WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1997, том 39, № 7 Шероховатость границ раздела слоев и фазовая диаграмма магнитных многослойных структур © А.И. Морозов, А.С. Сигов Московский государственный институт радиотехники, электроники и автоматики, 117454 Москва, Россия (Поступила в Редакцию 19 ноября 1996 г.) Исследована зависимость вида магнитного упорядочения в многослойных структурах от величины обменного взаимодействия между магнитными слоями и степени шероховатости границ раздела слоев.

На примере трехслойной системы найдены области существования доменной структуры, неколлинеарного упорядочения однородных магнитных слоев и коллинеарных ферромагнитной и антиферромагнитной фаз.

Открытие явления гигантского магнетосопротивле- шероховатость слоев, т. е. наличие атомных ступеней на ния [1] привлекло пристальное внимание к многослой- границах раздела [8].

ным структурам, состоящим из чередующихся ферромаг- Изменение толщины магнитной прослойки на один нитных и немагнитных металлических слоев. Поскольку монослой может приводить в определенных условиях косвенное обменное взаимодействие РККИ между фер- к изменению знака обменного взаимодействия между ромагнитными слоями осциллирует с толщиной немаг- магнитными условиями J. В этом случае на поверхнонитной плослойки [2,3], при одних ее значениях, когда сти слоев вследствие шероховатости возникают участки знак обменного взаимодействия положителен, должно с противоположными знаками J. Если характерный наблюдаться коллинеарное ферромагнитное упорядоче- размер этих участков R достаточно велик, то, как покание намагниченностей магнитных слоев, а при других ее зано в нашей предшествующей работе [9], происходит значениях, когда знак обменного взаимодействия отри- разбиение магнитных слоев на микродомены. Причем цателен, — коллинеарное антиферромагнитное упорядо- доменные стенки между микродоменами могут быть чение намагниченностей. намного уже обычных доменных стенок. Разбиение на Однако ряд экспериментальных фактов свидетельству- домены является энергетически выгодным, когда шириет о неколлинеарном упорядочении намагниченностей. В на атомных ступеней R превосходит ширину доменной слабом внешнем магнитном поле порядка 10-2-10-1 T стенки. В противном случае, когда R, применимо магнитный момент структуры меньше, чем при насы- приближение биквадратного обмена.

щении, которое возникает в полях порядка 1 T, но со- В данной работе на примере трехслойной системы, ставляет существенную долю от значения в насыщении состоящей из двух магнитных слоев, разделенных немаг(30–60%) [4,5]. нитной прослойкой, мы рассмотрим фазовую диаграмму Эксперименты по рассеянию поляризованных нейтро- ”обмен–шероховатость” и найдем области существованов также показывают наличие спонтанной намагничен- ния доменной структуры, неколлинеарного упорядочения однородных магнитных слоев и коллинеарных ферности магнитных слоев, перпендикулярной суммарному ромагнитной и антиферромагнитной фаз.

магнитному моменту образца [6].

Будем для простоты исходить из предположения, что Вид петель гистерезиса мультислоев Cu/Co говорит о толщина немагнитной прослойки принимает два дискретприсутствии в этих структурах 90 доменов [7].

ных значения (d1 и d2), отличающихся на толщину моДля объяснения этих фактов делают предположение о нослоя. Поскольку основной вклад в молекулярное поле, наличии сильного биквадратного обмена между слоями, действующее на спин атома одного магнитного слоя, величина которого сравнима с величиной билинейного вносит область другого магнитного слоя, расположенная обмена [5–7]. При этом считают, что намагниченности прямо напротив и имеющая размер порядка расстояния магнитных слоев практически однородны. Как будет от атома до слоя, в случае R d1, d2 можно считать, показано далее, одновременно эти два предположения что обменное взаимодействие между слоями является выполняются при столь жестких ограничениях на пафункцией локальной толщины прослойки и локальных раметры многослойной структуры, что представляется значений спинов атомов магнитных слоев крайне маловероятным, чтобы многослойная структура, выращенная без целенаправленного подбора этих параWint = - J()S1()S2()d, (1) метров, удовлетворяла этим ограничениям.

Наличие неколлинеарной намагниченности в такой структуре свидетельствует о возникновении микродо- где — двумерный вектор, параллельный поверхности менного состояния: основываясь на этом, и следует слоев, а S1() и S2() — среднее значение спинов атоинтерпретировать данные эксперимента.

мов первого и второго слоев, соответственно. ПоскольЕдинственной известной на данный момент причиной ку толщина слоев обычно много меньше характерного возникновения сильного биквадратного обмена является пространственного масштаба, на котором происходит Шероховатость границ раздела слоев и фазовая диаграмма магнитных многослойных структур изменение S, будем считать, что значения S1() и S2() остаются неизменными по толщине слоя. Величина обменного интеграла J() определяется как J() = dr2 dz1(r1- Ri)(r2- Rj)Ji j(Ri-Rj), i j (2) где r1 = (1, z1), ось z направлена перпендикулярно слоям, — объем элементарной ячейки, суммирование по i и j относится к координатам атомов первого и второго магнитных слоев соответственно. Интегрирование по r2 выполняется в объеме второго магнитного слоя, а по z1 — по толщине первого слоя, величина Ji j(Ri-Rj) — обменный интеграл взаимодействия РККИ между двумя спинами, (r) — дельта-функция Дирака.

Черта над выражением в (2) обозначает усреднение по Рис. 1. Картина микродоменного состояния трехслойной величине 1 при заданном z1, производимое по сечению системы с одинаковыми магнитными слоями. Стрелки показытой элементарной ячейки, в которую попадает вектор r1.

вают направление намагниченностей магнитных слоев.

Определенная таким образом величина J() остается неизменной вдали от атомных ступеней и меняет свое значение в окрестности ступени шириной порядка d.

Обменный интеграл РККИ взаимодействия Ji j(R) убы- она эволюционирует так же, как и в обычном двухподрешеточном антиферромагнетике, выходя на насывает с расстоянием между спинами как R-3, поэтому щение в полях, больших обменного. Такая зависимость вклад в статические флуктуации величины J() за намагниченности от поля соответствует наблюдаемой в счет шероховатости внешних границ магнитных слоев с эксперименте [4,5]. По значению поля насыщения можно толщинами l1, l2 d оказывается существенно меньшим оценить величину J в антиферромагнитных областях, а вклада шероховатости внутренних границ этих слоев.

по отношению величины магнитного момента в слабом Для простоты будем пренебрегать этим вкладом, считая, поле к его значению в насыщении — долю ферромагнитчто при R d ных областей.

J() J(d()). (3) Энергию неоднородности спиновой структуры внутри слоя можно представить как В противоположном предельном случае (d R) происходит эффективное усреднение обменного взаимоi Wi = i() d, (5) действия по толщине прослойки и J() =const.

Поэтому в дальнейшем ограничимся случаем R d.

где i — угол, который образует спин, лежащий в Пусть толщинам d1 и d2 соответствуют значения J(d) плоскости i-го магнитного слоя (i = 1, 2), с выделенной равные J1 и J2. Если они одного знака, т. е.

осью, а i по порядку величины равно 2 1/ J > J, (4) i i = J0Si li/bi, (6) (где скобки означают усреднение по площади слоя), i то независимо от величины R энергетически выгодным причем bi — постоянная решетки, а J0 — интеграл обмеявляется коллинеарное ферромагнитное (если J > 0) на между соседними спинами в слое. Тогда, согласно [9], или антиферромагнитное (если J < 0) упорядочение.

ширина доменной стенки равна Если же J1 и J2 имеют противоположные знаки и характерный размер R >, то энергетически выгодным 1/, (7) является возникновение микродоменов с параллельной min(J1, J2)S1Sи антипараллельной ориентацией спинов магнитных слоев [9]. где = 12/(1 + 2).

Типичная картина микродоменного состояния изобра- Поскольку возникновение этих микродоменов вызвано жена на рис. 1. Приведенные выше экспериментальные конкуренцией внутриатомного и межслойного обменных факты (например, наличие 90 доменов) легко интер- взаимодействий, величина может быть существенно претируются на его основе. В слабых магнитных полях меньшей, чем в случае обычных доменов. Для значений происходит ориентация намагниченностей всех ферро- J0/J 300-500, li/bi 3-5 получаем 300-500.

магнитных доменов по полю. В то же время намагни- Если же пространственный масштаб R статической ченность антиферромагнитных доменов в полях, много флуктуации J() удовлетворяет условию d R, меньших обменного, мала. По мере увеличения поля домены не могут сформироваться. При этом в принципе Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1246 А.И. Морозов, А.С. Сигов возможны лишь малые отклонения i() =i() - i углов i от своих средних значений (|i| 1, i = 1, 2).

Продемонстрируем энергетическую невыгодность таких отклонений при 1 = 2.

Варьируя суммарную энергию W1 + W2 + Wint по i, легко показать аналогично [9], что 1 и 2 выражаются через переменную = 1 - 2 следующим образом:

1 =, -2 =, (8) 1 W = W1 + W2 = ()2d. (9) Рис. 2. Фазовая диаграмма ”обмен–шероховатость” для трехВследствие возникновения неоднородности с харакслойной системы.

терным максимальным отклонением намагниченности на угол 0 удельная энергия w = W/ ( — площадь слоев) возрастает на величину Но возникновение такого состояния сопровождается 0 2 проигрышем в энергии однородного состояния за счет w. (10) слагаемого R w(0) = - J S1S2 cos. (15) int поскольку || 0/R.

При феноменологическом описании его трактуют как Удельная энергия обменного взаимодействия слоев билинейный обмен. Заменяя sin2 в выражении (14) на wint = Wint/ уменьшается на величину 1 - cos2, слагаемое, пропорциональное cos2, интерпретируют как энергию биквадратного обмена wint JS1S2(1 - cos 0) JS1S20. (11) 2 WBQ = -JBQS1S2 cos2. (16) Поскольку при R этот выигрыш в энергии Wint Впервые для случая периодически расположенных сту не компенсируется проигрышем в энергии W, в случае пеней выражение для JBQ было получено в [8]. От 1 = 2 1() =2() =0.

метим, что величина обменного интеграла JBQ всегда Если же 1 = 2, то уменьшение Wint линейно по отрицательна, т. е. биквадратный обмен способствует 0 и равно возникновению неколлинеарного состояния. По порядку wint JS1S2 cos( 1 - 2 )- cos( 1 - 2 )+величины J R2b JBQ. (17) sin J0S2lmin JS1S2 sin sin 0 0, (12) Для того чтобы возникло неколлинеарное упорядочение с = 0, необходимо выполнение условия где = 1 - 2.

Минимизируя суммарную энергию можем оценить | J | < 2|JBQ|S1S2. (18) характерное значение 2 1/Считая, что |J1| |J2| J, получаем с точноR0 sin, (13) стью до численных множителей порядка единицы, что неравенство (18) эквивалентно условию а также уменьшение полной энергии J R2 2 2 <. (19) J S1S2 sin2 R2 2 1/ J -w +wint Представляется маловероятным, что значения J1 и J2 и J sin2 R2b суммарные площади, занимаемые участками с толщиной, (14) J0lmin прослойки d1 и d2 соответственно, соотносятся так, что где lmin — минимальная из толщин l1 и l2 магнитных J 10-2.

слоев. J 1/Таким образом, чтобы получить выигрыш в энергии за счет возникновения слабых неоднородностей намаг- Поэтому в многослойных структурах с R должно ничивания внутри магнитных слоев, необходимо наличие возникать только коллинеарное упорядочение, что и неколлинеарного состояния с = 0. наблюдалось экспериментально [6].

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Шероховатость границ раздела слоев и фазовая диаграмма магнитных многослойных структур Результирующая фазовая диаграмма ”обмен–шероховатость” приведена на рис. 2. Заштрихована область неколлинеарной фазы, в которой намагниченности слоев можно считать практически однородными. Легко видеть, что область значений параметров, при которых это часто встречающееся в литературе приближение является адекватным, необычайно узка. По мере роста размера R (уменьшения шероховатости) величина угла 0 отклонения вектора намагниченности от своего среднего направления нарастает и происходит непрерывный переход к микродоменному состоянию.

Список литературы [1] M.N. Baibich, J.M. Broto, A. Fert, Nguyen van Dau, F. Petroff, P. Etienne, G. Creuzet, A. Friederich, J. Chazelas. Phys. Rev.

Lett., 61, 21, 2472 (1988).

[2] Y. Yafet. Phys. Rev. B36, 3, 3948 (1987).

[3] P. Bruno, C. Chappert. Phys. Rev. B46, 1, 261 (1992).

[4] R. Kergoat, M. Labrune, J. Miltat, T. Valet, J.C. Jacquet. J. Magn Magn. Mater. 121, 339 (1993).

[5] В.В. Устинов, М.М. Кириллова, И.Д. Лобов, В.М. Маевский, А.А. Махнев, В.И. Минин. Л.Н. Ромашев, А.Р. Дель, А.В. Семериков, Е.И. Шредер. ЖЭТФ 109, 2, 477 (1996).

[6] A. Schreyer, J.F. Ankner, Th. Zeidler, H. Zabel, M. Schafer, J.A. Wolf, P. Grunberg, C.F. Majkrzak. Phys. Rev. B52, 22, 16066 (1995).

[7] Z.J. Yang, M.R. Scheinfein. Phys. Rev. B52, 6, 4263 (1995).

[8] J.C. Slonczewski. Phys. Rev. Lett. 67, 22, 3172 (1991).

[9] А.И. Морозов, А.С. Сигов. Письма в ЖЭТФ 61, 11, (1995).




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.