WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 12 Начальная стадия нелинейного движения доменной границы в пленках гранатов © В.А. Боков, В.В. Волков, Н.Л. Петриченко, З. Фрайт Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Институт физики Чешской академии наук, 18221 Прага, Чехия (Поступила в Редакцию 25 апреля 2000 г.) В монокристаллических пленках гранатов системы YBiFeGa с перпендикулярной магнитной анизотропией исследовано движение доменной границы в присутствии постоянного поля Hp, параллельного плоскости пленки и плоскости границы, при приложении импульса продвигающего поля Hg, соответствующего нелинейной области зависимости скорости границы от величины Hg. Подтверждены полученные ранее данные о существовании начальной фазы движения, когда стенка разгоняется до большой мгновенной скорости.

Показано влияние поля Hp и длительности фронта импульса продвигающего поля на поведение стенки в начальной фазе. Рассмотрен возможный механизм преобразования структуры стенки после приложения импульса Hg. Установлено, что зависимость скорости стенки в области насыщения от величины Hp не согласуется с выводами теории.

Работа выполнена в рамках проекта № 00-02-16945 Российского фонда фундаментальных исследований и гранта № 00-15-96757 поддержки ведущих научных школ.

Известно, что в пленках гранатов с большой пер- структуры было исследовано влияние времени нарастапендикулярной магнитной анизотропией в продвигаю- ния импульса поля Hg на движение стенки. Измерения щих полях Hg, превышающих некоторое критическое были выполнены на двух пленках системы YBiFeGa со c значение Hg, доменная граница двигается с так назы- следующими характеристиками: у образца № 1 толщина ваемой скоростью насыщения, которая не зависит от h = 5.3 µm, намагниченность 4M = 138 G, поле Hg. Было также установлено, что в начальные моменты анизотропии HA = 2570 Oe, параметр ширины стенки времени после приложения импульса поля доменная Блоха =0.28 · 10-5 cm, эффективное значение гиростенка имеет большую скорость, превышающую ско- магнитного отношения = 1.8 · 107 Oe-1 · s-1, параметр рость насыщения. Высказывалось предположение, что на диссипации Гильберта = 0.0025 (по данным ФМР); у этой стадии граница не содержит спиновые структуры образца № 2: h = 4.6 µm, 4M = 156 G, HA = 6200 Oe, типа горизонтальных линий Блоха (ГЛБ) и ее движение =0.2 · 10-5 cm, = 1.67 · 107 Oe-1 · s-1, = 0.002.

можно описать с помощью одномерной модели Уокера Измерения проведены на прямой доменной стенке, ста(см., например, [1–5]). Однако при этом приходилось билизированной импульсным градиентным полем; такое допускать, что смещение стенки характеризуется по- поле создавалось с помощью схемы из двух параллельтерями, в несколько раз превышающими потери при ных планарных проводников при прохождении по ним ферромагнитном резонансе (ФМР). В то же время импульса тока. Амплитуда импульса была достаточной в [6,7] утверждалось, что после приложения импульса для того, чтобы в промежутке между проводниками продвигающего поля с амплитудой, превышающей поле схемы из исходной лабиринтной структуры образовасрыва стационарного движения, доменная стенка вначале лись два домена, граница между которыми параллельна разгоняется до большой мгновенной скорости. В [7] для проводникам. Через 1 µs после начала импульса граописания разгона границы было использовано известное диентного поля, когда прямая стенка уже сформировауравнение движения с инерционным членом. Полученная лась, прикладывался импульс продвигающего поля Hg, величина эффективной массы стенки заметно превышала вызывающий смещение стенки. Измерения проводились массу Деринга, что было объяснено накапливанием в при разных значениях постоянной времени нарастания стенке ГЛБ. Никакие допущения относительно параме- импульса поля: 1, 20 и 35 ns. В плоскости пленки тра диссипации при таком подходе уже не требовались.

параллельно прямой стенке прикладывалось постоянное Измерения в [7] были выполнены на одном образце поле Hp. При нескольких значениях Hp в интервалах при фиксированной постоянной времени нарастания им- 240-480 Oe для пленки № 1 и 400-1300 Oe для пленки пульса продвигающего поля и полученные данные не № 2 и при разных амплитудах Hg были найдены завипозволяли сделать обобщающие выводы.

симости q(t) смещения стенки от времени. Применялся В настоящей работе с целью изучения начальной метод высокоскоростной регистрации изображения; исстадии смещения доменной стенки в нелинейной области точником импульсной засветки с длительностью 5ns c в продвигающих полях, превышающих критическое Hg, служил лазер на растворе красителя родамин 6ж, наи обоснования механизма преобразований ее спиновой качиваемый импульсным азотным лазером. Приемником 2184 В.А. Боков, В.В. Волков, Н.Л. Петриченко, З. Фрайт начальная задержка t смещения границы относительно момента приложения импульса поля. Величина этой задержки возрастает от 10 ns при = 1ns до 30 ns при = 35 ns. За начальной задержкой следует фаза разгона стенки до некоторой сокрости Vm, после чего скорость уменьшается до скорости насыщения Vs < Vm.

Качественно такие же результаты были получены и для образца № 2. Стадия разгона длится 15 ns при = 1 ns и ее длительность увеличивается до 30 ns с возрастанием постоянной времени до 35 ns.

Какив [7], воспользуемся для описания смещения границы при ее разгоне уравнением движения, содержащим инерционное слагаемое. С учетом эффекта начальной задержки это уравнение можно записать в следующем виде:

d2y dy m + 2Mµ-1 + 2MHy(t) =2MHg 1 - e-(t+t )/, Рис. 1. Зависимость смещения доменной стенки от времени, dt2 dt отсчитываемого относительно момента приложения импульса (1) Hg, для пленки № 1 при - 1ns, Hg = 45 и Hp = 360 Oe. Точгде m — эффективная масса стенки, µ — подвижность, ки — эксперимент; линия 1 — аппроксимация функцией q(t), H — стабилизирующий градиент. Явный вид функции 2 — расчет для случая m = mD, 3 — область насыщения y(t), являющейся решением этого уравнения, достаточно скорости.

громоздок, и мы его поэтому не приводим. Будем аппроксимировать экспериментальные данные функцией 0, при t t, q(t) = y(t), при t < t t.

Здесь t — момент времени, когда стенка достигает максимальной скорости. Величины m и t были использованы в качестве подгоночных параметров, значение µ определялось по результатам измерений ФМР. Ранее в [8] было показано, что в пленках с очень узкой линией ФМР подвижность, найденная из экспериментов по динамике стенки, оказывается в несколько раз меньше найденной из данных по ФМР. В нашем случае эти подвижности отличаются в 2–4 раза, однако легко убедиться, что такая разница заметно не сказывается на расчетной зависимости q(t) и поэтому для определения µ использовались данные измеренией ФМР.

На рис. 1 и 2 результат аппроксимации экспериментальных данных изображен кривыми 1. НайденРис. 2. Зависимость смещения доменной стенки от времени, отсчитываемого относительно момента приложения импульса ные в исследуемом интервале полей Hp значения Hg, для пленки № 1 при = 20 ns, Hg = 45 и Hp = 390 Oe.

эффективной массы m > 10-9 g/ cm2 и превышаТочки — эксперимент; кривая 1 — аппроксимация функют массу Деринга mD. Так, для образца № цией q(t), 2 — расчет для случая = 0.2.

mD = (22)-1 = 1.7 · 10-10 g/ cm2 и в полях Hp эта масса должна быть меньше, чем 10-10 g/ cm2 (см.

формулу (16) в [9]). Кривая 2 на рис. 1 показывает, как выглядела бы зависимость смещения стенки от времени служила телекамера с чувствительным видиконом, пов случае m = mD, и при значениях t и µ, отвечающих лученное изображение запоминалось с помощью блока кривой 1. Согласно существующим представлениям, памяти и выводилось для обработки на экран монитора.

формула для массы стенки имеет вид [10] Величина смещения границы определялась усреднением данных нескольких десятков измерений.

d m =, (2) На рис. 1 и 2 в качестве примера представлены 2M dVi характерные зависимости q(t), полученные для пленки № 1 при значениях постоянной времени, равных 1 где Vi — мгновенная скорость стенки. Доменная граи 20 ns и амплитуде Hg = 45 Oe. Видно, что имеется ница будет обладать аномально большой эффективной Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Начальная стадия нелинейного движения доменной границы в пленках гранатов массой, если с увеличением скорости при разгоне будет в большом продвигающем поле вначале зарождается существенно возрастать среднее (по толщине пленки) одиночная ГЛБ, и она возникает не вблизи поверхности значение угла выхода намагниченности из плоско- пленки, а посередине (см. также [12,13]). Когда линия сти стенки. Таким образом, данные, полученные нами Блоха смещается по толщине пленки, скорость стенки в настоящей работе и в [7] для пленок с очень ма- определяется соотношением лыми потерями, позволяют заключить, что когда под действием продвигающего поля, заметно превышающего Vi =, (5) 2M поле срыва стационарного движения, доменная стенка начинает смещаться, то в ней в начальные моменты где — плотность энергии стенки. Если ГЛБ перемещавремени происходит накопление ГЛБ. Это приводит к ется вблизи середины пленки, изменение обусловлено росту угла.

в основном изменением энергии спинов ГЛБ в поле расЗависимость продолжительности фазы разгона от посеяния, создаваемом зарядами на поверхности пленки.

стоянной времени нарастания импульса поля можно Согласно расчетам, вблизи середины пленки эта энергия, объяснить следующим образом. На границу, стабилизиа следовательно, и при заметном увеличении угла рованную градиентным полем H и смещающуюся под возрастают лишь ненамного. Отсюда и скорость стенки в действием импульса Hg, действует эффективное поле течение некоторого времени возрастает очень слабо, что воспринимается как задержка смещения. Наблюдамое H = Hg 1 - e-(t+t )/ -H · y(t). (3) увеличение длительности задержки t по мере увеличения постоянной времени можно объяснить тем, что Это поле вызывает увеличение угла, описываемое при из-за характера зависимости эффективного поля H от малых потерях формулой угол скручивания с ростом будет достигать значений, при которых скорость стенки заметно отличается d = H. (4) от нуля, в более поздние моменты времени. Заметим, dt что начальная задержка смещения стенок наблюдалась Возможно, что стенка разгоняется до тех пор, пока угол ранее в [14,15] при трансляционном движении цилин не достигает некоторого критического значения.

дрических доменов, но в малых продвигающих полях, После этого одна из ГЛБ прорывается к поверхности, и порядка коэрцитивного, и была объяснена магнитным затем возникает состояние хаоса, отвечающего режиму последействием.

насыщения скорости. Очевидно, что интервал времени, Известно, что постоянное магнитное поле, параллельза который величина достигает критического значеное плоскости пленки, существенно влияет на скорость ния, определяется зависимостью (4). Если импульс Hg насыщения доменной стенки. Этому эффекту посвящено имеет форму ступеньки, то в момент включения поля несколько работ, но их результаты заметно отличаются.

амплитуда H = Hg, а затем величина H, согласТак, в соответствии с простой моделью [10] в нелинейной но (3), уменьшаются. При конечных значениях всегда области в поле Hp 8M H < Hg. Если построить зависимости H (t) при разных, то можно убедиться, что с увеличением постоянной V = Vs = Hp. (6) времени нарастания импульса должен расти и интервал времени, необходимый для закручивания спинов в стенке В [16] была теоретически рассмотрена динамика стенна угол. При больших временах может даже ки в поперечном поле Hp 4M, параллельном ее получиться так, что граница достигает нового положения плоскости, и был сделан вывод о том, что эффект равновесия, когда H = 0, но при этом она не успеет насыщения скорости при движении стенки в присутствии перейти к движению со скоростью насыщения.

поперечного поля обусловлен сменой механизмов реПо-видимому, реально стадию разгона стенки можно лаксации с увеличением величины продвигающего поля.

наблюдать только в пленках с очень малым параметром При этом скорость насыщения дается формулой диссипации. При относительно больших величинах превалирует эффект вязкости. Так, например, если бы Vs = Hp. (7) образец № 1 обладал достаточно большим параметром диссипации, например = 0.2, то при значениях m и t, соответствующих кривой 1 на рис. 2, решение уравнения Согласно полученным в [17] экспериментальным дан(1) изображалось бы кривой 2. Отметим, что такой ным, соотношение (6) выполняется в сравнительно неже вид имеют начальные участки зависимости смещения больших продвигающих полях (Hg < 4M), а при более стенки от времени, полученные в продвигающих полях высоких значениях Hg скорость насыщения с ростом c Hg > Hg в [1–6] и в других работах, где исследовались поля Hp возастает в 2 раз сильнее. Такое сильное пленки с большими значениями 0.1. возрастание скорости стенки наблюдалось и в [18] при Возможное объяснение начальной задержки смещения Hp > 12M; здесь измерения проводились в продвигаюстенки можно предложить, следуя результатам рабо- щих полях Hg > 25M. Этим результатам противоречат ты [11]. Согласно выполненным в ней расчетам, в стенке данные [7,19]. В частности, полученные в [7] при Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 2186 В.А. Боков, В.В. Волков, Н.Л. Петриченко, З. Фрайт Список литературы [1] G.J. Zimmer, L. Gal, F.B. Humphrey. AIP Conf. Proc. 29, (1975).

[2] G.P. Vella-Coleiro. IEEE Trans. Magn. 13, 5, 1163 (1977).

[3] А.М. Балбашов, П.И. Набокин, А.Я. Червоненкис, А.П. Черкасов. ФТТ 19, 6, 1881 (1977).

[4] В.Г. Клепарский, В.В. Рандошкин. ФТТ 21, 2, 416 (1979).

[5] А.Г. Шишков, В.В. Гришачев, Е.Н. Ильичева, Ю.Н. Федюнин. ФТТ 30, 8, 2257 (1988).

[6] F.H. de Leeuw. J. Appl. Phys. 45, 7, 3106 (1974).

[7] В.А. Боков, В.В. Волков, А. Мажевский, Н.Л. Петриченко, А. Станкевич. ФТТ 37, 10, 2966 (1995).

[8] В.А. Боков, В.В. Волков, Н.Л. Петриченко, М. Марышко.

ФТТ 39, 7, 1253 (1997).

[9] A. Stankiewicz, A. Maziewski, B.A. Ivanov, K.A. Safaryan.

IEEE Trans. Magn. 30, 2, 878 (1994).

[10] A.P. Malozemoff, J.C. Slonczewski. Magnetic Domain Walls in Bubble Materials. N. Y. (1979). P. 326.

Рис. 3. Зависимость скорости насыщения от постоянного [11] T.J. Gallagher, F.B. Humphrey. J. Appl. Phys. 50, 11, поля Hp для пленки № 2. (a) — экспериментальные точки, (1979).

(b) — значение Vs по формуле из [20]; 1 —расчет по форму[12] J. Zebrowski, A. Sukiennicki. J. Appl. Phys. 52, 6, ле (6), 2 —расчет по формуле (7).

(1981).

[13] A. Sukiennicki, R.A. Kosinski. J. Magn. Magn. Mater. 129, 2/3, 213 (1994).

[14] B. Barbara, J. Magnin, H. Jouve. Appl. Phys. Lett. 31, 2, разных значениях продвигающего поля (Hg = 0.5 и 6M) (1977).

зависимости Vs(Hp) были существенно нелинейными и [15] С.Е. Юрченко, М.А. Розенблат. Письма ЖТФ 4, 22, не согласовывались с формулами (6) и (7). В связи с (1978).

Pages:     || 2 |



© 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.