Histéresis magnética en nanoestructuras con acoplamiento RKKY controlado térmicamente

un Medido M ( H ) curvas para una muestra de la serie, Fe / sp1 ( x =15%) / Fe, para diferentes temperaturas. b M simulado correspondiente ( H ) curvas para el modelo F1 / NM / F2 de tres capas para diferentes intensidades de campo efectivo H _J de acoplamiento de intercambio indirecto. ( H _a ^av =( H _a1 + H _a2 ) / 2, donde H _a1 y H _a2 son campos de anisotropía de las capas F1 y F2. c M ( H ) curvas simuladas para ángulos seleccionados φ _H , para H _J / H _a ^av =2. d Transformación de mínimos locales de energía libre (2) en función del campo aplicado H , para el caso H _J / H _a ^av =2 y φ _H =15 °. Las líneas azules trazan el camino que conecta los mínimos de energía para diferentes φ _m ( φ _d ). La superficie frontal de la superficie de energía es transparente para una claridad visual de la ilustración

Las multicapas epitaxiales (100) basadas en Fe que crecen en sustratos monocristalinos suelen caracterizarse por una anisotropía magnética cuádruple en el plano [12], mientras que los sustratos de otra textura [por ejemplo, (211)] pueden producir una anisotropía doble [11]. La principal diferencia en M ( H ) entre los dos casos está en presencia de dos pasos característicos en M frente a H cuando la anisotropía es cuádruple y solo una M -vs- H paso cuando es doble. Nuestros estudios VSM y FMR de las películas de Fe (2 nm) de referencia y las tri-capas de Fe / Cr / Fe (datos no mostrados) no revelaron ninguna dependencia angular significativa en el plano en los bucles de histéresis o espectros de resonancia, lo que nos lleva a concluir que esencialmente no está presente anisotropía magnética macroscópica en el plano. Por otro lado, el análisis numérico descrito anteriormente concluye que el M medido en forma de un paso ( H ) los bucles para las tricapas de Fe / Cr / Fe acopladas a RKKY deben deberse a una doble anisotropía magnética en la escala de los cristalitos individuales que forman las películas policristalinas. La distribución angular uniforme de los ejes fáciles de anisotropía local en el plano de la película puede resultar de la deposición sobre sustratos giratorios en el caso de nuestras muestras. Este patrón de anisotropía magnética se puede explicar en términos de la naturaleza policristalina de las multicapas pulverizadas y las variaciones de deformación en el plano entre los granos nanocristalinos [18].

M ( H ) curvas para el sistema modelo F1 / NM / F2, simulado para diferentes intensidades del acoplamiento de intercambio entre capas AFM (campo efectivo H _J ) y se muestran en la Fig. 3b, exhiben todas las características clave encontradas en las curvas experimentales (Fig. 3a). M ( H ) para Fe / sp1 ( x =35 at.%) / Fe sufre un cambio significativo al aumentar la temperatura. Los cambios se deben al debilitamiento del acoplamiento entre capas, que se puede comparar directamente con el M simulado ( H ) que se muestra en la Fig. 3b. Todos los cambios observados en el M experimental ( H ), incluida la mejora de la coercitividad a medida que se debilita el acoplamiento entre capas, se correlacionan muy bien con el comportamiento simulado, que valida el modelo. Cabe señalar que los cálculos del modelo se realizan sin tener en cuenta el efecto de la temperatura directamente (solo a través de H reducido de manera efectiva _J ), lo que debería reducir la coercitividad magnética de las capas individuales. Esta es la causa probable de una coercitividad algo menor en el experimento.

El M simulado ( H ) las curvas que se muestran en la Fig. 3b se obtienen promediando el M ( H ) calculado para diferentes ángulos φ _H entre el campo externo H y el eje fácil de la anisotropía magnética uniaxial. La Figura 3c muestra las curvas en ángulos seleccionados φ _H para el caso H _J / H _a ^av =2. Aquí, H _a ^av =( H _a1 + H _a2 ) / 2, donde H _a1 y H _a2 son los campos efectivos de la anisotropía uniaxial en el plano que actúan en las capas F1 y F2, respectivamente. Proporción H _a1 / H _a2 =0,7, utilizado en el cálculo, corresponde al valor obtenido experimentalmente (Fig. 2b). La forma escalonada y la coercitividad están bien definidas para φ _H <60 °. Como se mencionó anteriormente, estudios adicionales de VSM y FMR de las películas de Fe (2 nm) de referencia y las tricapas de Fe / Cr / Fe no revelaron ninguna dependencia angular significativa en el plano en los bucles de histéresis o los espectros de resonancia. Dado que VSM y FMR miden las propiedades integrales de las muestras, llegamos a la conclusión de que esencialmente no hay anisotropía magnética macroscópica en el plano. Por otro lado, la coercitividad observada se puede atribuir solo a una anisotropía magnética en el plano. Además, la forma del M experimental ( H ) curvas está más cerca de las curvas calculadas obtenidas promediando en lugar de cualquier curva individual para un φ seleccionado _H . Por lo tanto, teniendo en cuenta la naturaleza policristalina de nuestras multicapas pulverizadas, se puede concluir que las capas de Fe (2 nm) tienen una distribución angular uniforme de los ejes fáciles de anisotropía local en el plano de la película.

La figura 3d ilustra cómo la energía U ( φ _m , φ _d ) de la Ec. 2 cambios en respuesta a H . Nosotros, de nuevo, tomamos H _J / H _a ^av =2 y φ _H =15 °, que corresponde a la segunda curva en el panel (c). La línea gruesa sólida en la Fig. 3d traza el camino que conecta los mínimos de energía para diferentes φ _m ( φ _d ). Los mínimos de energía local están bien definidos dentro de esta ruta de valor mínimo. El mínimo en campo bajo corresponde a la orientación antiparalela de los momentos Fe ( φ _m ≈ 90 °, φ _d ≈ 180 °). Al aumentar H , un segundo mínimo de energía local emerge y se profundiza, mientras que el primer mínimo se vuelve menos profundo y finalmente desaparece. Este estado mínimo único corresponde a la orientación paralela de los momentos Fe ( φ _m ≈ φ _H , φ _d ≈ 0 °). Sobre la disminución posterior de H , el sistema inicialmente se encuentra en el segundo mínimo (estado magnético paralelo) hasta que desaparece en la H inferior y el sistema termina en el primer mínimo de energía (estado antiparalelo).

Competencia entre acoplamiento de intercambio directo e indirecto:dependencia de la temperatura de la coercitividad magnética

Mientras que la primera serie de tricapas Fe / sp1 / Fe exhibe una transición inducida térmicamente del acoplamiento entre capas de AFM de baja temperatura al estado desacoplado de alta temperatura, la segunda serie muestra una transición del FM de baja temperatura al AFM de alta temperatura acoplamiento. Para la transición térmica de FM a AFM en el segundo caso, no se requiere campo magnético externo y la conmutación de magnetización es completamente reversible, una ventaja clave para las aplicaciones.

Usando el modelo validado a través del análisis anterior de la primera serie de muestras, a continuación nos enfocamos en investigar la competencia entre el acoplamiento de intercambio directo e indirecto entre capas en Fe / sp2 * ( x ) / Fe, con espaciadores uniformes de tipo sp2 * =Fe _x Cr _{100 - x} (1,5 nm) y espaciadores compuestos de tipo sp2 * =Cr ( d _Cr ) / Fe _x Cr _{100 - x} ( d ) / Cr ( d _Cr ), d + d _Cr =1.5 nm (sp2 * es una derivada del espaciador de espesor fijo sp2 =Cr (0.4) / Fe _x Cr _{100 - x} (0,7) / Cr (0,4) de la segunda serie). La figura 4 compara el M experimental ( H ) bucles para las estructuras con sp2 =Cr (0.4) / Fe ₁₅ Cr ₈₅ (0,7) / Cr (0,4) [panel (a)] y el M correspondiente ( H ) curvas simuladas con H _J elegidos para obtener el mejor ajuste al experimento. Lo primero que se debe notar es la alta similitud entre los bucles calculados y los medidos, con todas las características clave reproducidas. En segundo lugar, el experimento muestra una transición inducida por la temperatura del acoplamiento entre capas de FM [bucle único de baja temperatura en la figura 4a] al acoplamiento AFM [bucle de alta temperatura con remanencia cero en la figura 4a]. La variación en la forma de los bucles simulados para varios valores de campo de acoplamiento efectivos H _J (Fig. 4b) confirma adicionalmente la validez de la descripción fenomenológica elegida. Igual que en la sección anterior, H _a1 / H _a2 =0,7 se utilizó en las simulaciones. Cabe señalar que, aunque no es el caso aquí, el M escalonado ( H ) forma que se debe al acoplamiento entre capas de AFM (por ejemplo, bucles a 300 K y H _J =0.5 H _a ^av ) puede, en principio, ser causado por diferentes campos coercitivos en F1 y F2 en ausencia de acoplamiento entre capas ( H _J =0). Sin embargo, el fuerte acoplamiento entre capas de FM siempre da como resultado un único M ( H ) bucle.

un Magnetización versus campo medido por MOKE para la muestra de la segunda serie, Fe / sp2 ( x =15%) / Fe, para diferentes temperaturas. b M simulado correspondiente ( H ) curvas para el modelo F1 / NM / F2 de tres capas, para diferentes campos efectivos de acoplamiento de intercambio indirecto, H _J

Coercitividad de los bucles parciales ( H _c ^parte ) tiene una dependencia de la temperatura pronunciada para todas las muestras y aumenta casi linealmente con la temperatura decreciente. La Figura 5a muestra la dependencia de la temperatura del campo coercitivo definido como la diferencia entre los campos de los dos picos en la derivada de magnetización, d M / d H frente a H . La serie con x =15% contiene muestras con diferentes espesores de las capas que componen el espaciador: d ( d _Cr ) =3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) Å. La última muestra [ d ( d _Cr ) =15 (0) Å] es la tricapa con un espaciador uniforme Fe ₁₅ Cr ₈₅ (1,5 nm). Las muestras con d ≤ 7 Å ( d _Cr ≥ 4 Å) muestran un aumento monótono en H _c ^parte con temperatura decreciente. La coercitividad de las muestras con d más pequeñas _Cr (<4 Å) comienza a desviarse de esta pendiente justo debajo de la temperatura de transición. La parte de alta temperatura de H _c ^parte ( T ), sin embargo, está en la tendencia lineal general [mostrada como una línea roja gruesa en la Fig. 5a]. Esta pendiente lineal en el campo coercitivo frente a la temperatura se asocia principalmente con el cambio en la coercitividad intrínseca de las capas externas de Fe (2 nm).

un Dependencia de la temperatura de la coercitividad de los bucles parciales ( H _c ^parte ) para estructuras Fe / sp2 ( x =15%) / Fe con diferente espesor de Fe _x Cr _{100 - x} y capas de Cr ( d y d _Cr , respectivamente) en el espaciador sp2. La línea roja gruesa es una aproximación lineal de la parte de alta temperatura de H _c ^parte ( T ). b Dependencia de la temperatura de la coercitividad normalizada al fondo lineal. c Coercitividad frente a H _J obtenido de M simulado ( H ) curvas para dos casos:(1) H _a1 / H _a2 =0,7 y (2) H _a1 = H _a2

En nuestro trabajo anterior [9] las estructuras con el espesor del espaciador de d ≤ 7 Å ( d _Cr ≥ 4 Å) mostró la conmutación termomagnética más aguda. Luego sugerimos que la razón de tal estrechamiento de la transición magnética era apagar el canal de intercambio directo entre las capas externas de Fe. Por otro lado, la dependencia de H _c ^{parte *} frente a T (Fig. 5b), obtenido al normalizar H _c ^parte ( T ) al fondo de coercitividad intrínseca inclinada, muestra un notable negativo desviación solo para las estructuras con espaciadores Cr delgados ( d _Cr <4 Å) y esencialmente sin desviación para d _Cr ≥ 4 Å. La dependencia de x =20%, d _Cr =4 Å se muestra a modo de comparación porque la transición para x =15%, d _Cr =4 Å ( T _C ^* ≈ 140 K) está cerca de la temperatura de medición más baja. La ausencia de una desviación negativa en H _c ^{parte *} frente a T para las estructuras con d _Cr ≥ 4 Å puede servir como confirmación adicional de que el acoplamiento directo entre capas está completamente suprimido.

Separar y analizar la parte de la dependencia H _c ^parte ( T ), que es impulsado por cambios en la fuerza y ​​el signo del acoplamiento entre capas ( H _J ), la coercitividad del M simulado ( H ) se representa frente a H _J en la Fig. 5c. Así, obtuvo H _c ^sim frente a T depende de la relación entre los campos de anisotropía efectivos de las capas F1 y F2, H _a1 / H _a2 . Cuanto mayor sea la desviación de H _a1 / H _a2 de la unidad, cuanto más profundo es el mínimo y más grande es su desviación del campo cero en el lado FM del diagrama ( H _J <0). Cuando los campos de anisotropía son iguales ( H _a1 / H _a2 =1), el mínimo no está presente. Este comportamiento es similar a la diferencia entre H _c ^{parte *} ( T ) para las estructuras con espaciadores uniformes y compuestos con grandes d _Cr (≥ 4 nm) [curvas azul y negra en la Fig. 5b, respectivamente]. Esto indica que estos dos tipos de espaciadores transmiten el acoplamiento entre capas entre las dos capas externas de Fe de manera diferente. En el espaciador uniforme, el intercambio directo de FM compite con el intercambio indirecto de AFM, compensándolo a cierta temperatura de modo que H _J =0. Este caso está bien descrito por nuestro modelo, donde las capas F1 y F2 tienen diferentes campos de anisotropía [curva azul en la Fig. 5c]. En contraste, las capas de Fe en la estructura con el espaciador compuesto están acopladas en FM a baja temperatura secuencialmente a través de Fe / Cr / FeCr y FeCr / Cr / Fe, con la capa interna de FeCr de los espaciadores en estado FM. Dado que esta capa de FeCr actúa como un enlace de intercambio de adición, el espaciador transmite el intercambio de tal manera que iguala efectivamente la coercitividad de las capas externas de Fe [curva negra en la Fig. 5c]. Cuando la capa de FeCr está en su estado paramagnético, el sistema se comporta de manera similar al que tiene el espaciador uniforme [parte de alta temperatura del H _c ^{parte *} frente a T dependencia en la Fig. 5b y el lado AFM de H _c ^sim frente a T ( H _J > 0) en la Fig. 5c].