научная статья по теме НЕЛИНЕЙНАЯ НЕСТАЦИОНАРНАЯ ДИНАМИКА НЕЕЛЕВСКИХ ДОМЕННЫХ СТЕНОК В УЛЬТРАТОНКИХ ПЛЕНКАХ С ПЛОСКОСТНОЙ АНИЗОТРОПИЕЙ Физика

Текст научной статьи на тему «НЕЛИНЕЙНАЯ НЕСТАЦИОНАРНАЯ ДИНАМИКА НЕЕЛЕВСКИХ ДОМЕННЫХ СТЕНОК В УЛЬТРАТОНКИХ ПЛЕНКАХ С ПЛОСКОСТНОЙ АНИЗОТРОПИЕЙ»

ФИЗИКА МЕТАЛЛОВ И МЕТАЛЛОВЕДЕНИЕ, 2011, том 112, № 4, с. 351-364

^ ТЕОРИЯ

МЕТАЛЛОВ

УДК 539.216.2:537.611.3

НЕЛИНЕЙНАЯ НЕСТАЦИОНАРНАЯ ДИНАМИКА НЕЕЛЕВСКИХ ДОМЕННЫХ СТЕНОК В УЛЬТРАТОНКИХ ПЛЕНКАХ С ПЛОСКОСТНОЙ АНИЗОТРОПИЕЙ

© 2011 г. Б. Н. Филиппов, М. Н. Дубовик, Л. Г. Корзунин

Институт физики металлов УрО РАН, 620990 Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18

Поступила в редакцию 15.02.2011 г.; в окончательном варианте — 29.03.2011 г.

На основе численного решения уравнения Ландау и Лифшица при точном (безмодельном) учете всех основных взаимодействий, включая диполь-дипольное (в континуальном приближении), в рамках двухмерного распределения намагниченности исследовано нелинейное динамическое поведение доменных стенок в ультратонких пленках толщиной Ь < Ь; Ь( — критическая толщина, ниже которой в стабильном состоянии существуют только одномерные неелевские стенки. Показано, что при толщинах пленок, близких к Ь, нелинейное динамическое преобразование структуры неелев-ской стенки происходит через образование вихревых структур. В более тонких пленках механизм динамической перестройки стенки оказывается сходным с механизмом в безграничных образцах. Обнаружены гигантские колебания толщин доменных стенок в процессе их движения. Найдено монотонное падение критического поля при увеличении Ь и его немонотонная зависимость от индукции насыщения. Найдены зависимости периода динамических преобразований структуры стенки от магнитных параметров и толщины пленки.

Ключевые слова: доменная стенка, динамика, магнитные пленки.

ВВЕДЕНИЕ

Изучение динамического поведения доменных стенок (ДС) весьма интересно с научной точки зрения, поскольку даже в сравнительно небольших внешних магнитных полях в их поведении проявляются нелинейные свойства. Кроме того, знание особенностей динамики ДС позволяет указать пути регулирования их скоростей движения. Это важно с практической точки зрения, как для целей увеличения быстродействия устройств, когда требуются большие скорости перемагничивания, так и для проблемы уменьшения магнитных потерь, когда требуются малые скорости движения стенок.

Первое исследование динамического поведения переходных слоев между доменами было выполнено Ландау и Лифшицем [1]. Однако в их работе были рассмотрены лишь очень маленькие внешние магнитные поля Н, ориентированные вдоль оси легкого намагничивания (ОЛН), приводящие к малым скоростям движения стенок. Нелинейное поведение ДС впервые достаточно полно было исследовано Шраером и Уокером [2]. Они установили, что динамическое поведение стенок существенно зависит от величины магнитного поля Н, приложенного вдоль ОЛН. При этом оказалось, что существует некоторое критическое поле Нс, ниже которого стенка движется стационарно, а выше — ее скорость осциллирует. Такое поведение ДС связано

с природой спиновых систем, в которых каждый спин, а в целом и намагниченность M магнитно-упорядоченной среды, может только прецессиро-вать вокруг действующего на образец магнитного поля.

Уже в работах [1, 2] были выяснены необычные особенности динамики доменных стенок. Однако обе эти работы были выполнены в предположении о безграничных размерах образцов и одномерном блоховском характере распределения намагниченности в стенке. Это резко ограничивало возможности выявления реальных нелинейных свойств стенок, если иметь в виду, что их структура в образцах ограниченных размеров (в частности, в магнитных пленках) существенно отличается от структуры блоховских ДС.

Задача о динамическом поведении доменных стенок в образцах ограниченных размеров оказывается сильно разветвленной, поскольку становится важным учет ориентации осей легкого намагничивания относительно поверхностей кристаллов. Так, если рассматривать магнитные пленки, получаемые эпитаксиальным путем, то отдельно следует выделять пленки с осью анизотропии, параллельной поверхности (пленки с плоскостной анизотропией), и пленки с ОЛН, ориентированной перпендикулярно к их поверхности (пленки с перпендикулярной анизотропией). В разных случаях структура стенок и их динамика оказываются разными.

В данном сообщении мы ограничимся только пленками с плоскостной анизотропией. К ним относятся, например, пермаллоевые пленки безмаг-нитострикционного состава, в исследовании магнитных свойств которых в настоящее время наблюдается большой всплеск. Это связано с разработкой новых типов устройств магнитной памяти с ультравысокой плотностью записи информации, работа которых основана на использовании спин-поляри-зованных токов (см., напр., [3, 4]). Специально подчеркнем, что во всех этих работах исследуются ограниченные во всех направлениях образцы, хотя один из этих размеров зачастую может быть меньше или даже значительно меньше других. Мы ограничимся рассмотрением обычных пленок с размерами вдоль поверхности, существенно превосходящими их толщину.

Отметим два важных для дальнейшего изложения момента в исследовании структуры стенок в пленках с плоскостной анизотропией, приведших к прогрессу в этой области. Первый из них связан с появлением работы Нееля [5], который показал, что существует некоторая критическая толщина пленок (обозначим ее через Ъ) ниже которой стабильной является структура стенки с разворотом М при переходе от домена к домену в плоскости пленки. Такую стенку в настоящее время называют неелев-ской. Распределение намагниченности в ней является симметричным относительно линии, на которой происходит смена знака компоненты намагниченности, связанной с ОЛН (центральной линии стенки). Второй момент связан с предсказанием в пленках толщиной Ъ > Ъ( стенок с вихрепо-добной асимметричной структурой [6]. Этот успех достигнут в рамках микромагнитного подхода путем численной минимизации полного функционала энергии с точным (безмодельным) учетом основных взаимодействий, включая диполь-дипольное (в континуальном приближении). Фактически вихре-подобная структура состоит из неелевских участков распределения намагниченности на поверхностях пленки и из блоховских в центральной части. Отсюда ясно, что при наличии вихреподобной стенки происходит наилучшее замыкание магнитного потока внутри пленки, что сильно уменьшает энергию диполь-дипольного взаимодействия. Центральная линия такой стенки становится искривленной. Важным моментом является то, что центр стенки и центр вихря разнесены в пространстве, что приводит к существенному уменьшению энергии неоднородного обменного взаимодействия. Существует достаточное количество экспериментальных работ, в которых на основе электронно-микроскопических исследований полностью подтверждено существование асимметричных вихреподобных стенок не только в магнитно одноосных, но и в магнитно многоосных пленках (см., напр., [7—9]).

В настоящее время на основе прямого численного решения уравнений Ландау и Лифшица достигнут значительный прогресс в исследовании нелинейного динамического поведения ДС с вихрепо-добной внутренней структурой [10]. Оказалось, что при движении стенки вихрь внутри нее также приходит в движение, что в конечном итоге приводит к полной динамической перестройке структуры стенки [11—14]. Нами, например, было показано, что вихрь может зарождаться на одной из поверхностей пленки, продвигаться к другой поверхности и аннигилировать на ней, причем такой процесс происходит с определенным периодом, зависящим от магнитного поля, толщины пленки и магнитных параметров образца. Указанные успехи были достигнуты для достаточно толстых пленок толщиной Ъ > Ъ„ где вихревые состояния являются равновесными в исходном статическом состоянии.

В настоящее время появился целый ряд работ (см., напр., [15—18] и ссылки в них) в которых исследуется динамика стенок в тонких пленках-полосках, где в качестве исходных рассматриваются "заряженные" стенки с намагниченностями, направленными в противоположные стороны на противоположных поверхностях стенки ("голова к голове" или "хвост к хвосту"). При движении таких стенок также могут возникать вихревые структуры. Однако, во всех этих работах, в основном, приводятся только скорости стенок при заданных параметрах и практически не исследуются динамическое преобразование структуры ДС, изменение критических полей и периодов осцилляций скорости ДС (см. выше) при изменении размеров пленок-полосок и их материальных параметров. Исключением является работа [17]. Однако если сопоставлять расположение вихрей в образцах и геометрии задач в [17] и [12], то можно заключить, что ширина полоски м> в [17] соответствует толщине пленки Ъ в [12]. В этом плане, рассматриваемые в [17] м> > 60 нм соответствуют нашим толстым пленкам Ъ > Ъ. Несмотря на разницу в форме образцов и исходных структур ДС, основные особенности динамики стенок в обоих случаях оказываются сходными. Это следует из приведенных авторами [17] сопоставлений их результатов с нашими [12]. Разумеется, что в пленках-полосках [17] появляются и новые особенности динамического поведения ДС, например, в виде трех различных полевых интервалов поведения средней по времени скорости. Кроме того, именно из-за малой толщины пленки-полоски возникает большая анизотропия формы, способствующая укладыванию намагниченности в плоскость полоски и возможности существования "заряженных" стенок.

В тонких пленках с Ъ < Ъ( существуют только симметричные неелевские стенки с одномерной структурой. Механизм движения неелевских стенок в тонких пленках при больших полях, в которых мо-

, Домены АУ ~

? * / / * / /< / ^ ? * -г

/ / / / * * * * *

* / / / ? / ^ ^ / ^ / ^///^^-' * * / / ^ ^ * ^г -^г

(а)

I ///У / / /

» и//////

£

(б)

Ь

Рис. 1. Геометрия задачи и распределения намагниченности в неелевской стенке на поверхности пленки (а), а также вычисленное распределение намагниченности, спроектированное на плоскость перпендикулярную ОЛН (б).

жет начаться прецессия намагниченности вокруг ОЛН и динамическая перестройка структуры стенки, остается неясным. Для тонких пленок не существует работ, в которых было бы выяснено поведение наиболее важных параметров, таких, как критическое поле Нс, при переходе через которое возникают осцилляции скорости стенки в постоянном поле Н, а т

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.

Показать целиком

Пoхожие научные работыпо теме «Физика»