
α = 0.01.
Распределения M,
обозначенные
А, В, С, D, E
соответствуют
точкам А, B, C и
т.д. на рис. 10б, в.
ностях пленки и образования в более толстых пленках вихреподобных структур,
замыкающих магнитный поток внутри пленки. Рис. 13 иллюстрирует полученные
зависимости Hc (MS), оказавшиеся немонотонными в отличие от линейной
зависимости [6]. Причины отличий случаев безграничной среды и тонкой пленки
естественно связаны с наличием у пленки поверхности и возникновением
магнитостатических полей при разрыве нормальной компоненты намагниченности
на этой поверхности. Объяснить поведение Hc(MS) можно, учтя следующие
обстоятельства. Величина критического поля пропорциональна максимальному
значению Hy(m) (максимальное значение размагничивающего поля Hy(m)
соответствует ориентации результирующей намагниченности стенки Mr
параллельно нормали n к поверхности пленки). Во-первых, с увеличением MS
увеличивается максимальное значение Hy(m) и, следовательно, Hc должно расти.
Во-вторых, при увеличении MS ширина стенки уменьшается (это непосредственно
следует из расчетных данных), что должно вести к уменьшению Hy(m) и,
следовательно, Hc должно уменьшаться. Кроме того, рост MS приводит к
17
уменьшению размера однодоменности l0~(A0/MS02)1/2, что способствует лучшему
замыканию магнитного потока внутри пленки и, следовательно, уменьшению Hc.
При сравнительно малых MS основную роль играет первый фактор, и Hc растет.
Постепенно другие факторы становятся определяющим, так что вначале рост Hc
замедляется, а затем критическое поле начинает падать. При этом области
значений намагниченности насыщения, соответствующие росту и уменьшению
критического поля, различны для разных толщин пленок (см. рис. 13). Причины
этого очевидны и связаны с описанным выше влиянием толщины пленки на
величину Hy(m).
Рис. 12. Зависимости средней за период
движения скорости доменной стенки vav от
величины поля H для пленок различных
толщин b<bN: 30 нм (■), 20 нм (○) и 10 нм
(●). Стрелками отмечены значения vav(Hc).
Параметры пленок базовые. α = 0.01.
Рис. 13. Зависимости критического
поля Hc от намагниченности
насыщения MS. b =15 нм (●) и 30 нм
(■). Остальные параметры пленок
базовые. α =0.01.
На рис. 14 представлены зависимости vav и Hc от константы поверхностной
анизотропии. Видно, что поверхностная анизотропия типа «плоскость легкого
намагничивания» увеличивает критическое поле и среднюю по времени скорость
движения стенки. Обратная ситуация имеет место в случае поверхностной
анизотропии типа «ось легкого намагничивания». Связано это с тем, что при KS>0
(KS<0) эффективное поле поверхностной анизотропии
2K
(6)
HS (0, 2S M y , 0)
MS
направлено так, чтобы усиливать (ослаблять) действие Hy(m). За счет этого так же
при KS>0 (KS<0) повышается (понижается) скорость стационарного движения ДГ
для заданного H<Hc.
В пятой главе рассматриваются динамические свойства ДГ в пленках со
слоистой структурой. При этом рассматриваются пленки с двумя или тремя
слоями,
отличающимися
значением
константы
анизотропии
или
намагниченностью насыщения и случай H>Hc. Значение MS слоев изменялось в
интервале 400 1200 Гс, а значение K – в интервале 103 106 эрг/см3. Такая
ситуация реальна для пленок пермаллоя разного состава и с разными условиями
18
Рис. 14. Средняя за период нестационарного движения скорость доменной стенки vav (а) для
H= 40 Э и критическое поле Hc (б) в зависимости от константы поверхностной анизотропии
KS. Толщины пленок – 10 нм (1), 15 нм (2) и 25 нм (3).
изготовления (см., например, [20, 21]). Для пленок со слоями, отличающимися K,
существенных изменений сценариев динамической перестройки структуры стенки
обнаружено не было, поэтому ниже остановимся только на случае разных
намагниченностей насыщения слоев. При расчете статических структур ДГ для
b>bN, когда существуют равновесные двухмерные блоховские ДГ, была выявлена
тенденция к смещению вихреподобных распределений намагниченности от центра
пленки в сторону слоев с большей намагниченностью. За счет этого достигается
равенство нулю x-компоненты Mr в случае многослойной пленки. При движении
асимметричной блоховской ДГ вихреподобные структуры в ней также движутся
вдоль направления нормали к поверхности пленки [10, 11], при этом в слоистой
пленке они будут встречать поверхности раздела слоев. Описанная тенденция к
локализации вихреподобных распределений M в слоях с большей MS приведет к
задержке их движения в таких слоях, и в результате динамическая перестройка
структуры стенки может пойти по новому сценарию. Такие результаты
действительно были получены. Примеры новых, не наблюдаемых в случае
однородных пленок (по крайней мере, при тех же Н и b), сценариев перестройки
ДГ при ее нестационарном движении в слоистой пленке показаны на рис. 15 и 16.
Изображенные сценарии перестройки структуры стенки являются периодическими
по времени и обеспечивают вращение результирующей намагниченности Mr
вокруг направления ОЛН при H>Hc в случае многослойных пленок c b>bN.
Следует обратить внимание на трех- и четырехвихревые структуры (рис. 15D и
рис. 16С), не наблюдавшиеся при движении стенок в однородных пленках. Дело в
том, что согласно [22, 23], где исследовались пленки-полоски или «нанострайпы»,
в последних кроме падения vav(H) при переходе через критическое поле снова
наблюдался рост скорости с ростом поля в некоторой области H>Hc. В работе [24],
где исследовалась перестройка структуры ДГ на упомянутом участке роста vav(H),
так же было обнаружено усложнение процесса перестройки ДГ и появление
многовихревых конфигураций. В [23] был сделан вывод о том, что движение ДГ в
этом случае уже является не периодическим, а турбулентным, однако не
исключено, что время наблюдения за структурой стенки было недостаточным.
Возможно, что перед переходом движения ДГ в турбулентный режим с ростом H
существует участок периодического движения с усложненным процессом
19
перестройки ДГ и связанным с ним ростом средней по времени скорости
движения. Все сказанное является стимулом к дальнейшим исследованиям.
Изменение сценария динамической перестройки ДГ ведет к изменению
величин vav и Hc по сравнению с однородными пленками (имеются ввиду
однородные пленки с MS, равной величине намагниченности насыщения,
усредненной по толщине слоистых пленок). Было установлено, что для увеличения
скорости движения за счет слоистой структуры пленки эффективнее всего
наносить тонкие приповерхностные слои с большим, чем у основного слоя
значением намагниченности насыщения. Иллюстрацией может служить рис. 17.
Существенного влияния наличия слоев в пленках с b<bN на ход
динамической перестройки структуры неелевских ДГ выявлено не было. Это
связано, очевидно, с невозможностью возникновения в столь тонкой пленке
многовихревых структур, подобных изображенным на рис. 15, 16. По той же
причине, вероятно, не был получен второй участок роста vav(H) для таких пленок в
области больших полей (см. рис. 12). Однако на скорость движения ДГ в
ультратонкой пленке наличие слоев оказывает влияние. Как и в случае более
толстых пленок (b>bN), наиболее эффективным для повышения скорости ДГ
является создание трехслойной пленки с намагниченностью насыщения внешних
слоев, большей, чем у внутреннего слоя. Увеличение vav в пленках с MS2 < MS1, MS3
по сравнению с однородными при b<bN имеет следующие причины. В случае
малых значений MS2 имеет место не полное замыкание магнитного потока на
границах раздела слоев. Это, в частности, связано с достаточно большими
размерами однодоменности (при малых МS), которые ограничивают возможности
замыкания магнитного потока. В результате магнитостатические полюса в
процессе динамической перестройки стенки образуются как на поверхности
пленки, так и на поверхностях раздела слоев и суммарное магнитостатическое
поле в многослойной пленке больше, чем в однородной пленке с той же толщиной
и намагниченностью насыщения, равной усредненному по слоям трехслойной
пленки значению <MS>. Это относится в частности, и к компоненте Hy(m),
максимальной величине которой пропорциональны Hc и vm. Рост указанных
величин приводит к увеличению vav.
В заключении работы приведены основные выводы по полученным
результатам, сформулирована научная и практическая ценность работы,
обсуждаются
возможные
способы
экспериментального
исследования
нестационарного движения ДГ с использованием силовой сканирующей
электронной микроскопии. Кроме того, сформулированы важнейшие направления,
в которых необходимо развивать данные исследования. Сюда относятся
рассмотрение движения вихреподобных стенок, содержащих трехмерные
блоховские линии, исследование структуры и динамики ДГ в длинных
наноразмерных в поперечнике цилиндрических образцах («нанотрубках»),
перспективных для разработки нового поколения устройств записи информации, а
так же исследование динамики стенок, управляемой спиновым током.
20
Рис. 15. Период перестройки
внутренней структуры
доменной стенки при ее
движении в двухслойной
пленке толщиной 100 нм.
Намагниченность насыщения
верхнего
(нижнего)
слоя
MS1=600 Гс, MS2=1200 Гс.
Остальные параметры
базовые. Толщина верхнего
слоя b1=60 нм. Н=140 Э>Hc.
α=0.1.
Рис.
16.
Период
перестройки внутренней
структуры
доменной
стенки при ее движении в
трехслойной пленке
толщиной
b=100
нм.
Толщины
верхнего
и
нижнего слоев b1=b3= 40
нм, толщина среднего слоя
b2=20 нм;
Намагниченности
насыщения
верхнего,
среднего и нижнего слоев
соответственно МS1=1200
Гс, МS2=600 и МS3=1000 Гс.
Остальные
параметры
базовые.
Н=140 Э>Hc. α=0.1.
Рис. 17. Зависимости средних по времени
скоростей движения ДГ vav от H для
трехслойной пленки (●) с параметрами
верхнего, среднего и нижнего слоев
соответственно MS1 = 1200 Гс, MS2 = 750
Гс, MS3 =120 Гс, b1 = 10 нм, b2 = 80 нм b3
=10 нм; и однородной пленки (□) с MS =
840 Гс (значение, усредненное по толщине
трехслойной пленки) и b = 100 нм.
Остальные параметры базовые. α=0.1.
Стрелки указывают на значения vav ,
соответствующие Hc.
21
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ
1. Показано, что с увеличением толщины пленки b и константы одноосной
анизотропии K растет величина H поперечного ОЛН поля, при которой
происходит перестройка двухмерной блоховской стенки в двухмерную
неелевскую. Получена немонотонная зависимость H от намагниченности
насыщения MS. Установлены физические причины такого влияния параметров
пленки на величину H , связанные с особенностями процесса перестройки,
определяемыми внутренней двухмерной структурой ДГ.
2. Cтабильность в разделенных немагнитной прослойкой пермаллоевых
пленках с толщинами, большими bN, одномерных и двухмерных неелевских ДГ
обусловлена не оптимальным замыканием магнитного потока в таких структурах,
как предполагалось ранее, а меньшими чем у двухмерных блоховских ДГ
значениями их обменной энергии. Толщина магнитных пленок, при которой
перестают быть энергетически выгодными вихреподобные блоховские стенки,
уменьшается с ростом толщины немагнитной прослойки, что согласуется с
экспериментом.
3. Достигнуто хорошее качественное совпадение расчетной зависимости
подвижности ДГ от толщины пленки b с экспериментальными кривыми, а именно:
получен глубокий минимум на кривой μ(b) при b~bN, подобный наблюдаемому
экспериментально.
4. При исследовании процесса динамической перестройки неелевских ДГ в
пленках с b~25-35 нм в поле H>Hc установлено формирование вихреподобных
распределений намагниченности при нестационарном движении ДГ, несмотря на
то, что исходная структура стенки является одномерной. При меньших толщинах
пленок (10-15 нм) происходит однородная по толщине пленки прецессия
намагниченности ДГ вокруг направления ОЛН, подобно тому, как это
наблюдалось в [6] для случая неограниченного образца.
5. Установлено увеличение средней по времени скорости движения ДГ и
величины критического поля Hc при уменьшении толщины пленки с b<bN.
Получена немонотонная зависимость Hc(MS), отличающаяся от линейной
зависимости [6].
6. При исследовании влияния поверхностной анизотропии на динамические
свойства одномерных неелевских ДГ в пленках с b<bN показано, что
поверхностная анизотропия типа «плоскость (ось) легкого намагничивания»
увеличивает (уменьшает) величину Hc и скорость стационарного и
нестационарного движения доменной стенки.
7. Установлены новые сценарии динамической перестройки структуры ДГ
в поле H>Hc в пленках с b>bN и несколькими слоями с разными значениями MS,
связанные с формированием многовихревых распределений намагниченности, не
наблюдаемых в однородных пленках тех же толщин при тех же значениях H.
Причиной этого является торможение поверхностями раздела слоев движения
вихреподобных распределений M в направлении нормали к поверхности пленки.
8. Показано, что наличие у пленки слоев с разными значениями MS может
изменять среднюю по времени скорость движения ДГ по сравнению со случаем
однородной пленки. Установлено, что для увеличения скорости движения ДГ в
пленках c параметрами, близкими к пермаллоевым, наиболее эффективно
создавать приповерхностные слои с намагниченностью насыщения, большей, чем
у внутреннего слоя.
22
Основное содержание диссертации изложено в следующих работах:
1. Филиппов Б. Н., Дубовик М. Н. Нелинейная перестройка вихреподобных
доменных границ в магнитно-одноосных пленках под действием внешнего
поля, перпендикулярного оси легкого намагничивания // ЖТФ. 2008. Т. 78. №
10. С. 110-116.
2. Филиппов Б. Н., Кассан-Оглы Ф. А., Дубовик М. Н. Структура и динамические
свойства асимметричных вихреподобных стенок в неоднородных магнитных
пленках с плоскостной анизотропией. I. Равновесные структуры. Нелинейная
динамика в двухслойных пленках // ФММ. 2009. Т. 107. № 2. С. 163-175.
3. Филиппов Б. Н., Дубовик М. Н., Кассан-Оглы Ф. А. Структура и динамические
свойства асимметричных вихреподобных стенок в неоднородных магнитных
пленках с плоскостной анизотропией. II. Перестройка структуры в
трехслойных пленках // ФММ. 2009. Т. 108. № 1. С. 22-32.
4. Корзунин Л. Г., Дубовик М. Н., Филиппов Б. Н. Подвижность доменных
границ с двумерным распределением намагниченности в магнитных пленках с
плоскостной анизотропией // ФТТ. 2010. Т. 52. № 10. С. 1959-1966.
5. Дубовик М. Н., Корзунин Л. Г., Филиппов Б. Н. Особенности строения
двухмерных доменных границ в двухслойных пленках пермаллоя с
немагнитной прослойкой // ФММ. 2010. Т. 110. № 5. С. 443-450.
6. Dubovik M. N., Filippov B. N., Kassan-Ogly F. A. Nonlinear nonstationary
dynamics of Nèel-type domain walls in magnetic films with in-plane anisotropy //
Solid State Phenomena 2011. V. 168-169. P. 215-218.
7. Филиппов Б. Н., Дубовик М. Н., Корзунин Л. Г. Нелинейная нестационарная
динамика неелевских доменных стенок в ультратонких пленках с плоскостной
анизотропией // ФММ. 2011. Т. 112. № 4. С. 351-364.
8. Дубовик М. Н., Филиппов Б. Н., Кассан-Оглы Ф. А. Влияние поверхностной
анизотропии на динамические свойства неелевских доменных стенок в
магнитных пленках с плоскостной анизотропией // ФММ. 2011. Т. 112. № 5. С.
476-482.
9. Дубовик М. Н., Филиппов Б. Н. Нелинейная динамика доменных стенок в
трехслойных магнитных пленках с наноразмерными слоями // ФММ. 2011. Т.
112. № 6. С. 595-604.
8.
Цитируемая литература:
1.
Вонсовский С. В., Шур Я. С. Ферромагнетизм. Москва, Ленинград:
Гостехиздат, 1948. 816 с.
2.
Chappert C., A. Fert A., Nguyen Van Dau F. The emergence of spin electronics in
data storage // Nature materials. 2007. V. 6. P. 813-822.
3.
Parkin S. S. P., Hayashi M., Thomas L. Magnetic domain-wall racetrack memory
// Science. 2008. V. 320. P. 190-194.
4.
Li Z., Zhang S. Domain wall dynamics driven by adiabatic spin-transfer torques //
Phys. Rev. B. 2004. V. 70. P. 024417(1-10).
5.
Zhang S., Li Z. Roles of nonequilibrium conduction electrons on magnetic
dynamics of ferromagnets // Phys. Rev. Lett. 2004. V. 93. P. 127204(1-4).
6.
Schryer N. L., Walker L.R. The motion of 180 0 domain walls in uniform dc
magnetic fields // J. Appl. Phys. 1974. V. 45. № 12. P. 5406-5421.
7.
La Bonte A. E. Two-dimensional Bloch-type domain wall in ferromagnetic films //
J. Appl. Phys. 1969. V. 40. № 6. P. 2450-2458.
22.
23
9.
10.
11.
12.
13.
14.
15.
16.
17.
18.
19.
20.
21.
23.
Hubert A. Stray-field free magnetization configurations // Phys. Stat. Sol. (a).
1969. V. 32. № 2. P. 519-534.
Chapman J. N., Morrison G. R., Jacubovics J. P., Taylor R. A. Determination of
domain wall structures in thin foils of a soft magnetic alloy // J. Magn. Magn.
Mater. 1985. V. 49. P. 277-285.
Yuan S. W., Bertram H. N. Domain wall structures and dynamics in thin films //
Phys. Rev. B. 1991. V. 22. P. 12395-12405.
Filippov B. N. Static properties and nonlinear dynamics of domain walls with a
vortexlike internal tructure in magnetic films (review) // Low Temp. Phys. 2002.
V. 28. № 10. P. 707-738.
Redjdal M., Giusti J., Ruane M. F., Humprey F. B. Thickness dependent wall
mobility in thin permalloy films // J. Appl. Phys. 2002. V. 91. № 10. P. 7547-7549.
Марчук Г. И. Методы вычислительной математики. М: Наука, 1989. 608 с.
Trunk T., Redjdal M., Kakay A., Ruane M. F., Humphrey F. B. Domain wall
structure in permalloy films with decreasing thickness at the Bloch to Néel
transition // J. Appl. Phys. 2001. V. 89, № 11, P. 7606-7608.
Friedlaender F. J., Silva L. F. Wall transitions in coupled films // J. Appl. Phys.
1965. V. 36. № 3. P. 946-947.
Филиппов Б. Н., Корзунин Л. Г., Ребрякова Е. В. Тонкая структура доменных
стенок в магнитостатически связанных двухслойных пленках с плоскостной
анизотропией // ФММ. 1996. Т. 82. № 1. С. 37-47.
Konishi S., Yamada S., Kusuda T. Domain-wall velocity, mobility, and mean-freepath in permalloy films // IEEE Trans. Magn. 1971. V. 7. P. 722-724.
Middelhoek S. Domain walls in thin NiFe films // J. Appl. Phys. 1963. V. 34. № 4.
P. 1054-1059.
Волков В. В., Боков В. А. Динамика доменной стенки в ферромагнетиках
(обзор) // ФТТ. 2008. Т. 50. № 2. С. 193-221.
Шур Я. С., Тагиров Р. И., Глазер А. А., Потапов А. П. О влиянии величины
кристаллического зерна на анизотропию и магнитные свойства тонких
пленок пермаллоя // Известия АН СССР, серия физическая. 1967. Т. 31. № 5.
C. 729-734.
Бозорт Р. Ферромагнетизм. Под ред. Е. И. Кондорского, Б. Г. Лифшица. М.:
Изд-во иностр. лит., 1956. 784 с.
Lee J.-Y., Lee K.-S., Choi S., Guslienko K. Y., Kim S.-K. Dynamic
transformations of the internal structure of a moving domain wall in magnetic
nanostripes // Phys. Rev. B. 2007. V. 76. P. 184408(1-8).
Lee J. Y., Lee K.-S., Choi S., Guslienko K. Y., Kim S. K. Underlying mechanism
of domain wall motions in soft magnetic thin-film nanostripes beyond the velocitybreakdown regime // Appl. Phys. Letters. 2008. V. 93. P. 052503(1-3).
__________________________________________________
Отпечатано на Ризографе ИФМ УрО РАН тир. 85 зак. 15
объем 1 печ. л. формат 60×84 1/16
620990 г. Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18
24
Документ
Категория
Физико-математические науки
Просмотров
60
Размер файла
1 236 Кб
Теги
кандидатская
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа