научная статья по теме РАВНОВЕСНЫЕ СОСТОЯНИЯ И ПЕТЛИ ГИСТЕРЕЗИСА ДВУХСЛОЙНОЙ МАГНИТНОЙ СИСТЕМЫ С ОБМЕННОЙ АНТИФЕРРОМАГНИТНОЙ СВЯЗЬЮ Физика

Текст научной статьи на тему «РАВНОВЕСНЫЕ СОСТОЯНИЯ И ПЕТЛИ ГИСТЕРЕЗИСА ДВУХСЛОЙНОЙ МАГНИТНОЙ СИСТЕМЫ С ОБМЕННОЙ АНТИФЕРРОМАГНИТНОЙ СВЯЗЬЮ»

ФИЗИКА МЕТАЛЛОВ И МЕТАЛЛОВЕДЕНИЕ, 2004, том 97, № 2, с. 24-31

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ^^^^^^^^^^ И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА

УДК 539.216:537:622.5

РАВНОВЕСНЫЕ СОСТОЯНИЯ И ПЕТЛН ГИСТЕРЕЗИСА ДВУХСЛОЙНОЙ МАГНИТНОЙ СИСТЕМЫ С ОБМЕННОЙ АНТИФЕРРОМАГНИТНОЙ СВЯЗЬЮ

© 2004 г. А. М. Шутый, Д. И. Семенцов

Ульяновский государственный университет. 432700 Ульяновск, ул. Л. Толстого, 42

Поступила в редакцию 21.04.2003 г.

В системе двух магнитных пленок с кубической кристаллографической и одноосной наведенной анизотропией, связанных межслойным обменным взаимодействием антиферромагнитного типа, найдены равновесные ориентационные состояния магнитных моментов, отвечающих различным величинам и направлениям подмагничивающего поля. Установлены интервалы значений поля, где реализуются неколлинеарные состояния и состояния бистабильности, приводящие к ориентацион-ным 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 перемагничивания системы, имеющие перемычку или область схлопывания, а также бистабильные петли.

ВВЕДЕНИЕ

Исследованию особенностей статических и динамических свойств тонкопленочных магнитосвя-занных структур большое внимание уделяется уже на протяжении многих лет [1-6]. Среди подобных структур можно выделить структуры со слабой межслойной связью, обусловленной диполь-ди-польным магнитостатическим взаимодействием [1, 6], и с сильной связью, обусловленной косвенным обменным взаимодействием [2-5]. К последним, в частности, относятся активно исследуемые в последнее время мультислойные наноструктуры типа магнитный металл - немагнитная металлическая прослойка. Уникальные физические свойства этих структур определяются прежде всего характером связи магнитных моментов соседних слоев, приводящей в случае обычного билинейного обменного взаимодействия в отсутствие подмагничивающего поля как к ферромагнитному, так и к антиферромагнитному упорядочению, а в случае биквадратичной обменной связи - к неколлинеар-ному расположению магнитных моментов соседних слоев [7, 8]. Выявление и анализ особенностей возбуждения динамических режимов, чувствительных к малым изменениям параметров системы и перемагничивающих полей, требует, в первую очередь, установления характера равновесных состояний системы. В настоящей работе для системы из двух ферромагнитных слоев, разделенных немагнитной прослойкой, обеспечивающей антиферромагнитную обменную связь, исследуются ориентационные равновесные состояния связанных магнитных моментов и характер их квазистатического перемагничивания во внешнем магнитном поле заданного направления. Именно

указанный тип связи представляет наибольший интерес в плане реализации различных равновесных состояний, ориентационных фазовых переходов и разнообразных динамических режимов.

СВОБОДНАЯ ЭНЕРГИЯ СИСТЕМЫ

Будем считать, что исследуемая система состоит из разделенных немагнитной прослойкой двух обменно-связанных слоев магнитного металла толщиной d, обладающих намагниченностью M,, кубической кристаллографической и одноосной наведенной анизотропией типа "легкая ось". Кристаллографические оси [100] и [010] лежат в плоскости слоев, ось легкого намагничивания наведенной анизотропии ориентирована перпендикулярно слоям. В этом случае свободная энергия системы в расчете на единицу площади дается выражением:

K i i 2 4 2

E = ^ d¡[-HM¡ + — (sin 2уi + cos у,sin 2ф,-) +

«■ = i.2 (1) 2 2 M, M2 + (Kui - 2пM2)cosy, ] + Jт-тЦ-Д

■ ui Yl M, M 2

где J — константа билинейной связи, обусловленной косвенным обменным взаимодействием магнитных моментов слоев, зависящая в общем случае от толщины, материала и структурных характеристик прослойки; K1i - первая константа кристаллографической анизотропии; Ku, — константа ростовой анизотропии; H — статическое подмагничивающее поле; ф, — отсчитываемый от оси [100] азимутальный угол, определяющий ори-

ентацию магнитного момента соответствующих пленок; ^ - угол выхода вектора М; из плоскости пленки. Далее магнитные слои будем считать идентичными, т.е. примем: М1 = М, й = й, Ки1 = Ки, Кц = Кх. Константу связи ] считаем положительной, что должно обеспечивать антиферромагнитную связь магнитных моментов в слоях, т.е. противоположность их направлений в отсутствие подмагничивающего поля.

ПЛОСКОСТНОЕ ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЕ

Вначале исследуем особенности перемагничи-вания структуры при подмагничивающем поле H, лежащем в плоскости пленок. В этом случае с учетом больших размагничивающих полей (4пМ > > 2KJM, JM) для реализуемых на практике систем намагниченности лежат в плоскости слоев, поэтому равновесные углы ^ = 0. Для определения равновесных азимутальных углов y¡(H) используем условия равновесия дБ/Эф, = 0 и Э2£/Эф2 > 0, приводящие с учетом (1) к системе уравнений: 2HMsin(ф ¡ - фH) + K1 sin4ф ¡ -

(2)

-2 J sin (ф ¡ - фз_ i) = 0;

HM cos (ф ; - фн) + 2 K1 cos4ф1■ -

- Jcos(ф; - ф3-;) > 0; i = 1, 2,

где фн - азимутальный угол, отсчитываемый от оси [100] и определяющий плоскостное направление поля H; J = J/d. В отсутствие внешнего поля магнитный момент одного из слоев ориентирован вдоль кристаллографического направления [100], а магнитный момент другого слоя - противоположно.

Для численного анализа равновесных положений векторов намагниченности слоев будем использовать параметры, близкие к параметрам реальных систем, в частности (Fe/Cr): константы анизотропии K1 = 4.6 х 105 эрг/см3, Ku = 2.06 х 106 эрг/см3, намагниченность M = 1620 Гс, толщина пленок железа d = 21.2 х 108 см [4]. На рис. 1 приведены зависимости равновесных азимутальных углов фх (сплошные кривые) и ф2 (пунктирные кривые) магнитных моментов каждой из пленок от величины подмагничивающего поля H, полученные на основе (2) для значений угла фн = 0 (а) и фн = п/4 (б) и константы связи J = 0.2 эрг/см2 (а, кривые 1); б), J = = 0.4 эрг/см2 (а, кривые 2).

В случае, когда подмагничивающее поле H параллельно кристаллографической оси [100] (рис. 1а), при исходной ориентации магнитных моментов ф10 = п, ф20 = 0 по достижении полем значения Hc происходит ориентационный фазовый переход либо в пленке, намагниченной противоположно полю, либо в обеих пленках. В первом, коллинеар-

H, кЭ

Рис. 1. Полевые зависимости равновесных азимутальных углов фх (сплошные линии) и (пунктирные линии) при плоскостном 180-, 90-градусном (а) и 45-градусном (б) перемагничивании; J = 0.2 эрг/см2 (а, кривые 1; б), J = 0.4 эрг/см2 (а, кривые 2).

ном случае, имеющем место при малых значениях константы связи J < Jcr (кривые 1), направление намагниченности первой пленки меняется на противоположное и вектор Мх становится параллельным вектору М2. Во втором, неколлинеар-ном случае, реализующемся при J > Jcr (кривые 2), в результате взаимодействия магнитных моментов (углового расталкивания) перемагничивание первой пленки оказывается отличным от 180-градусного и вызывает изменение направления намагниченности второй пленки, причем ф2(Нс) = = -фх(Нс) Ф 0. С дальнейшим увеличением поля угол между намагниченностями пленок уменьшается и при Н = На, когда этот угол достигает минимальной величины фх - ф2 = 2фа(7), уменьшающейся

с ростом константы связи, происходит второй фазовый переход, приводящий к состоянию с сонаправ-ленной ориентацией магнитных моментов.

При уменьшении величины подмагничиваю-щего поля от значений, при которых исходным является состояние с сонаправленной ориентацией магнитных моментов пленок (Н > На), это состояние сохраняется вплоть до значений поля Нь < На. При Н = Нь происходит обратный ориен-тационный фазовый переход, сопровождающийся скачкообразным исчезновением параллельности векторов М1 и М2 и достижением ими углов фх(Нь) = -фг(Нь). Дальнейшее уменьшение подмаг-ничивающего поля приводит к плавному увеличению угла между намагниченностями и при Н = 0 этот угол вновь становится равным п. Однако в отдельности каждый из магнитных моментов не возвращается в исходное состояние. Таким образом, включение подмагничивающего поля величиной Н > Нс и последующее его выключение приводят к повороту магнитных моментов на угол п/2, т.е. начальная конфигурация с углами ф10 = п, ф20 = 0 переходит в конфигурацию с углами ф10 = п/2, ф20 = -п/2. Указанная ориентация магнитных моментов в энергетическом плане эквивалентна исходной, ввиду типа анизотропии магнитных слоев и выбранного расположения кристаллографических осей.

Точные выражения для критических значений полей могут быть получены из системы уравнений (2) и имеют вид

На ( 7 + ^ ) ' НЬ = М1 - К >'

(3)

Нс = -V К! (1 + К!).

Значение константы связи, выше которого фазовый переход из состояния с углами ф1 = п и ф2 = 0 приводит к неколлинеарной ориентации магнитных моментов, находится из равенства На = Нс и определяется выражением

376-2

7сг 4

- К1 й.

(4)

Минимальный угол между магнитными моментами при неколлинеарной их конфигурации можно получить из системы (2) с учетом (3):

фа = агссо8

1 + К1

I 6 К! '

(5)

направленная ориентация. Восстановление не-коллинеарной конфигурации при уменьшении подмагничивающего поля происходит в результате обратного фазового перехода, когда поле достигает значения Нь. Таким образом, имеет место ориентационная петля гистерезиса, которая, как видно из рисунка, сужается при увеличении константы взаимодействия. При равенстве На = Нь, соответствующем для рассматриваемой структуры значению константы связи 1=1аь ~ 0.48 эрг/см2, петля гистерезиса исчезает вместе с обращением в ноль угла фа.

Ветви равновесных ориентаций магнитных моментов М12 при увеличении или уменьшении поля от значения Н = Нс 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 ф1 = п, ф2 = 0 и его наличием для неколлинеарных ориентаций магнитных моментов вплоть до нулевого значения поля, где устанавливаются углы фю = ±п/2. В результате, перейдя из противоположно ориентированной конфигу

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