Hystérésis magnétique dans les nanostructures avec couplage RKKY à contrôle thermique

Contexte

Les découvertes importantes du couplage à échange indirect (IEC) [1] de type Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) et de l'effet de magnétorésistance géante [2] ont généré de nombreux nouveaux résultats de physique fondamentale ainsi que de nombreuses applications [3]. L'IEC découverte oscille en amplitude et en signe par rapport à la séparation des couches ferromagnétiques individuelles dans un empilement métallique, produisant des états de base magnétiques parallèles (P) ou antiparallèles (AP). Cette interaction de type RKKY est quasiment indépendante de la température [4, 5] et largement insensible à tout autre contrôle externe post-fabrication, ce qui limite l'utilisation de l'effet. Des tentatives récentes pour améliorer l'effet de la température sur RKKY et l'utiliser pour contrôler l'IEC dans les multicouches Tb/Y/Gd [6] et Co/Pt [7] rapportent un RKKY relativement faible sans parallèle direct à antiparallèle (P-à- AP) à commutation thermique, avec de larges transitions thermiques (~ 100 K).

Nous avons récemment démontré [8, 9] un nouveau mécanisme de contrôle thermique ex-situ du couplage RKKY intercouche dans les multicouches magnétiques. L'idée est basée sur l'utilisation d'un alliage ferromagnétique dilué avec une température de Curie relativement basse (T _C ^* ) au lieu de l'espaceur non magnétique entre les couches fortement ferromagnétiques (FM). Dans la conception initiale, l'espaceur Cr dans une tricouche classique RKKY Fe/Cr/Fe est remplacé par l'alliage dilué Fe_x Cr_{100 − x} (Fig. 1a, b). Lorsque l'entretoise est paramagnétique (PM) à T> T _C ^* (Fig. 1a), les tricouches présentent un alignement antiparallèle des moments Fe dû à l'antiferromagnétique (AFM) indirect couplage d'échange (RKKY). L'alignement parallèle est imposé par le direct couplage d'échange lorsque l'entretoise est FM (T < T _C ^* ) (Fig. 1b). Lorsque la température varie, ces tricouches présentent une commutation de magnétisation parallèle à antiparallèle, avec une transition assez large de ~ 100 K en raison de l'effet de proximité magnétique [10]. Contrairement aux tricouches avec l'uniforme espaceur, tricouches avec non-uniforme, composite les espaceurs démontrent une performance considérablement améliorée avec les largeurs de transition thermo-magnétique jusqu'à ~ 10 K. De plus, en adaptant les propriétés de l'espaceur, un état fondamental antiparallèle (Fig. 1c) ou parallèle (Fig. 1e) peut être obtenu à T < T _C ^* . Sur chauffage au dessus de T _C ^* , les moments Fe inversent leur orientation mutuelle soit en parallèle pour Fe/sp1/Fe (Fig. 1d) soit en antiparallèle pour Fe/sp2/Fe (Fig. 1f). La transition thermique étroite et la possibilité de choisir le régime magnétique (P/AP) ainsi que l'intervalle de température de fonctionnement sont tous des avantages importants en termes d'implications pratiques.

Illustration de la disposition magnétique des multicouches Fe/uniform-spacer/Fe lorsque l'espaceur est paramagnétique (PM) (a ) ou ferromagnétique (FM) (b ). c , e Les structures avec espaceurs composites modifiés sp1 et sp2 présentent respectivement un état fondamental magnétique antiparallèle et parallèle à basse température (T < T _C ^* ). d , f Variation de température caractéristique correspondante de l'aimantation rémanente des structures avec des espaceurs sp1 et sp2 pour différentes compositions de la couche interne d'alliage dilué des espaceurs. Les épaisseurs de couche sont données entre parenthèses en "nanomètres"

Le couplage intercouche antiferromagnétique dans nos multicouches se manifeste clairement par une magnétisation résiduelle nulle, reflétant l'alignement antiparallèle des moments des couches de Fe. Outre la rémanence nulle, les courbes d'aimantation M (H ) se caractérisent par une approche progressive de la saturation et de l'hystérésis lors de l'inversion du balayage de champ (Fig. 2a). Le modèle de couplage d'échange bilinéaire donne M (H ) comme une ligne approchant la saturation au champ effectif de l'échange indirect, H _J . Un caractère échelonné de la saturation se produit en raison de l'anisotropie magnétique dans le plan des couches ferromagnétiques de la structure, ce qui entraîne une étape pour l'anisotropie de l'axe facile [11] et deux étapes séquentielles pour l'anisotropie quadruple [12]. Cependant, nos études de magnétométrie et de magnétorésonance dépendant de l'angle des multicouches ne révèlent aucune anisotropie magnétique macroscopique dans le plan. Ce dernier fait justifie une analyse plus complète des résultats expérimentaux, accompagnée de simulations sur modèle. Dans ce qui suit, une telle approche globale est utilisée pour comparer les mécanismes de la commutation de magnétisation pour les deux conceptions multicouches clés, avec des couches uniformes (Fig. 1a, b) par rapport aux couches d'espacement composites (Fig. 1c, e).

un Courbe de magnétisation dans le plan typique, M (H ), mesuré par MOKE pour des multicouches Fe/sp2/Fe avec couplage intercouche antiferromagnétique. Les flèches incurvées indiquent la direction du balayage du champ ; les flèches horizontales indiquent l'alignement mutuel des moments magnétiques de Fe. b MOKE M (H ) pour les bicouches de référence Fe(2)/Cr(10) (Fe du bas) et Cr(10)/Fe(2) (Fe du haut). c Schéma du référentiel de M dans le plan ₁ , M ₂ , et H , par rapport à l'axe facile d'anisotropie magnétique double d'un nano-cristallite

Nous soulignons l'importance de comprendre les mécanismes impliqués dans l'échange intercouche dans un système donné. Les travaux pionniers sur RKKY dans les multicouches [13] et ses extensions à, par exemple, l'échange bi-quadratique [14, 15] ont déclenché un développement majeur en physique et en technologie connu sous le nom de spintronique. Le RKKY dans sa forme originale, cependant, n'est pas utilisé aujourd'hui en raison de l'absence d'un mécanisme de commutation approprié, mais joue souvent un rôle d'assistance dans les dispositifs pour, par exemple, les couches de référence de fermeture de flux. Dans ce travail, nous étudions un tel mécanisme de commutation RKKY primaire et, plus spécifiquement, analysons l'interaction entre les interactions conduisant à la commutation thermique marche/arrêt de RKYY, qui à son tour contrôle l'efficacité de la commutation P/AP de la magnétisation de la nanostructure. Sur la base de cette analyse, nous sommes en mesure de tirer des conclusions et des recommandations pour optimiser les performances de commutation des nanodispositifs Curie-RKKY.

Méthodes

Dans ce travail, nous analysons deux séries d'échantillons :(1) Fe(2)/sp1(x = 30–40 at.%)/Fe(2), où sp1 = N/f/N/f/N, N = Cr(1,5), f = Fe(0,25)/Fe_x Cr_{100 − x} (3)/Fe(0,25) (Fig. 1c), et (2) Fe(2)/sp2(x = 10–20 at.%)/Fe(2), où sp2 = N/f/N, N = Cr(d _Cr ), f = Fe_x Cr_{100 − x} (d ), d _tot = (2d _Cr + d ) = 1,5 nm (Fig. 1e). De plus, un certain nombre de films de référence et de bicouches ont été déposés. Les épaisseurs entre parenthèses sont en « nanomètres ». Les multicouches ont été déposées à température ambiante sur des substrats de Si (100) non dopés prégravés à l'Ar en utilisant un système de pulvérisation cathodique magnétron à courant continu. Couches de Fe_{x dilué} Cr_{100 − x} des alliages binaires de composition variée ont été déposés par co-pulvérisation à partir de cibles Fe et Cr séparées. Des détails supplémentaires sur la fabrication multicouche peuvent être trouvés ailleurs [8, 9].

La caractérisation magnétique dans le plan a été réalisée à l'aide d'un magnétomètre à échantillon vibrant (VSM) équipé d'un four à haute température (Lakeshore Inc.) dans la plage de température de 295 à 400 K, et d'un effet Kerr magnéto-optique (MOKE) magnétomètre équipé d'un cryostat optique (Oxford Instr.) dans la plage de température de 77 à 450 K. De plus, des mesures de résonance ferromagnétique (FMR) ont été effectuées à température ambiante à l'aide d'un spectromètre à bande X Bruker ELEXYS E500 équipé d'un goniomètre automatique pour mesurer la dépendance à l'angle dans le plan des spectres de résonance magnétique.

Résultats et discussion

Phénoménologie du couplage d'échange indirect

Un modèle magnétostatique phénoménologique utilisé pour les simulations de courbes d'aimantation pour la tricouche F1/NM/F2, où F1 et F2 sont des couches ferromagnétiques et NM est un espaceur non magnétique, a les hypothèses suivantes. Tout d'abord, le champ magnétique est appliqué dans le plan des films, ce qui correspond à notre expérience et simplifie les calculs. Deuxièmement, les grains individuels dans les films polycristallins sont caractérisés par une double anisotropie dans le plan avec les axes faciles uniformément répartis sur tous les angles dans le plan (les films ont été déposés par rotation dans le plan). Ces hypothèses sont raisonnables pour le système étudié et ont produit le meilleur ajustement au M mesuré (H ) données à différentes températures, comme indiqué ci-dessous.

La densité d'énergie libre pour notre système F1/NM/F2 peut alors être écrite comme

où U _H , U _un et U _J sont respectivement l'énergie de Zeeman des couches FM dans le champ H = (H , φ _H ), l'énergie d'anisotropie uniaxiale, et l'énergie de couplage intercouche de type bilinéaire [16, 17]. Les moments magnétiques des couches FM, M ₁ = (M , φ ₁ ) et M ₂ = (M , φ ₂ ), sont du même ordre de grandeur, comme illustré à la Fig. 2c. H _a1,2 et H _J sont les champs effectifs de l'anisotropie uniaxiale (double) et du couplage intercouche bilinéaire, respectivement. Conversion en variables angulaires φ _m = (φ ₁ + φ ₂ )/2 et φ _d = (φ ₁ − φ ₂ ) simplifie l'expression de l'énergie magnétique libre du système en

Dans les simulations suivantes, les courbes d'aimantation, M (H ), sont obtenus en trouvant les paramètres φ _m et φ _d , qui correspondent au minimum de U en (2) pour un φ donné _H , H _1a , H _2a , et H _J , selon

Coercivité de magnétisation

Le M mesuré (H ) pour les structures avec couplage d'échange AFM sont de forme échelonnée, avec une coercivité bien définie pour le balayage de champ inverse (Fig. 3a). Le modèle phénoménologique ci-dessus est utilisé pour analyser à la fois les propriétés magnétiques des couches ferromagnétiques Fe(2 nm) et la transition magnétique induite thermiquement dans les espaceurs composites, qui interviennent dans le couplage intercouche.

un Mesuré M (H ) courbes pour un échantillon de série, Fe/sp1(x = 15%)/Fe, pour différentes températures. b M simulé correspondant (H ) courbes pour le modèle tricouche F1/NM/F2 pour différentes forces de champ effectif H _J du couplage d'échange indirect. (H _un ^av = (H _a1 + H _a2 )/2, où H _a1 et H _a2 sont des champs d'anisotropie des couches F1 et F2. c M (H ) courbes simulées pour des angles sélectionnés φ _H , pour H _J /H _un ^av = 2. d Transformation des minima locaux d'énergie libre (2) en fonction du champ appliqué H , pour le cas H _J /H _un ^av = 2 et φ _H = 15°. Les lignes bleues tracent le chemin reliant les minima énergétiques pour différents φ _m (φ _d ). La surface avant de la surface d'énergie est transparente pour une clarté visuelle de l'illustration

Les multicouches épitaxiales (100) à base de Fe cultivées sur des substrats monocristallins sont généralement caractérisées par une anisotropie magnétique quadruple dans le plan [12], tandis que des substrats d'une autre texture [par exemple, (211)] peuvent entraîner une anisotropie double [11]. La principale différence dans M (H ) entre les deux cas est en présence de deux marches caractéristiques dans M contre H lorsque l'anisotropie est quadruple et un seul M -vs-H étape quand elle est double. Nos études VSM et FMR des films de référence Fe(2 nm) et des tricouches Fe/Cr/Fe (données non présentées) n'ont révélé aucune dépendance angulaire significative dans le plan dans les boucles d'hystérésis ou les spectres de résonance, ce qui nous a amenés à conclure qu'essentiellement aucune anisotropie magnétique macroscopique dans le plan n'est présente. D'autre part, l'analyse numérique décrite ci-dessus conclut que le M mesuré en une seule étape (H ) les boucles pour les tricouches Fe/Cr/Fe couplées RKKY doivent être dues à une double anisotropie magnétique à l'échelle des cristallites individuels formant les films polycristallins. La distribution angulaire uniforme des axes faciles d'anisotropie locale dans le plan du film peut résulter du dépôt sur des substrats en rotation dans le cas de nos échantillons. Un tel schéma d'anisotropie magnétique peut alors être expliqué en termes de nature polycristalline des multicouches pulvérisées et de variations de déformation dans le plan entre les grains nanocristallins [18].

M (H ) courbes pour le système modèle F1/NM/F2, simulées pour différentes forces du couplage d'échange intercouche AFM (champ effectif H _J ) et illustré à la Fig. 3b, présentent toutes les caractéristiques clés trouvées dans les courbes expérimentales (Fig. 3a). M (H ) pour Fe/sp1(x = 35 at.%)/Fe subit un changement significatif avec l'augmentation de la température. Les changements sont dus à l'affaiblissement du couplage intercouche, qui peut être directement comparé au M simulé (H ) illustré à la figure 3b. Tous les changements observés dans le M expérimental (H ) les données, y compris l'amélioration de la coercivité lorsque le couplage intercouche est affaibli, sont en très bonne corrélation avec le comportement simulé, ce qui valide le modèle. Il faut noter que les calculs du modèle sont effectués sans prendre en compte directement l'effet de la température (uniquement via H effectivement réduit _J ), ce qui devrait réduire la coercivité magnétique des couches individuelles. C'est probablement la cause d'une coercivité un peu plus faible sur l'expérience.

Le M simulé (H ) les courbes illustrées à la Fig. 3b sont obtenues en faisant la moyenne des M (H ) calculé pour différents angles φ _H entre le champ externe H et l'axe facile de l'anisotropie magnétique uniaxiale. La figure 3c montre les courbes à des angles sélectionnés φ _H pour le cas H _J /H _un ^av = 2. Ici, H _un ^av = (H _a1 + H _a2 )/2, où H _a1 et H _a2 sont les champs effectifs de l'anisotropie uniaxiale dans le plan agissant dans les couches F1 et F2, respectivement. Rapport H _a1 /H _a2 = 0,7, utilisé dans le calcul, correspond à la valeur obtenue expérimentalement (Fig. 2b). La forme en escalier et la coercitivité sont bien définies pour φ _H < 60°. Comme mentionné ci-dessus, des études supplémentaires VSM et FMR des films de référence Fe(2 nm) et des tricouches Fe/Cr/Fe n'ont révélé aucune dépendance angulaire significative dans le plan dans les boucles d'hystérésis ou les spectres de résonance. Étant donné que VSM et FMR mesurent les propriétés intégrales des échantillons, nous concluons qu'essentiellement aucune anisotropie magnétique macroscopique dans le plan n'est présente. D'autre part, la coercivité observée ne peut être attribuée qu'à une anisotropie magnétique dans le plan. De plus, la forme du M expérimental (H ) est plus proche des courbes calculées obtenues par moyennage plutôt que de n'importe quelle courbe individuelle pour un φ sélectionné _H . Par conséquent, compte tenu de la nature polycristalline de nos multicouches pulvérisées, on peut conclure que les couches de Fe(2 nm) ont une distribution angulaire uniforme des axes faciles d'anisotropie locale dans le plan du film.

La figure 3d illustre comment l'énergie U (φ _m , φ _d ) de l'éq. 2 changements en réponse à H . Nous, encore une fois, prenons H _J /H _un ^av = 2 et φ _H = 15°, ce qui correspond à la deuxième courbe du panneau (c). La ligne épaisse continue de la Fig. 3d trace le chemin reliant les minima énergétiques pour différents φ _m (φ _d ). Les minima locaux d'énergie sont bien définis à l'intérieur de ce chemin de valeur minimale. Le minimum à bas champ correspond à l'orientation antiparallèle des moments Fe (φ _m ≈ 90°, φ _d 180°). Avec l'augmentation de H , un deuxième minimum local d'énergie émerge et s'approfondit, tandis que le premier minimum devient moins profond et finit par disparaître. Cet état au minimum unique correspond à l'orientation parallèle des moments Fe (φ _m ≈ φ _H , φ _d 0°). En diminuant ensuite H , le système est initialement dans le deuxième minimum (état magnétique parallèle) jusqu'à ce qu'il disparaisse à H inférieur et le système se retrouve dans le premier minimum d'énergie (état antiparallèle).

Concurrence entre le couplage à échange direct et indirect :dépendance à la température de la coercivité magnétique

Alors que la première série de tricouches Fe/sp1/Fe présente une transition induite thermiquement du couplage intercouche AFM à basse température vers l'état découplé à haute température, la deuxième série montre une transition du FM à basse température à l'AFM à haute température. couplage. Pour la transition thermique FM-AFM dans le second cas, aucun champ magnétique externe n'est requis et la commutation de magnétisation est entièrement réversible, un avantage clé pour les applications.

En utilisant le modèle validé par l'analyse ci-dessus de la première série d'échantillons, nous nous concentrons ensuite sur l'étude de la compétition entre le couplage d'échange intercouche direct et indirect dans Fe/sp2*(x )/Fe, avec entretoises uniformes de type sp2* = Fe_x Cr_{100 − x} (1,5 nm) et des espaceurs composites de type sp2* = Cr(d _Cr )/Fe_x Cr_{100 − x} (d )/Cr(d _Cr ), d + d _Cr = 1,5 nm (sp2* est un dérivé de l'espaceur à épaisseur fixe sp2 = Cr(0,4)/Fe_x Cr_{100 − x} (0,7)/Cr(0,4) de la deuxième série). La figure 4 compare le M expérimental (H ) boucles pour les structures avec sp2 = Cr(0.4)/Fe₁₅ Cr₈₅ (0.7)/Cr(0.4) [panneau (a)] et le M correspondant (H ) courbes simulées avec H _J choisi de manière à obtenir le meilleur ajustement à l'expérience. Il faut d'abord noter la grande similitude entre les boucles calculées et celles mesurées, avec toutes les caractéristiques clés reproduites. Deuxièmement, l'expérience montre une transition induite par la température du couplage intercouche FM [boucle simple basse température sur la figure 4a] au couplage AFM [boucle haute température avec rémanence nulle sur la figure 4a]. La variation de la forme des boucles simulées pour différentes valeurs de champ de couplage effectives H _J (Fig. 4b) confirme en outre la validité de la description phénoménologique choisie. Identique à la section précédente, H _a1 /H _a2 =0,7 a été utilisé dans les simulations. Il convient de noter que, même si ce n'est pas le cas ici, le pas-like M (H ) forme supposée due au couplage intercalaire AFM (par exemple, boucles à 300 K et H _J = 0,5H _un ^av ) peut en principe être causé par des champs coercitifs différents dans F1 et F2 en l'absence de couplage intercouche (H _J = 0). Un fort couplage intercouche FM, cependant, aboutit toujours à un seul M (H ) boucle.

un Magnétisation en fonction du champ mesuré par le MOKE pour l'échantillon de la deuxième série, Fe/sp2(x = 15%)/Fe, pour différentes températures. b M simulé correspondant (H ) courbes pour le modèle tricouche F1/NM/F2, pour différents champs effectif de couplage indirect à échange, H _J

Coercivité des boucles partielles (H _c ^partie ) a une forte dépendance à la température pour tous les échantillons et augmente presque linéairement avec la diminution de la température. La figure 5a montre la dépendance en température du champ coercitif défini comme la différence entre les champs des deux pics sur la dérivée de l'aimantation, dM /dH contre H . La série avec x = 15% contient des échantillons avec différentes épaisseurs des couches composant l'espaceur :d (d _Cr ) = 3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) . Le dernier échantillon [d (d _Cr ) = 15 (0) Å] est la tricouche avec un espaceur uniforme Fe₁₅ Cr₈₅ (1,5 nm). Les échantillons avec d ≤ 7 Å (d _Cr ≥ 4 Å) montrent une augmentation monotone de H _c ^partie avec une température décroissante. La coercivité des échantillons avec un d plus petit _Cr (< 4 Å) commence à s'écarter de cette pente juste en dessous de la température de transition. La partie haute température de H _c ^partie (T ), cependant, est sur la tendance linéaire générale [représentée par une ligne rouge épaisse sur la figure 5a]. Cette pente linéaire du champ coercitif en fonction de la température est principalement associée au changement de la coercivité intrinsèque des couches externes de Fe(2 nm).

un Dépendance en température de la coercivité des boucles partielles (H _c ^partie ) pour les structures Fe/sp2(x = 15%)/Fe avec différentes épaisseurs de Fe_x Cr_{100 − x} et couches Cr (d et d _Cr , respectivement) dans l'entretoise sp2. La ligne épaisse rouge est une approximation linéaire de la partie à haute température de H _c ^partie (T ). b Dépendance à la température de la coercivité normalisée par rapport au fond linéaire. c Coercivité contre H _J obtenu à partir de M simulé (H ) courbes pour deux cas :(1) H _a1 /H _a2 = 0.7 et (2) H _a1 = H _a2

Dans nos travaux précédents [9] les structures avec l'épaisseur d'espacement de d ≤ 7 Å (d _Cr ≥ 4 Å) a montré la commutation thermomagnétique la plus nette. Nous avons alors suggéré que la raison d'un tel rétrécissement de la transition magnétique était la coupure du canal d'échange direct entre les couches externes de Fe. D'autre part, la dépendance de H _c ^partie* contre T (Fig. 5b), obtenu en normalisant H _c ^partie (T ) au fond de coercivité intrinsèque en pente, montre un négatif notable déviation uniquement pour les structures avec espaceurs Cr minces (d _Cr < 4 Å) et pratiquement aucun écart pour d _Cr ≥ 4 Å. La dépendance pour x = 20 %, d _Cr = 4 Å est affiché à titre de comparaison car la transition pour x = 15%, d _Cr = 4 Å (T _C ^* ≈ 140 K) est proche de la température de mesure la plus basse. L'absence d'écart négatif sur H _c ^partie* contre T pour les structures avec d _Cr ≥ 4 Å peut servir de confirmation supplémentaire que le couplage direct entre les couches est complètement supprimé.

Séparer et analyser la partie de la dépendance H _c ^partie (T ), qui est entraînée par des changements dans la force et le signe du couplage intercouche (H _J ), la coercivité du M simulé (H ) est tracé en fonction de H _J dans la figure 5c. Ainsi, obtenu H _c ^sim contre T dépend du rapport entre les champs d'anisotropie effectifs des couches F1 et F2, H _a1 /H _a2 . Plus l'écart de H est grand _a1 /H _a2 à partir de l'unité, plus le minimum est profond et plus son champ de décalage par rapport à zéro est grand du côté FM du diagramme (H _J < 0). Lorsque les champs d'anisotropie sont égaux (H _a1 /H _a2 = 1), le minimum n'est pas présent. Ce comportement est similaire à la différence entre H _c ^partie* (T ) pour les structures avec espaceurs uniformes et composites à grand d _Cr (≥ 4 nm) [courbes bleues et noires sur la figure 5b, respectivement]. Ceci indique que ces deux types d'espaceurs transmettent différemment le couplage intercouche entre les deux couches externes de Fe. Dans l'entretoise uniforme, l'échange FM direct est en concurrence avec l'échange AFM indirect, à une certaine température le compensant de telle sorte que H _J =0. Ce cas est bien décrit par notre modèle, où les couches F1 et F2 ont des champs d'anisotropie différents [courbe bleue sur la Fig. 5c]. En revanche, les couches de Fe dans la structure avec l'espaceur composite sont couplées FM à basse température séquentiellement par Fe/Cr/FeCr et FeCr/Cr/Fe, la couche interne FeCr des espaceurs étant à l'état FM. Étant donné que cette couche de FeCr agit comme une liaison d'échange d'addition, l'espaceur transmet l'échange de manière à égaliser efficacement la coercivité des couches externes de Fe [courbe noire sur la figure 5c]. Lorsque la couche de FeCr est dans son état paramagnétique, le système se comporte de manière similaire à celui avec l'espaceur uniforme [partie à haute température du H _c ^partie* contre T dépendance dans la Fig. 5b et le côté AFM de H _c ^sim contre T (H _J > 0) sur la figure 5c].

Conclusions

En résumé, nous avons décrit et comparé deux mécanismes de commutation d'aimantation induite par la température dans des multicouches avec différents types d'espaceurs de médiation d'échange intercouche. Les mécanismes de commutation reflètent la concurrence soit du couplage à échange direct et indirect à travers une entretoise uniforme, soit du couplage à échange tout-indirect des types ferromagnétiques et antiferromagnétiques à travers une entretoise composite. L'élément clé de la conception de l'espaceur est la couche d'alliage dilué faiblement magnétique, dont la transition de Curie se transforme en une commutation de magnétisation P-AP dans la structure. Nos données mesurées, soutenues par des simulations théoriques détaillées de l'hystérésis magnétique dans la multicouche, sont expliquées comme étant dues à des nanograins d'anisotropie magnétique uniaxiale avec ses axes faciles uniformément répartis dans le plan des couches ferromagnétiques externes. La dépendance à la température de la coercivité magnétique dans la région de transition magnétique a une forme différente pour différentes conceptions d'espaceur. Le comportement spécifique de la structure avec l'entretoise composite s'avère être le résultat de la suppression du canal d'échange intercouche direct, de sorte que le mécanisme de commutation P-AP pertinent est une compétition d'échange ferromagnétique indirect et antiferromagnétique indirect (tous deux de type RKKY).

Nous avons ainsi montré que la rupture du canal d'échange intercouche direct au sein de l'espaceur est corrélée à la transition thermo-magnétique plus nette. Nous avons en outre montré que la compétition thermique de l'échange intercouche purement indirect, ferromagnétique RKKY contre antiferromagnétique RKKY, où l'effet de proximité dans l'espaceur est hors d'action, conduit à des performances de commutation encore meilleures. Ces résultats devraient être importants pour les applications des nanostructures Curie-RKKY dans les dispositifs thermoélectroniques de spin [19, 20].

Abréviations

AFM :

Antiferromagnétique

AP :

Antiparallèle

FM :

Ferromagnétique

FMR :

Résonance ferromagnétique

CEI :

Couplage d'échange indirect

MOKE :

Effet Kerr magnéto-optique

NM :

Non magnétique

P :

Parallèle

MP :

Paramagnétique

RKKY :

Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida

VSM :

Magnétomètre à échantillon vibrant