WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. 4 06 Равновесные состояния и квазистатическое перемагничивание мультислойной структуры © Д.И. Семенцов, А.М. Шутый Ульяновский государственный университет, 432700 Ульяновск, Россия e-mail: sementsovdi@ulsu.ru (Поступило в Редакцию 30 июня 2003 г.) В системе магнитных пленок с кубической кристаллографической и одноосной наведенной анизотропией, связанных межслойным обменным взаимодействием антиферромагнитного типа, найдены равновесные ориентационные состояния магнитных моментов, отвечающие различным величинам и направлениям подмагничивающего поля. Установлены интервалы поля, где реализуются неколлинеарные состояния и состояния бистабильности, приводящие к ориентационным фазовым переходам и гистерезису. Обнаружен эффект 90-градусного переключения магнитных моментов слоев за один цикл перемагничивания, а также ориентационный фазовый переход, имеющий характер бифуркации. Построены петли гистерезиса 180-градусного плоскостного перемагничивания.

Введение ния динамических режимов, чувствительных к малым изменениям параметров структуры и перемагничиваИсследованию статических и динамических свойств ющих полей, требует в первую очередь установлемультислойных магнитосвязанных структур большое ния характера равновесных состояний системы [10–12].

внимание уделяется уже на протяжении многих В настоящей работе для мультислойной периодичелет [1–7], что обусловлено широкими возможностями ской структуры, состоящей из ферромагнитных слоев, их практического использования в различных устройразделенных немагнитными прослойками, обеспечиваствах. Среди подобных структур можно выделить струкющими антиферромагнитную обменную связь соседтуры со слабой межслойной связью, обусловленной них слоев, исследуются ориентационные равновесные диполь-дипольным магнитостатическим взаимодействисостояния связанных магнитных моментов и характер ем [1,2], и с сильной связью, обусловленной косвенным их квазистатического перемагничивания во внешнем обменным взаимодействием [3–7]. К слабосвязанным магнитном поле заданного направления. Именно укаотносятся структуры на основе поликристаллических занный тип связи представляет наибольший интерес в магнитных пленок, разделенных достаточно толстым плане реализации различных равновесных ориентацислоем немагнитного материала. Толщина последнего онных состояний и разнообразных динамических режидолжна удовлетворять условию ds > 2A/M2, где мов.

A — константа обменного взаимодействия, M — намагниченность насыщения; для пленок пермаллойного класса A 10-6 erg / cm, 4M 104 Oe, ds > 10-6 cm.

К сильно связанным относятся магнитоупорядоченСвободная энергия ные сверхрешетки — многослойные тонкопленочные структуры, состоящие из нанокристаллических слоев Чтобы не учитывать влияние поверхностных слоев, магнитного металла и прослоек немагнитного металбудем считать, что исследуемая структура состоит из ла толщиной ds 10-7 cm. Интенсивное исследование достаточно большого числа (n 1) слоев магнитного обменносвязанных пленок обусловлено современными металла с намагниченностью Mi и толщиной di, раздетребованиями микроэлектроники. Уникальные физичеленных немагнитными прослойками, толщина которых ские свойства указанных структур, наиболее характеротвечает антиферромагнитному типу обменной связи ными из которых являются периодические структуры между магнитными слоями. В соответствии с имеющитипа (Fe / Cr)n, где n — число периодов, определяются мися экспериментальными данными [13] примем, что прежде всего характером связи магнитных моментов магнитная анизотропия магнитных слоев складывается соседних слоев, приводящей в отсутствие подмагничииз одноосной наведенной анизотропии типа „легкая вающего поля в случае обычного, билинейного, обось“ и кристаллографической кубической анизотропии, менного взаимодействия как к ферромагнитному, так причем кристаллографические оси [100] и [010] лежат и к антиферромагнитному упорядочению, а в случае биквадратичной обменной связи — к неколлинеарно- в плоскости слоев, а ось легкого намагничивания наму расположению магнитных моментов соседних сло- веденной анизотропии ориентирована перпендикулярно ев [8–10]. Выявление и анализ особенностей возбужде- слоям. В этом случае свободная энергия системы в Равновесные состояния и квазистатическое перемагничивание мультислойной структуры расчете на единицу площади дается выражением Согласно (2), в исходном состоянии, т. е. в отсутствие внешнего поля, магнитный момент одного из соседних n K1i слоев ориентирован вдоль кристаллографического наE = di -HMi + sin2 2i + cos4 i sin2 2i 4 правления [100], а магнитный момент другого слоя — i=противоположно.

K2i + sin2 2i cos2 i sin2 2i Проведем численный анализ равновесных направлений векторов намагниченности слоев для случая n MiMi+H = 0, т. е. когда подмагничивающее поле ориен+ Kui - 2M2 cos2 i + J, (1) i MiMi+тировано вдоль намагниченности слоев с индексом i=j = 2 и противоположно намагниченности слоев с где J — константа билинейной связи, обусловленной j = 1. В дальнейшем для численных расчетов букосвенным обменным взаимодействием магнитных модем использовать параметры, близкие к параметментов ближайших слоев, зависящая в общем случае от рам системы (Fe / Cr)n, а именно: для слоев жетолщины, материала и структурных характеристик про- леза намагниченность M = 1620 Gs, константы анислойки; K1,2i — первая и вторая константы кубической зотропии K1 = 4.6 · 105 erg / cm3, K2 = 1.5 · 105 erg / cm3, анизотропии; Kui — константа ростовой анизотропии;

Ku = 2.06 · 106 erg / cm3, толщина d = 21.2 · 10-8 cm; паH — статическое подмагничивающее поле; i —отсчи- раметры слоев хрома явно в (2) не входят, но они тываемый от оси [100] азимутальный угол, определяю- определяют величину константы связи J [5]. На рис. 1, a щий ориентацию магнитного момента соответствующих приведены зависимости равновесных азимутальных угпленок; i — угол выхода вектора Mi из плоскости лов 1 (сплошные кривые) и 2 (пунктир) магнитных пленки. моментов двух соседних пленок от величины подмагДалее магнитные слои будем считать идентичны- ничивающего поля H, полученные для двух значений ми, т. е. примем Mi = M, di = d, Kui = Ku, K1,2i = K1,2. константы связи J = 0.15, 0.25 erg / cm2 (кривые 1 и 2).

Константу связи J считаем положительной, что долж- При исходной ориентации магнитных моментов 10 =, но обеспечивать антиферромагнитную связь магнитных 20 = 0 и подмагничивающего поля H = 0 в интервамоментов в соседних слоях, т. е. противоположность ле величины поля от H = 0 до H = Hc равновесным их направлений в отсутствие подмагничивающего по- остается исходное состояние. По достижении полем зналя. В этом случае вся совокупность магнитных слоев чения Hc происходит скачкообразный ориентационный разбивается на две подсистемы ( j = 1, 2) с идентичным фазовый переход во всей системе. В результате антиповедением слоев каждой из подсистемы. ферромагнитного взаимодействия соседних магнитных моментов перемагничивание пленок с j = 1 оказывается отличным от 180-градусного. Угловое расталкиПлоскостное перемагничивание вание магнитных моментов вызывает также изменение направления намагниченности пленок с j = 2, причем Вначале исследуем особенности квазистатическо2(Hc) =-1(Hc). С дальнейшим увеличением поля го перемагничивания структуры при подмагничиваюугол между векторами намагниченности соседних плещем поле H, лежащем в плоскости пленок. В этом нок уменьшается и при H = Ha, когда этот угол достислучае с учетом больших размагичивающих полей гает минимальной величины 1 - 2 = 2a (J), уменьша(4M 2Ku/M, JM) для реализуемых на практике ющейся с ростом константы связи, происходит второй структур магнитные моменты лежат в плоскости слоев, фазовый переход, приводящий к состоянию с сонаправпоэтому равновесные углы j = 0. Для определения ленной с полем ориентацией магнитных моментов.

равновесных азимутальных углов j(H) используем При уменьшении величины подмагничивающего поля условия равновесия E/j = 0 и 2E/2 > 0, привоj от значений H > Ha, при которых исходным является дящие для двух соседних слоев с учетом (1) к системе состояние с сонаправленной ориентацией магнитных уравнений моментов пленок, в случае J = 0.15 erg / cm2 (кривая 1) это состояние сохраняется вплоть до значений поля 2HM sin(j - H) +K1 sin 4j Hb < Ha. При H = Hb происходит обратный ориента- 2Jsin(j - 3- j) =0, ционный фазовый переход, сопровождающийся скачкообразным расхлопыванием векторов M1 и M2 и доHM cos(j - H) +2K1 cos 4j стижением ими углов 1(Hb) =-2(Hb). Дальнейшее уменьшение подмагничивающего поля приводит к плав- Jcos(j - 3- j) > 0; j = 1, 2, (2) ному увеличению угла между намагниченностями, и при где H — азимутальный угол, отсчитываемый от H = 0 этот угол вновь становится равным. Однако в оси [100] и определяющий плоскостное направление по- отдельности каждый из магнитных моментов не возвраля H; J = 2J/d (удвоение константы связи по сравнению щается в исходное состояние. Таким образом, включение с двухслойной системой обусловлено взаимодействием подмагничивающего поля величиной H > Hc и последумагнитного момента каждого слоя с магнитными момен- ющее его выключение приводят к повороту магнитных тами двух ближайших слоев). моментов на угол /2, т. е. начальная конфигурация с Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. 44 Д.И. Семенцов, А.М. Шутый значения Hb. Таким образом, при малых J имеет место ориентационная петля гистерезиса, которая сужается при увеличении константы взаимодействия. В случае же больших J (кривая 2) Hb = Ha и петля гистерезиса отсутствует.

Ветви равновесных ориентаций магнитных моментов M1,2 при увеличении или уменьшении поля от значения H = Hc оказываются общими для рассмотренных случаев поперечного и продольного плоскостного перемагничивания. В соответствии с (1) и (2) это связано с исчезновением при указанном критическом значении поля энергетического минимума для углов 1 =, 2 = 0 и его наличием для неколлинеарных ориентаций магнитных моментов вплоть до нулевого значения поля, где устанавливаются углы j0 = ±/2.

В результате, перейдя из состояния с противоположной ориентацией на ветви равновесных углов, относящихся к неколлинеарным состояниям, вернуться в исходную конфигурацию при снятии поля магнитные моменты больше не могут.

Точные выражения для критических значений полей могут быть получены из системы уравнений (2) и имеют вид 4 J+ K1 Ha = (J+ K1), Hb = (J- K1), 3M 6K1 M Hc = K1(J+ K1). (3) M Минимальный угол между магнитными моментами при неколлинеарной их конфигурации можно получить из системы (2) с учетом (3) J+ Kcos a =. (4) 6KРис. 1. Полевые зависимости равновесных углов 1 (сплошС увеличением константы связи петля гистерезиная линия) и 2 (пунктир) при плоскостном 180- и 90-граса сужается, а угол a уменьшается и при значедусном (a) и 45-градусном (b) перемагничивании; J = 0.15, нии J = Jab 0.24 erg / cm2, соответствующем равенству 0.25 erg / cm2 (1, 2 соответственно).

Ha = Hb, обращается в нуль вместе с исчезновением петли гистерезиса.

Рассмотрим теперь важный случай плоскостного переуглами 10 =, 20 = 0 переходит в конфигурацию с магничивания, когда поле H ориентировано вдоль криуглами 10 = /2, 20 = -/2. Указанная ориентация сталлографической оси [110], т. е. когда H = /4. Сомагнитных моментов в энергетическом плане эквиваответствующие зависимости равновесных азимутальных лентна исходной ввиду типа азиотропии магнитных углов от величины подмагничивающего поля, полученслоев и выбранного расположения кристаллографиеских ные для J = 0.15, 0.25 erg / cm2 и двух начальных ориеносей.

таций магнитных моментов — вдоль направления [100], В случае плоскостного 90-градусного перемагничикогда углы 10 =, 20 = 0, и направления [010], когда вания, имеющего место, когда в исходном состоянии 10 = /2, 20 = -/2, приведены на рис. 1, b. При уве10 = -20 = /2 и H = 0, увеличение поля до значеличении подмагничивающего поля происходит плавное ния Ha приводит к постепенному сближению магнитных сближение магнитных моментов пленок, а по достимоментов. При H = Ha, как и в рассмотренном выше (/4) случае, происходит ориентационый фазовый переход, жении им критической величины Hc имеет место в результате которого равновесной становится только ориентационный фазовый переход. В результате данного сонаправленная ориентация магнитных моментов. Вос- фазового перехода для обеих начальных ориентаций магстановление неколлинеарной конфигурации при умень- нитных моментов устанавливаются равновесные полошении подмагничивающего поля происходит в результа- жения, симметричные относительно направления [110].

те обратного фазового перехода, когда поле достигает Дальнейшее увеличение подмагничивающего поля приЖурнал технической физики, 2004, том 74, вып. Равновесные состояния и квазистатическое перемагничивание мультислойной структуры водит к дальнейшему сближению магнитных моментов, (/4) и при значении поля, равном Ha, магнитные моменты становятся сонаправленными. Ветви симметричных относительно направления [110] равновесных ориентаций можно построить, используя полученное из системы (2) выражение H = (J K1 sin 2j) cos j ±, (5) M где верхний знак относится к слоям с j = 1, а нижний — с j = 2.

(/4) Критическое значение Ha при этом соответствует значению углов j = /4 и определяется выражением (/4) Ha = (J+ K1). (6) M Уменьшение подмагничивающего поля до значения (/4) (/4) Hb < Hc при исходной симметричной относительно оси [110] равновесной ориентации магнитных моментов приводит к постепенному их расхождению.

(/4) Значение поля Hb является бифуркационным, т. е. при достижении полем этого значения система связанных магнитных моментов имеет два возможных направления перемагничивания. В результате могут устанавливаться как равновесные углы, близкие к направлению [100], так и углы, близкие к направлению [010].

На рис. 2 приведены зависимости от величины константы связи бифуркационного значения поля, ширины (/4) (/4) (/4) петли гистерезиса = Hc - Hb и поля насыbc (/4) щения Ha в направлении [110] (a, кривые 1–3), а так(/4) (/4) же угловых скачков cj и bj (b, кривые 1 и 2), (/4) имеющие место в точках фазовых переходов H = Hc (/4) и H = Hb соответственно. Большие угловые скачки Рис. 2. Зависимости от величины константы связи бифур(сплошные кривые) совершает магнитный момент пер(/4) кационного значения поля Hb, ширины петли гистерезиса вого слоя в случае 10 =, 20 = 0 и магнитный момент (/4) (/4) (/4) (/4) = Hc - Hb, поля насыщения Ha в направлеbc второго слоя в случае j = ±/2. Из приведенных (/4) нии [110] (a, 1–3 соответственно) и угловых скачков cj и кривых видно, что значения всех критических полей с (/4) bj (b, 1 и 2; j = 1 — сплошная кривая, j = 2 — пунктир).

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.