Controleren van magnetische hysteres in nanostructuren via thermisch afgestemde RKKY-koppeling

Samenvatting

Mechanismen van de recent gedemonstreerde ex-situ thermische controle van de indirecte uitwisselingskoppeling in magnetische meervoudige lagen worden besproken voor verschillende ontwerpen van de spacerlaag. Temperatuur-geïnduceerde veranderingen in de hysteres van magnetisatie worden geassocieerd met verschillende typen concurrerende interlaag-uitwisselingsinteracties. Theoretische analyse geeft aan dat de gemeten stap-vormige vorm en hysteres van de magnetisatielussen te wijten is aan locale in-planaire magnetische anisotropie van nano-kristallieten binnen de sterk ferromagnetische films. Vergelijking van experiment en theorie wordt gebruikt om de mechanismen van magnetisatieschakeling te contrasteren gebaseerd op de concurrentie van (i) indirecte (RKKY) en directe (niet-RKKY) interlaag-uitwisselingsinteracties alsook (ii) indirecte ferromagnetische en indirecte antiferromagnetische (beide RKKY-type) interlaag-uitwisselingskoppeling. Deze resultaten, die de rijke magnetische faseruimte van het systeem detaileren, zouden het praktische gebruik van RKKY voor thermisch schakelen van de magnetisatie in magnetische meervoudige lagen moeten mogelijk maken.

Achtergrond

De belangrijke ontdekkingen van de indirecte uitwisselingskoppeling (IEC) van Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) type en van het reusachtige magnetoweerstandseffect hebben een grote hoeveelheid nieuwe basisfysica-resultaten en talloze toepassingen gegenereerd. De ontdekte IEC oscilleert in grootte en teken versus de scheiding van de individuele ferromagnetische lagen in een metallische stapel, wat resulteert in ofwel parallelle (P) of antiparallelle (AP) magnetische grondtoestanden. Deze RKKY-type interactie is vrijwel onafhankelijk van temperatuur en grotendeels ongevoelig voor enige andere externe controle na fabricatie, wat het gebruik van het effect beperkt. Recente pogingen om het effect van temperatuur op RKKY te verbeteren en het te gebruiken om de IEC in Tb/Y/Gd en Co/Pt meervoudige lagen te controleren, rapporteren relatief zwakke RKKY zonder directe parallel-naar-antiparallel (P-naar-AP) thermische schakeling, met brede thermische overgangen (~100 K).

We hebben recentelijk een nieuw mechanisme gedemonstreerd voor ex-situ thermische controle van de interlaag RKKY-koppeling in magnetische meervoudige lagen. Het idee is gebaseerd op het gebruik van een verdunde ferromagnetische legering met relatief lage Curie-temperatuur (T_C*) in plaats van de niet-magnetische spacer tussen sterk ferromagnetische (FM) lagen. In het initiële ontwerp wordt de Cr-spacer in een klassieke RKKY-drie-laag Fe/Cr/Fe vervangen door de verdunde legering Fe_xCr_100−x (Fig. 1a, b). Wanneer de spacer paramagnetisch (PM) is bij T > T_C* (Fig. 1a), vertonen de drie-lagen een antiparallelle uitlijning van de Fe-momenten door de antiferromagnetische (AFM) indirecte uitwisselingskoppeling (RKKY). De parallelle uitlijning wordt afgedwongen door de directe uitwisselingskoppeling wanneer de spacer FM is (T < T_C*) (Fig. 1b). Naarmate de temperatuur varieert, tonen deze drie-lagen een parallel-naar-antiparallel magnetisatieschakeling, met een redelijk brede overgang van ~100 K door het magnetische nabijheidseffect. In tegenstelling tot de drie-lagen met de uniforme spacer, tonen drie-lagen met niet-uniforme, composiet spacers aanzienlijk verbeterde prestaties met thermo-magnetische overgangsbreedtes tot ~10 K. Bovendien kan door het afstemmen van de spaciereigenschappen ofwel een antiparallelle (Fig. 1c) of parallelle grondtoestand (Fig. 1e) verkregen worden bij T < T_C*. Bij verwarmen boven T_C* keren de Fe-momenten hun wederzijdse oriëntatie om in parallelle voor Fe/sp1/Fe (Fig. 1d) of antiparallelle voor Fe/sp2/Fe (Fig. 1f). De smalle thermische overgang en de mogelijkheid om het magnetische regime (P/AP) alsook het werkingtemperatuurinterval te kiezen, zijn allemaal belangrijke voordelen in termen van praktische implicaties.

Controleren van magnetische hysteres in nanostructuren via thermisch afgestemde RKKY-koppeling

Antiferromagnetische interlaagkoppeling in onze meervoudige lagen is duidelijk ge manifesteerd als nul remanente magnetisatie, wat de antiparallelle uitlijning van de Fe-lagen momenten weerspiegelt. Naast de nul remanentie, worden de magnetisatiecurven M(H) gekenmerkt door een stap-achtige benadering van verzadiging en hysteres bij omkering van de veldsweep (Fig. 2a). Het bi-lineaire uitwisselingskoppelingsmodel geeft M(H) als een lijn die verzadiging benadert bij het effectieve veld van de indirecte uitwisseling, H_J. Een stap-achtige karakter van de verzadiging treedt op door in-planaire magnetische anisotropie van de structuur's ferromagnetische lagen, wat resulteert in één stap voor de tweeledige anisotropie, en twee opeenvolgende stappen voor de viervoudige anisotropie. Echter, onze hoek-afhankelijke magnetometrische en magnetoresonantie-studies van de meervoudige lagen onthullen geen macroscopische in-planaire magnetische anisotropie. Het laatstgenoemde feit rechtvaardigt een meer uitgebreide analyse van de experimentele resultaten, vergezeld door modelsimulaties. In het volgende wordt zo'n uitgebreide benadering gebruikt om de mechanismen van de magnetisatieschakeling te contrasteren voor de twee sleutel meervoudige-laag ontwerpen – met uniforme (Fig. 1a, b) versus composiet spacerlagen (Fig. 1c, e).

We wijzen op het belang van het begrijpen van de betrokken mechanismen in de interlaaguitwisseling in een gegeven systeem. Het pionierswerk over RKKY in meervoudige lagen en de uitbreidingen naar bijv. bi-kwadratische uitwisseling zetten een grote ontwikkeling in fysica en technologie bekend als spintronica in gang. De RKKY in de oorspronkelijke vorm wordt vandaag de dag niet gebruikt vanwege het gebrek aan een geschikt schakelmechanisme, maar speelt vaak een assisterende rol in apparaten voor bijv. flux-sluitende referentielagen. In dit werk bestuderen we zo'n primair RKKY-schakelmechanisme en, meer specifiek, analyseren we het wisselwerk tussen de interacties die leiden tot thermische aan/uit schakeling van RKKY, wat op zijn beurt de efficiëntie van de P/AP schakeling van de magnetisatie van de nano-structuur controleert. Op basis van deze analyse zijn we in staat om conclusies te trekken en aanbevelingen te doen voor het optimaliseren van de schakelprestaties van de Curie-RKKY nanotoestellen.

Methodes

In dit werk analyseren we twee series van monsters: (1) Fe(2)/sp1(x = 30–40 at.%)/Fe(2), waar sp1 = N/f/N/f/N, N = Cr(1,5), f = Fe(0,25)/Fe_xCr_100−x(3)/Fe(0,25) (Fig. 1c), en (2) Fe(2)/sp2(x = 10–20 at.%)/Fe(2), waar sp2 = N/f/N, N = Cr(d_Cr), f = Fe_xCr_100−x(d), d_tot = (2d_Cr + d) = 1,5 nm (Fig. 1e). Daarnaast werden een aantal referentiefilms en bi-lagen gedeponeerd. De diktes in haakjes zijn in "nanometers". De meervoudige lagen werden bij kamertemperatuur gedeponeerd op Ar pre-geetste ongedopeerde Si (100) substraten met een dc magnetron sputter-systeem. Lagen van verdunde Fe_xCr_100−x binaire legeringen van gevarieerde samenstelling werden gedeponeerd met co-sputteren van gescheiden Fe en Cr targets. Aanvullende details over de meervoudige-laag fabricatie kunnen elders gevonden worden.

De in-planaire magnetische karakterisatie werd uitgevoerd met een trilmagnetometer (VSM) uitgerust met een hoge-temperatuuroven (Lakeshore Inc.) in het temperatuurbereik van 295–400 K, en een magneto-optische Kerr-effect (MOKE) magnetometer uitgerust met een optische cryostaat (Oxford Instr.) in het temperatuurbereik van 77–450 K. Daarnaast werden ferromagnetische resonantie (FMR) metingen bij kamertemperatuur uitgevoerd met een X-band Bruker ELEXYS E500 spectrometer uitgerust met een automatische goniometer om de in-planaire-hoek afhankelijkheid van de magnetische resonantiespectra te meten.

Resultaten en Discussie

Fenomenologie van Indirecte Uitwisselingskoppeling

Een fenomentologisch magnetostatisch model gebruikt voor simulaties van magnetisatiecurven voor drie-laag F1/NM/F2, waar F1 en F2 ferromagnetische lagen zijn en NM niet-magnetische spacer, heeft de volgende aannames. Eerst wordt het magnetische veld in het vlak van de films toegepast, wat overeenkomt met ons experiment en de berekeningen vereenvoudigt. Tweedens worden de individuele korrels in de polykristallijne films gekenmerkt door tweevoudige in-planaire anisotropie met de eenvoudigeassen uniform verdeeld over alle in-planaire hoeken (de films werden gedeponeerd onder in-planaire rotatie). Deze aannames zijn redelijk voor het bestudeerde systeem en produceerden de beste fit aan de gemeten M(H) data bij verschillende temperaturen zoals hieronder besproken.

De vrije energiedichtheid voor ons F1/NM/F2 systeem kan dan worden geschreven als

$$ {\displaystyle \begin{array}{c}U={U}_{\mathbf{H}}+{U}_{\mathrm{a}}+{U}_J=\\ {}=- MH\left[\cos \left({\varphi}_1-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)+\cos \left({\varphi}_2-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\right]-\left(1/2M{H}_{\mathrm{a}1}{\cos}^2{\varphi}_1+1/2M{H}_{\mathrm{a}2}{\cos}^2{\varphi}_2\right)+\\ {}+1/2M{H}_J\cos \left({\varphi}_1-{\varphi}_2\right),\end{array}} $$ (1)

waarbij U_H, U_a en U_J respectievelijk de Zeeman-energie van de FM-lagen in veld H = (H, φ_H), eenaxiale anisotropie-energie en de interlaag-koppelingsenergie van bi-lineair type zijn. De magnetische momenten van de FM-lagen, M₁ = (M, φ₁) en M₂ = (M, φ₂), zijn van dezelfde grootte, geïllustreerd in Fig. 2c. H_a1,2 en H_J zijn de effectieve velden van de eenaxiale (tweevoudige) anisotropie en de bi-lineaire interlaagkoppeling, respectievelijk. Conversie naar hoekvariabelen φ_m = (φ₁ + φ₂)/2 en φ_d = (φ₁ − φ₂) vereenvoudigt de uitdrukking voor de magnetische vrije energie van het systeem tot

$$ {\displaystyle \begin{array}{l}U=-2 MH\cos \left({\varphi}_{\mathrm{m}}-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\cos \left({\varphi}_{\mathrm{d}}/2\right)-1/2M\Big[{H}_{\mathrm{a}1}{\cos}^2\left({\varphi}_{\mathrm{m}}+\delta /2\right)\\ {}\operatorname{}+{H}_{\mathrm{a}2}{\cos}^2\left({\varphi}_{\mathrm{m}}-\delta /2\right)\Big]+1/2M{H}_J\cos {\varphi}_{\mathrm{d}}.\end{array}} $$ (2)

In de volgende simulaties worden de magnetisatiecurven M(H) verkregen door parameters φ_m en φ_d te vinden, die overeenkomen met het minimum van U in (2) voor gegeven φ_H, H_1a, H_2a en H_J, volgens

$$ M/{M}_{\mathrm{s}}=\left[\cos \left({\varphi}_1-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)+\cos \left({\varphi}_2-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\right]/2=\cos \left({\varphi}_{\mathrm{m}}-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\cos \left({\varphi}_{\mathrm{d}}/2\right). $$ (3)

Coerciviteit van Magnitisatie

De gemeten M(H) voor de structuren met AFM uitwisselingskoppeling zijn van een stap-achtige vorm, met goed gedefinieerde coerciviteit voor de omkerende veldsweep (Fig. 3a). Het bovengenoemde fenomentologische model wordt gebruikt om zowel de magnetische eigenschappen van de ferromagnetische lagen Fe(2 nm) als de thermisch geïnduceerde magnetische overgang in de composiet spacers te analyseren, die de interlaagkoppeling medieert.

Epitaxiale (100) Fe-gebaseerde meervoudige lagen gegroeid op einkristal substraten worden doorgaans gekenmerkt door viervoudige in-planaire magnetische anisotropie, terwijl substraten van andere textuur [bijv. (211)] kunnen resulteren in tweevoudige anisotropie. Het hoofdverschil in M(H) tussen de twee gevallen is de aanwezigheid van twee karakteristieke stappen in M vs. H wanneer de anisotropie viervoudig is en slechts één M-vs-H stap wanneer het tweevoudig is. Onze VSM en FMR studies van de referentie Fe(2 nm) films en Fe/Cr/Fe drie-lagen (data niet getoond) onthulden geen significante in-planaire hoekafhankelijkheid in de hysterese-lussen of resonantiespectra, wat ons leidde tot de conclusie dat essentieel geen macroscopische in-planaire magnetische anisotropie aanwezig is. Aan de andere kant concludeert de numerieke analyse hierboven dat de gemeten één-stap-vormige M(H) lussen voor de RKKY-gekoppelde Fe/Cr/Fe drie-lagen moeten te wijten zijn aan tweevoudige magnetische anisotropie op de schaal van de individuele kristallieten die de polykristallijne films vormen. De uniforme hoekverdeling van de lokale anisotropie-eenvoudigeassen in het filmvlak kan voortvloeien uit de depositie op roterende substraten in het geval van onze monsters. Zo'n patroon van magnetische anisotropie kan dan worden verklaard in termen van een polykristallijne aard van de gesputterde meervoudige lagen en in-planaire spanningvariaties tussen de nano-kristallijne korrels.

M(H) kurven voor het modelsysteem F1/NM/F2, gesimuleerd voor verschillende sterkte van de AFM interlaaguitwisselingskoppeling (effectief veld H_J) en getoond in Fig. 3b, vertonen alle sleutelkenmerken gevonden in de experimentele kurven (Fig. 3a). M(H) voor Fe/sp1(x = 35 at.%)/Fe ondergaat een significante verandering met toenemende temperatuur. De veranderingen zijn te wijten aan het verzwakken van de interlaagkoppeling, wat direct vergeleken kan worden met de gesimuleerde M(H) getoond in Fig. 3b. Alle veranderingen gezien in de experimentele M(H) data, inclusief de verbetering van de coerciviteit naarmate de interlaagkoppeling verzwakt, correleren zeer goed met het gesimuleerde gedrag, wat het model valideert. Men moet opmerken dat de modelberekeningen uitgevoerd worden zonder rekening te houden met het effect van temperatuur direct (alleen via effectief verminderde H_J), wat de magnetische coerciviteit van de individuele lagen zou moeten verminderen. Dit is de waarschijnlijke oorzaak voor enigszins kleinere coerciviteit op het experiment.

De gesimuleerde M(H) kurven getoond in Fig. 3b zijn verkregen door het gemiddelde te nemen van de M(H) berekend voor verschillende hoeken φ_H tussen het externe veld H en de eenvoudige as van de eenaxiale magnetische anisotropie. Figuur 3c toont de kurven bij geselecteerde hoeken φ_H voor het geval H_J/H_a^av = 2. Hier is H_a^av = (H_a1 + H_a2)/2, waar H_a1 en H_a2 de effectieve velden zijn van de in-planaire eenaxiale anisotropie werkzame in de F1 en F2 lagen respectievelijk. Verhouding H_a1/H_a2 = 0,7, gebruikt in de berekening, correspondeert met de experimenteel verkregen waarde (Fig. 2b). De stap-achtige vorm en coerciviteit zijn goed gedefinieerd voor φ_H < 60°. Zoals hierboven vermeld, onthulden additionele VSM en FMR studies van de referentie Fe(2 nm) films en Fe/Cr/Fe drie-lagen geen significante in-planaire hoekafhankelijkheid in de hysterese-lussen of de resonantiespectra. Aangezien VSM en FMR de integrale eigenschappen van de monsters meten, concluderen we dat essentieel geen macroscopische in-planaire magnetische anisotropie aanwezig is. Aan de andere kant kan de waargenomen coerciviteit alleen toegeschreven worden aan een in-planaire magnetische anisotropie. Bovendien is de vorm van de experimentele M(H) kurven dichter bij de berekende kurven verkregen door gemiddelde te nemen dan bij een individuele kurve voor een geselecteerde φ_H. Daarom, rekening houdend met de polykristallijne aard van onze gesputterde meervoudige lagen, kan men concluderen dat de Fe(2 nm) lagen een uniforme hoekverdeling van de lokale anisotropie-eenvoudigeassen in het filmvlak hebben.

Figuur 3d illustreert hoe de energie U(φ_m, φ_d) van Verg. 2 verandert in reactie op H. We nemen weer H_J/H_a^av = 2 en φ_H = 15°, wat correspondeert met de tweede kurve in paneel (c). De dikke volle lijn in Fig. 3d traceert het pad dat de energieminima verbindt voor verschillende φ_m (φ_d). De lokale energieminima zijn goed gedefinieerd binnen dit minimum-waarde pad. Het minimum bij laag veld correspondeert met de antiparallelle oriëntatie van de Fe-momenten (φ_m ≈ 90°, φ_d ≈ 180°). Met toenemende H duikt een tweede lokale energieminimum op en verdiept, terwijl het eerste minimum minder diep wordt en uiteindelijk verdwijnt. Deze enkele-minimum toestand correspondeert met de parallelle oriëntatie van de Fe-momenten (φ_m ≈ φ_H, φ_d ≈ 0°). Bij daaropvolgende daling van H is het systeem initieel in het tweede minimum (parallelle magnetische toestand) totdat het verdwijnt bij lagere H en het systeem eindigt in het eerste energieminimum (antiparallelle toestand).

Concurrentie Tussen Directe en Indirecte Uitwisselingskoppeling: Temperatuurafhankelijkheid van Magnetische Coerciviteit

Terwijl de eerste serie drie-lagen Fe/sp1/Fe een thermisch geïnduceerde overgang vertoont van de lage-temperatuur AFM interlaagkoppeling in de hoge-temperatuur ontkoppelde toestand, toont de tweede serie een overgang van de lage-temperatuur FM naar de hoge-temperatuur AFM koppeling. Voor de FM-naar-AFM thermische overgang in het tweede geval is geen extern magnetisch veld vereist en is de magnetisatieschakeling volledig reversibel – een sleutelvoordeel voor toepassingen.

Gebruikmakend van het model gevalideerd door de bovenstaande analyse van de eerste serie monsters, richten we ons nu op het onderzoeken van de concurrentie tussen de directe en indirecte interlaaguitwisselingskoppeling in Fe/sp2*(x)/Fe, met uniforme spacers van type sp2* = Fe_xCr_100−x(1,5 nm) en composiet spacers van type sp2* = Cr(d_Cr)/Fe_xCr_100−x(d)/Cr(d_Cr), d + d_Cr = 1,5 nm (sp2* is een afgeleide van de dikte-vaste spacer sp2 = Cr(0,4)/Fe₁₅Cr₈₅(0,7)/Cr(0,4) van de tweede serie). Figuur 4 vergelijkt de experimentele M(H) lussen voor de structuren met sp2 = Cr(0,4)/Fe₁₅Cr₈₅(0,7)/Cr(0,4) [paneel (a)] en de overeenkomstige M(H) kurven gesimuleerd met H_J gekozen om de beste fit met het experiment te verkrijgen. Allereerst te noteren is de hoge gelijkenis tussen de berekende lussen en de gemeten, met alle sleutelkenmerken gereproduceerd. Tweedens toont het experiment een temperatuur-geïnduceerde overgang van de FM interlaagkoppeling [lage-temperatuur enkele-lus in Fig. 4a] naar de AFM koppeling [hoge-temperatuur lus met nul remanentie in Fig. 4a]. De variatie in de vorm van de gesimuleerde lussen voor verschillende effectieve koppelingsveldw aarden H_J (Fig. 4b) bevestigt additioneel de geldigheid van de gekozen fenomentologische beschrijving. Hetzelfde als in de vorige sectie, werd H_a1/H_a2 = 0,7 gebruikt in de simulaties. Het moet worden opgemerkt dat, hoewel niet het geval hier, de stap-achtige M(H) vorm genomen om te wijten aan de AFM interlaagkoppeling (bijvoorbeeld, lussen bij 300 K en H_J = 0,5 H_a^av) in principe kan worden veroorzaakt door verschillende coercieve velden in F1 en F2 in de afwezigheid van interlaagkoppeling (H_J = 0). Sterke FM interlaagkoppeling resulteert echter altijd in een enkele M(H) lus.

Coerciviteit van de partiële lussen (H_c^part) heeft een uitgesproken temperatuurafhankelijkheid voor alle monsters en neemt bijna lineair toe met dalende temperatuur. Figuur 5a toont de temperatuurafhankelijkheid van het coercieve veld gedefinieerd als het verschil tussen de velden van de twee pieken op de magnetisatieafgeleide, dM/dH vs H. De serie met x = 15% bevat monsters met verschillende dikte van de lagen die de spacer samenstellen: d (d_Cr) = 3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) Å. Het laatste monster [d (d_Cr) = 15 (0) Å] is de drie-laag met een uniforme spacer Fe₁₅Cr₈₅ (1,5 nm). De monsters met d ≤ 7 Å (d_Cr ≥ 4 Å) tonen een monotone toename in H_c^part met dalende temperatuur. De coerciviteit van de monsters met kleinere d_Cr (< 4 Å) begint af te wijken van deze helling net onder de overgangstemperatuur. Het hoge-temperatuur deel van H_c^part(T) ligt echter op de algemene lineaire trend [getoond als een dikke rode lijn in Fig. 5a]. Deze lineaire helling in het coercieve veld versus temperatuur wordt voornamelijk geassocieerd met de verandering in de intrinsieke coerciviteit van de buitenste Fe(2 nm) lagen.

In ons eerdere werk toonden de structuren met de spacer-dikte van d ≤ 7 Å (d_Cr ≥ 4 Å) de scherpste thermo-magnetische schakeling. We suggereerden toen dat de reden voor zo'n vernauwing van de magnetische overgang het uitschakelen van het directe uitwisselingskanaal tussen de buitenste Fe-lagen was. Aan de andere kant toont de afhankelijkheid van H_c^part* vs T (Fig. 5b), verkregen door H_c^part(T) te normaliseren tot de hellende intrinsieke-coerciviteitsachtergrond, een opvallende negatieve afwijking alleen voor de structuren met dunne Cr-spacers (d_Cr < 4 Å) en essentieel geen afwijking voor d_Cr ≥ 4 Å. De afhankelijkheid voor x = 20%, d_Cr = 4 Å wordt getoond voor vergelijking omdat de overgang voor x = 15%, d_Cr = 4 Å (T_C* ≈ 140 K) dicht bij de laagste meet temperatuur ligt. De afwezigheid van een negatieve afwijking op H_c^part* vs T voor de structuren met d_Cr ≥ 4 Å kan dienen als een additionele bevestiging dat de directe interlaagkoppeling volledig onderdrukt is.

Om het deel van de afhankelijkheid H_c^part(T) te scheiden en te analyseren, wat gedreven wordt door veranderingen in de sterkte en teken van de interlaagkoppeling (H_J), wordt de coerciviteit van de gesimuleerde M(H) geplot versus H_J in Fig. 5c. Dus verkregen H_c^sim vs T hangt af van de verhouding tussen de effectieve anisotropievelden van de F1 en F2 lagen, H_a1/H_a2. Hoe groter de afwijking van H_a1/H_a2 van eenheid, hoe dieper het minimum en groter zijn offset van nul veld op de FM-zijde van het diagram (H_J < 0). Wanneer de anisotropievelden gelijk zijn (H_a1/H_a2 = 1), is het minimum niet aanwezig. Dit gedrag is vergelijkbaar met het verschil tussen H_c^part*(T) voor de structuren met uniforme en composiet spacers met grote d_Cr (≥ 4 nm) [blauwe en zwarte kurven in Fig. 5b respectievelijk]. Dit geeft aan dat deze twee typen spacers de interlaagkoppeling tussen de twee buitenste Fe-lagen anders overbrengen. In de uniforme spacer, concurreren directe FM-uitwisseling met indirecte AFM-uitwisseling, op een bepaalde temperatuur compenserend het zodanig dat H_J = 0. Dit geval wordt goed beschreven door ons model, waar de F1 en F2 lagen verschillende anisotropievelden hebben [blauwe lijn in Fig. 5c]. In tegenstelling, zijn de Fe-lagen in de structuur met de composiet spacer FM-gekoppeld bij lage temperatuur achtereenvolgens door Fe/Cr/FeCr en FeCr/Cr/Fe, met de spacers' FeCr binnenlaag in FM-toestand. Aangezien deze FeCr-laag fungeert als een additionele uitwisselingskoppeling, overbrengt de spacer de uitwisseling op een manier die de coerciviteit van de buitenste Fe-lagen effectief gelijkmaakt [zwarte lijn in Fig. 5c]. Wanneer de FeCr-laag in zijn paramagnetische toestand is, gedraagt het systeem zich vergelijkbaar met degene met de uniforme spacer [hoge-temperatuur deel van de H_c^part* vs T afhankelijkheid in Fig. 5b en de AFM-zijde van H_c^sim vs T (H_J > 0) in Fig. 5c].

Conclusies

Samengevat hebben we twee mechanismen van temperatuur-geïnduceerde magnetisatieschakeling in meervoudige lagen met verschillende typen interlaaguitwisselingsmediërende spacers beschreven en vergeleken. De schakelmechanismen reflecteren de concurrentie van ofwel de directe en indirecte uitwisselingskoppeling door een uniforme spacer of de volledig indirecte uitwisselingskoppeling van ferromagnetische en antiferromagnetische typen door een composiet spacer. Het sleutel element van het spacerontwerp is de zwak magnetische verdunde-legeringlaag, de Curie-overgang van welke getransformeerd wordt in een P-AP magnetisatieschakeling in de structuur. Onze gemeten data, ondersteund by gedetailleerde theoretische simulaties van de magnetische hysteres in de meervoudige laag, worden verklaard als te wijten aan nanokorrels van eenaxiale magnetische anisotropie met de eenvoudigeassen uniform verdeeld in het vlak van de buitenste ferromagnetische lagen. De temperatuurafhankelijkheid van de magnetische coerciviteit in de magnetische overgangsregio heeft een verschillende vorm voor verschillende spacerontwerpen. Het specifieke gedrag voor de structuur met de composiet spacer wordt gevonden als resultaat van het onderdrukte directe interlaaguitwisselingskanaal, zodanig dat het relevante P-AP schakelmechanisme een concurrentie is van indirecte ferromagnetische en indirecte antiferromagnetische (beide RKKY-type) uitwisseling.

We hebben dus aangetoond dat het gebroken kanaal van directe interlaaguitwisseling binnen de spacer gecorreleerd is met de scherpere thermo-magnetische overgang. We hebben voorts aangetoond dat de thermisch gedreven concurrentie van de puur indirecte interlaaguitwisseling, ferromagnetische RKKY versus antiferromagnetische RKKY, waar het nabijheidseffect in de spacer buiten werking is, leidt tot nog betere schakelprestaties. Deze resultaten zouden belangrijk moeten zijn voor toepassingen van de Curie-RKKY nanostucturen in spin-thermo-elektronische apparaten.

Afkortingen

AFM:: Antiferromagnetisch
AP:: Antiparallel
FM:: Ferromagnetisch
FMR:: Ferromagnetische resonantie
IEC:: Indirecte uitwisselingskoppeling
MOKE:: Magneto-optisch Kerr-effect
NM:: Niet-magnetisch
P:: Parallel
PM:: Paramagnetisch
RKKY:: Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida
VSM:: Trilmagnetometer

Innovaties in bêta-galliumoxide metaalcontacten voor geavanceerde powerelektronica Lasergestuurde Fabricage van Superhydrofobe PTFE SERS-substraten: Een Lage-kost, Ultra-gevoelig Platform

Nanomaterialen

Metaal

Hars

vezel

Samengesteld materiaal