Histerese magnética em nanoestruturas com acoplamento RKKY termicamente controlado

Resumo

Mecanismos do controle térmico ex situ recentemente demonstrado do acoplamento de troca indireta em multicamadas magnéticas são discutidos para diferentes projetos da camada espaçadora. As mudanças induzidas pela temperatura na histerese da magnetização estão associadas a diferentes tipos de interações de troca intercamadas concorrentes. A análise teórica indica que a forma de etapa medida e histerese dos loops de magnetização é devido à anisotropia magnética no plano local de nano-cristalitos dentro dos filmes fortemente ferromagnéticos. A comparação do experimento e da teoria é usada para contrastar os mecanismos de comutação de magnetização com base na competição de (i) interações de troca intercamadas indiretas (RKKY) e diretas (não RKKY), bem como (ii) ferromagnético indireto e antiferromagnético indireto ( ambos do tipo RKKY) troca intercamada. Esses resultados, detalhando o rico espaço de fase magnética do sistema, devem ajudar a viabilizar o uso prático do RKKY para comutação térmica da magnetização em multicamadas magnéticas.

Histórico

As importantes descobertas do acoplamento de troca indireta (IEC) [1] do tipo Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) e do efeito da magnetorresistência gigante [2] geraram uma grande quantidade de novos resultados de física básica, bem como inúmeras aplicações [3]. O IEC descoberto oscila em magnitude e sinal versus a separação das camadas ferromagnéticas individuais em uma pilha metálica, produzindo estados de aterramento magnético paralelo (P) ou antiparalelo (AP). Esta interação do tipo RKKY é quase independente da temperatura [4, 5] e amplamente insensível a qualquer outro controle externo pós-fabricação, o que limita o uso do efeito. Tentativas recentes de aumentar o efeito da temperatura no RKKY e usá-lo para controlar o IEC em multicamadas Tb / Y / Gd [6] e Co / Pt [7] relatam RKKY relativamente fraco sem paralelo direto ao antiparalelo (P-to- AP) comutação térmica, com amplas transições térmicas (~ 100 K).

Recentemente, demonstramos [8, 9] um novo mecanismo de controle térmico ex-situ do acoplamento intercamada RKKY em multicamadas magnéticas. A ideia é baseada no uso de uma liga ferromagnética diluída com temperatura Curie relativamente baixa ( T _C ^* ) em vez do espaçador não magnético entre camadas fortemente ferromagnéticas (FM). No projeto inicial, o espaçador de Cr em uma tricamada clássica RKKY Fe / Cr / Fe é substituído pela liga diluída Fe _x Cr _{100 - x} (Fig. 1a, b). Quando o espaçador é paramagnético (PM) em T > T _C ^* (Fig. 1a), as tricamadas exibem um alinhamento antiparalelo dos momentos Fe devido ao antiferromagnético (AFM) indireto acoplamento de troca (RKKY). O alinhamento paralelo é imposto pelo direto troque o acoplamento quando o espaçador for FM ( T < T _C ^* ) (Fig. 1b). Como a temperatura varia, essas tricamadas demonstram uma comutação de magnetização paralela para antiparalela, com uma transição bastante ampla de ~ 100 K devido ao efeito de proximidade magnética [10]. Em contraste com as camadas triplas com o uniforme espaçador, tricamadas com não uniforme, composto espaçadores demonstram um desempenho significativamente aprimorado com as larguras de transição termomagnética de até ~ 10 K. Além disso, adaptando as propriedades do espaçador, um estado fundamental antiparalelo (Fig. 1c) ou paralelo (Fig. 1e) pode ser obtido em T < T _C ^* . Em aquecimento acima de T _C ^* , os momentos Fe invertem sua orientação mútua em paralelo para Fe / sp1 / Fe (Fig. 1d) ou em antiparalelo para Fe / sp2 / Fe (Fig. 1f). A estreita transição térmica e a capacidade de escolher o regime magnético (P / AP), bem como o intervalo de temperatura de operação, são vantagens importantes em termos de implicações práticas.

Ilustração do layout magnético de Fe / uniform-spacer / Fe multicamadas quando o espaçador é paramagnético (PM) ( a ) ou ferromagnético (FM) ( b ) c , e Estruturas com espaçadores compostos modificados sp1 e sp2 exibem, respectivamente, estado de terra magnético paralelo e antiparalelo em baixa temperatura ( T < T _C ^* ) d , f Variação de temperatura característica correspondente de magnetização remanescente de estruturas com espaçadores sp1 e sp2 para diferentes composições de camada de liga diluída interna dos espaçadores. As espessuras da camada são dadas entre parênteses em "nanômetros"

O acoplamento intercamada antiferromagnético em nossas multicamadas é claramente manifestado como magnetização remanescente zero, refletindo o alinhamento antiparalelo dos momentos das camadas de Fe. Além da remanência zero, as curvas de magnetização M ( H ) são caracterizados por uma abordagem em etapas para saturação e histerese na reversão da varredura de campo (Fig. 2a). O modelo de acoplamento de troca bi-linear dá M ( H ) como uma linha que se aproxima da saturação no campo efetivo da troca indireta, H _J . Um caráter de etapa da saturação ocorre devido à anisotropia magnética no plano das camadas ferromagnéticas da estrutura, resultando em uma etapa para a anisotropia de eixo fácil [11] e duas etapas sequenciais para a anisotropia quádrupla [12]. No entanto, nossos estudos de magnetometria e magnetorresonância dependentes de ângulo das multicamadas não revelam anisotropia magnética macroscópica no plano. Este último fato garante uma análise mais abrangente dos resultados experimentais, acompanhada por simulações de modelos. A seguir, essa abordagem abrangente é usada para contrastar os mecanismos de comutação de magnetização para os dois projetos de multicamadas principais - uniformes (Fig. 1a, b) em comparação com as camadas espaçadoras compostas (Fig. 1c, e).

a Curva de magnetização típica no plano, M ( H ), medido por MOKE para multicamadas Fe / sp2 / Fe com acoplamento intercamada antiferromagnético. Setas curvas mostram a direção da varredura de campo; setas horizontais denotam alinhamento mútuo de momentos magnéticos de Fe. b MOKE M ( H ) loops para bicamadas Fe (2) / Cr (10) (Fe inferior) e Cr (10) / Fe (2) (Fe superior) de referência. c Esquema do quadro de referência do plano M ₁ , M ₂ , e H , com respeito ao eixo fácil de anisotropia magnética dupla de um nano-cristalito

Ressaltamos a importância de se compreender os mecanismos envolvidos na troca interlayer em um determinado sistema. O trabalho pioneiro em RKKY em multicamadas [13] e suas extensões para, por exemplo, troca bi-quadrática [14, 15] desencadeou um grande desenvolvimento em física e tecnologia conhecido como spintrônica. O RKKY na forma original, no entanto, não é usado hoje devido à falta de um mecanismo de comutação adequado, mas muitas vezes desempenha um papel auxiliar em dispositivos para, por exemplo, camadas de referência de fluxo-fechamento. Neste trabalho, estudamos um mecanismo de comutação RKKY primário e, mais especificamente, analisamos a interação entre as interações que levam à ativação / desativação térmica de RKYY, que por sua vez controla a eficiência da comutação P / AP da magnetização de a nanoestrutura. Com base nesta análise, podemos tirar conclusões e recomendações para otimizar o desempenho de comutação dos nanodispositivos Curie-RKKY.

Métodos

Neste trabalho, analisamos duas séries de amostras:(1) Fe (2) / sp1 ( x =30–40 at.%) / Fe (2), onde 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), e (2) Fe (2) / sp2 ( x =10–20 at.%) / Fe (2), onde sp2 =N / f / N, N =Cr ( d _Cr ), f =Fe _x Cr _{100 - x} ( d ), d _tot =(2 d _Cr + d ) =1,5 nm (Fig. 1e). Além disso, uma série de filmes de referência e camadas duplas foram depositados. As espessuras entre parênteses estão em “nanômetros”. As multicamadas foram depositadas à temperatura ambiente sobre substratos de Si (100) não dopados pré-gravados com Ar usando um sistema de pulverização catódica de magnetron CC. Camadas de Fe diluído _x Cr _{100 - x} ligas binárias de composição variada foram depositadas usando co-sputtering de alvos separados de Fe e Cr. Detalhes adicionais sobre a fabricação de multicamadas podem ser encontrados em outro lugar [8, 9].

A caracterização magnética no plano foi realizada usando um magnetômetro de amostra vibratória (VSM) equipado com um forno de alta temperatura (Lakeshore Inc.) na faixa de temperatura de 295-400 K, e um efeito Kerr magneto-óptico (MOKE) magnetômetro equipado com um criostato óptico (Oxford Instr.) na faixa de temperatura de 77–450 K. Além disso, as medições de ressonância ferromagnética (FMR) foram realizadas em temperatura ambiente usando um espectrômetro Bruker ELEXYS E500 de banda X equipado com um goniômetro automático para medir a dependência do ângulo no plano dos espectros de ressonância magnética.

Resultados e discussão

Fenomenologia do acoplamento de troca indireta

Um modelo magnetostático fenomenológico usado para simulações de curvas de magnetização para a tricamada F1 / NM / F2, onde F1 e F2 são camadas ferromagnéticas e NM é espaçador não magnético, tem as seguintes suposições. Primeiro, o campo magnético é aplicado no plano dos filmes, o que corresponde ao nosso experimento e simplifica os cálculos. Em segundo lugar, os grãos individuais nos filmes policristalinos são caracterizados por anisotropia dupla no plano com os eixos fáceis uniformemente distribuídos em todos os ângulos no plano (os filmes foram depositados sob rotação no plano). Essas suposições são razoáveis para o sistema estudado e produziram o melhor ajuste para o M medido ( H ) dados em várias temperaturas, conforme discutido abaixo.

A densidade de energia livre para nosso sistema F1 / NM / F2 pode então ser escrita como
$$ {\ displaystyle \ begin {array} {c} U ={U} _ {\ mathbf {H}} + {U} _ {\ mathrm {a}} + {U} _J =\\ {} =- MH \ left [\ cos \ left ({\ varphi} _1 - {\ varphi} _ {\ mathbf {H}} \ right) + \ cos \ left ({\ varphi} _2 - {\ varphi} _ {\ mathbf {H}} \ right) \ right] - \ left (1 / 2M {H} _ {\ mathrm {a} 1} {\ cos} ^ 2 {\ varphi} _1 + 1 / 2M {H} _ {\ mathrm {a} 2} {\ cos} ^ 2 {\ varphi} _2 \ right) + \\ {} + 1 / 2M {H} _J \ cos \ left ({\ varphi} _1 - {\ varphi} _2 \ direita), \ end {array}} $$ (1)
onde U _H , U _a e U _J são, respectivamente, a energia Zeeman das camadas FM no campo H =( H , φ _H ), energia de anisotropia uniaxial e energia de acoplamento intercamada do tipo bi-linear [16, 17]. Os momentos magnéticos das camadas FM, M ₁ =( M , φ ₁ ) e M ₂ =( M , φ ₂ ), são da mesma magnitude, conforme ilustrado na Fig. 2c. H _a1,2 e H _J são os campos efetivos da anisotropia uniaxial (dupla) e do acoplamento intercamadas bilinear, respectivamente. Conversão para variáveis angulares φ _m =( φ ₁ + φ ₂ ) / 2 e φ _d =( φ ₁ - φ ₂ ) simplifica a expressão da energia magnética livre do sistema para
$$ {\ displaystyle \ begin {array} {l} U =-2 MH \ cos \ left ({\ varphi} _ {\ mathrm {m}} - {\ varphi} _ {\ mathbf {H}} \ right ) \ cos \ left ({\ varphi} _ {\ mathrm {d}} / 2 \ right) -1 / 2M \ Big [{H} _ {\ mathrm {a} 1} {\ cos} ^ 2 \ left ({\ varphi} _ {\ mathrm {m}} + \ delta / 2 \ right) \\ {} \ operatorname {} + {H} _ {\ mathrm {a} 2} {\ cos} ^ 2 \ left ({\ varphi} _ {\ mathrm {m}} - \ delta / 2 \ right) \ Big] + 1 / 2M {H} _J \ cos {\ varphi} _ {\ mathrm {d}}. \ end { matriz}} $$ (2)
Nas simulações a seguir, as curvas de magnetização, M ( H ), são obtidos encontrando parâmetros φ _m e φ _d , que correspondem ao mínimo de U em (2) para determinado φ _H , H _1a , H _2a , e H _J , de acordo com
$$ M / {M} _ {\ mathrm {s}} =\ left [\ cos \ left ({\ varphi} _1 - {\ varphi} _ {\ mathbf {H}} \ right) + \ cos \ left ({\ varphi} _2 - {\ varphi} _ {\ mathbf {H}} \ right) \ right] / 2 =\ cos \ left ({\ varphi} _ {\ mathrm {m}} - {\ varphi} _ {\ mathbf {H}} \ right) \ cos \ left ({\ varphi} _ {\ mathrm {d}} / 2 \ right). $$ (3)

Coercividade da magnetização

O medido M ( H ) para as estruturas com acoplamento de troca AFM são de uma forma semelhante a um degrau, com coercividade bem definida para a varredura de campo reverso (Fig. 3a). O modelo fenomenológico acima é usado para analisar as propriedades magnéticas das camadas ferromagnéticas Fe (2 nm) e a transição magnética induzida termicamente nos espaçadores compostos, que medeiam o acoplamento intercamada.

a Medido M ( H ) curvas para uma amostra da série, Fe / sp1 ( x =15%) / Fe, para diferentes temperaturas. b Simulado correspondente M ( H ) curvas para o modelo F1 / NM / F2 tricamada para diferentes intensidades de campo efetivo H _J de acoplamento de troca indireta. ( H _a ^av =( H _a1 + H _a2 ) / 2, onde H _a1 e H _a2 são campos de anisotropia das camadas F1 e F2. c M ( H ) curvas simuladas para ângulos selecionados φ _H , para H _J / H _a ^av =2. d Transformação de mínimos locais de energia livre (2) em função do campo aplicado H , para o caso H _J / H _a ^av =2 e φ _H =15 °. Linhas azuis traçam o caminho que conecta os mínimos de energia para diferentes φ _m ( φ _d ) A superfície frontal da superfície de energia é transparente para maior clareza visual da ilustração

Multicamadas à base de Fe epitaxial (100) cultivadas em substratos de cristal único são geralmente caracterizadas por anisotropia magnética em plano quádruplo [12], enquanto substratos de outra textura [por exemplo, (211)] podem resultar em anisotropia dupla [11]. A principal diferença em M ( H ) entre os dois casos está na presença de duas etapas características em M vs. H quando a anisotropia é quádrupla e apenas uma M -vs- H passo quando é duplo. Nossos estudos VSM e FMR dos filmes de referência Fe (2 nm) e Fe / Cr / Fe tri-camadas (dados não mostrados) não revelaram qualquer dependência angular significativa no plano nos loops de histerese ou espectros de ressonância, levando-nos a concluir que essencialmente nenhuma anisotropia magnética macroscópica no plano está presente. Por outro lado, a análise numérica descrita acima conclui que a medida em forma de uma etapa M ( H ) loops para as tricamadas Fe / Cr / Fe acopladas a RKKY devem ser devido à dupla anisotropia magnética na escala dos cristalitos individuais que formam os filmes policristalinos. A distribuição angular uniforme dos eixos fáceis de anisotropia local no plano do filme pode resultar da deposição em substratos rotativos no caso de nossas amostras. Tal padrão de anisotropia magnética pode então ser explicado em termos de uma natureza policristalina das multicamadas pulverizadas e variações de deformação no plano entre os grãos nano-cristalinos [18].

M ( H ) curvas para o sistema modelo F1 / NM / F2, simuladas para diferentes intensidades do acoplamento de troca intercamada AFM (campo efetivo H _J ) e mostrado na Fig. 3b, exibem todas as características-chave encontradas nas curvas experimentais (Fig. 3a). M ( H ) para Fe / sp1 ( x =35 at.%) / Fe sofre uma mudança significativa com o aumento da temperatura. As mudanças se devem ao enfraquecimento do acoplamento interlayer, que pode ser comparado diretamente ao M simulado ( H ) mostrado na Fig. 3b. Todas as mudanças vistas no experimental M ( H ) os dados, incluindo o aumento da coercividade à medida que o acoplamento intercamada é enfraquecido, estão muito bem correlacionados com o comportamento simulado, que valida o modelo. Deve-se notar que os cálculos do modelo são realizados sem levar em conta o efeito da temperatura diretamente (apenas via efetivamente reduzido H _J ), que deve reduzir a coercividade magnética das camadas individuais. Esta é a causa provável de uma coercividade um pouco menor no experimento.

O simulado M ( H ) curvas mostradas na Fig. 3b são obtidas calculando a média de M ( H ) calculado para ângulos diferentes φ _H entre o campo externo H e o eixo fácil da anisotropia magnética uniaxial. A Figura 3c mostra as curvas em ângulos selecionados φ _H para o caso H _J / H _a ^av =2. Aqui, H _a ^av =( H _a1 + H _a2 ) / 2, onde H _a1 e H _a2 são os campos efetivos da anisotropia uniaxial no plano que atuam nas camadas F1 e F2, respectivamente. Razão H _a1 / H _a2 =0,7, utilizado no cálculo, corresponde ao valor obtido experimentalmente (Fig. 2b). A forma em degrau e a coercividade são bem definidas para φ _H <60 °. Como mencionado acima, estudos adicionais de VSM e FMR dos filmes de referência de Fe (2 nm) e tricamadas Fe / Cr / Fe não revelaram nenhuma dependência angular significativa no plano nos loops de histerese ou no espectro de ressonância. Uma vez que VSM e FMR medem as propriedades integrais das amostras, concluímos que essencialmente nenhuma anisotropia magnética macroscópica no plano está presente. Por outro lado, a coercividade observada pode ser atribuída apenas a uma anisotropia magnética no plano. Além disso, a forma do experimental M ( H ) curvas está mais próximo das curvas calculadas obtidas pela média, em vez de qualquer curva individual para uma seleção φ _H . Portanto, levando em consideração a natureza policristalina de nossas multicamadas sputtered, pode-se concluir que as camadas de Fe (2 nm) têm uma distribuição angular uniforme dos eixos fáceis de anisotropia local no plano do filme.

A Figura 3d ilustra como a energia U ( φ _m , φ _d ) da Eq. 2 mudanças em resposta a H . Nós, novamente, pegamos H _J / H _a ^av =2 e φ _H =15 °, que corresponde à segunda curva no painel (c). A linha sólida espessa na Fig. 3d traça o caminho conectando os mínimos de energia para diferentes φ _m ( φ _d ) Os mínimos de energia locais são bem definidos dentro desse caminho de valor mínimo. O mínimo em campo baixo corresponde à orientação antiparalela dos momentos Fe ( φ _m ≈ 90 °, φ _d ≈ 180 °). Com o aumento de H , um segundo mínimo de energia local emerge e se aprofunda, enquanto o primeiro mínimo se torna mais raso e eventualmente desaparece. Este estado de mínimo único corresponde à orientação paralela dos momentos Fe ( φ _m ≈ φ _H , φ _d ≈ 0 °). Posteriormente, diminuindo H , o sistema está inicialmente no segundo mínimo (estado magnético paralelo) até que desapareça em H inferior e o sistema acaba no primeiro mínimo de energia (estado antiparalelo).

Competição entre o acoplamento de troca direta e indireta:dependência da temperatura da coercividade magnética

Enquanto a primeira série de tricamadas Fe / sp1 / Fe exibe uma transição induzida termicamente do acoplamento intercalar AFM de baixa temperatura para o estado desacoplado de alta temperatura, a segunda série mostra uma transição do FM de baixa temperatura para o AFM de alta temperatura acoplamento. Para a transição térmica FM para AFM no segundo caso, nenhum campo magnético externo é necessário e a comutação de magnetização é totalmente reversível - uma vantagem chave para as aplicações.

Usando o modelo validado através da análise acima da primeira série de amostras, nós nos concentramos em investigar a competição entre o acoplamento direto e indireto de troca interlayer em Fe / sp2 * ( x ) / Fe, com espaçadores uniformes do tipo sp2 * =Fe _x Cr _{100 - x} (1,5 nm) e espaçadores compostos do tipo sp2 * =Cr ( d _Cr ) / Fe _x Cr _{100 - x} ( d ) / Cr ( d _Cr ), d + d _Cr =1,5 nm (sp2 * é um derivado do espaçador de espessura fixa sp2 =Cr (0,4) / Fe _x Cr _{100 - x} (0,7) / Cr (0,4) da segunda série). A Figura 4 compara o experimental M ( H ) loops para as estruturas com sp2 =Cr (0,4) / Fe ₁₅ Cr ₈₅ (0,7) / Cr (0,4) [painel (a)] e o M correspondente ( H ) curvas simuladas com H _J escolhidos de forma a obter o melhor ajuste ao experimento. Primeiro a ser notado é a alta similaridade entre os loops calculados e aqueles medidos, com todas as características principais reproduzidas. Em segundo lugar, o experimento mostra uma transição induzida pela temperatura do acoplamento intercalar FM [loop único de baixa temperatura na Fig. 4a] para o acoplamento AFM [loop de alta temperatura com zero remanência na Fig. 4a]. A variação na forma dos loops simulados para vários valores de campo de acoplamento efetivo H _J (Fig. 4b) adicionalmente confirma a validade da descrição fenomenológica escolhida. Da mesma forma que na seção anterior, H _a1 / H _a2 =0,7 foi usado nas simulações. Deve-se notar que, embora não seja o caso aqui, o passo-como M ( H ) forma assumida devido ao acoplamento intercalar AFM (por exemplo, loops em 300 K e H _J =0,5 H _a ^av ) pode, em princípio, ser causado por diferentes campos coercitivos em F1 e F2 na ausência de acoplamento entre camadas ( H _J =0). O forte acoplamento FM entre camadas, no entanto, sempre resulta em um único M ( H ) ciclo.

a Magnetização versus campo medido pelo MOKE para amostra da segunda série, Fe / sp2 ( x =15%) / Fe, para diferentes temperaturas. b Simulado correspondente M ( H ) curvas para o modelo F1 / NM / F2 tricamada, para diferentes campos efetivos de acoplamento de troca indireta, H _J

Coercividade dos loops parciais ( H _c ^parte ) tem uma dependência acentuada da temperatura para todas as amostras e aumenta quase linearmente com a diminuição da temperatura. A Figura 5a mostra a dependência do campo coercitivo com a temperatura definida como a diferença entre os campos dos dois picos na derivada de magnetização, d M / d H vs H . A série com x =15% contém amostras com diferentes espessuras das camadas que compõem o espaçador: d ( d _Cr ) =3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) Å. A última amostra [ d ( d _Cr ) =15 (0) Å] é a tricamada com um espaçador uniforme Fe ₁₅ Cr ₈₅ (1,5 nm). As amostras com d ≤ 7 Å ( d _Cr ≥ 4 Å) mostram um aumento monótono em H _c ^parte com a diminuição da temperatura. A coercividade das amostras com d menores _Cr (<4 Å) começa a se desviar dessa inclinação logo abaixo da temperatura de transição. A parte de alta temperatura de H _c ^parte ( T ), no entanto, está na tendência linear geral [mostrado como uma linha vermelha espessa na Fig. 5a]. Esta inclinação linear no campo coercivo versus temperatura está associada principalmente com a mudança na coercividade intrínseca das camadas externas de Fe (2 nm).

a Dependência da temperatura da coercividade de loops parciais ( H _c ^parte ) para estruturas Fe / sp2 ( x =15%) / Fe com diferentes espessuras de Fe _x Cr _{100 - x} e camadas Cr ( d e d _Cr , respectivamente) no espaçador sp2. A linha vermelha espessa é uma aproximação linear da parte de alta temperatura de H _c ^parte ( T ) b Dependência da temperatura da coercividade normalizada para fundo linear. c Coercividade vs. H _J obtido do simulado M ( H ) curvas para dois casos:(1) H _a1 / H _a2 =0,7 e (2) H _a1 = H _a2

Em nosso trabalho anterior [9] as estruturas com a espessura do espaçador de d ≤ 7 Å ( d _Cr ≥ 4 Å) mostrou a comutação termomagnética mais nítida. Em seguida, sugerimos que a razão para tal estreitamento da transição magnética era desligar o canal de troca direta entre as camadas externas de Fe. Por outro lado, a dependência de H _c ^{parte *} vs T (Fig. 5b), obtido normalizando H _c ^parte ( T ) para o fundo de coercividade intrínseca inclinada, mostra um perceptível negativo desvio apenas para as estruturas com espaçadores finos de Cr ( d _Cr <4 Å) e essencialmente nenhum desvio para d _Cr ≥ 4 Å. A dependência de x =20%, d _Cr =4 Å é mostrado para comparação porque a transição para x =15%, d _Cr =4 Å ( T _C ^* ≈ 140 K) está perto da temperatura de medição mais baixa. A ausência de um desvio negativo em H _c ^{parte *} vs T para as estruturas com d _Cr ≥ 4 Å pode servir como uma confirmação adicional de que o acoplamento direto entre camadas foi totalmente suprimido.

Separar e analisar a parte da dependência H _c ^parte ( T ), que é impulsionado por mudanças na resistência e no sinal do acoplamento interlayer ( H _J ), a coercividade do M simulado ( H ) é plotado versus H _J na Fig. 5c. Assim, obteve H _c ^sim vs T depende da razão entre os campos de anisotropia efetivos das camadas F1 e F2, H _a1 / H _a2 . Quanto maior for o desvio de H _a1 / H _a2 da unidade, quanto mais profundo o mínimo e maior seu deslocamento do campo zero no lado FM do diagrama ( H _J <0). Quando os campos de anisotropia são iguais ( H _a1 / H _a2 =1), o mínimo não está presente. Este comportamento é semelhante à diferença entre H _c ^{parte *} ( T ) para as estruturas com espaçadores uniformes e compostos com grandes d _Cr (≥ 4 nm) [curvas azul e preta na Fig. 5b, respectivamente]. Isso indica que esses dois tipos de espaçadores transmitem o acoplamento intercamada entre as duas camadas externas de Fe de maneira diferente. No espaçador uniforme, a troca direta de FM compete com a troca indireta de AFM, em alguma temperatura compensando-a de tal forma que H _J =0. Este caso é bem descrito por nosso modelo, onde as camadas F1 e F2 têm diferentes campos de anisotropia [curva azul na Fig. 5c]. Em contraste, as camadas de Fe na estrutura com o espaçador composto são FM acopladas a baixa temperatura sequencialmente através de Fe / Cr / FeCr e FeCr / Cr / Fe, com a camada interna de FeCr dos espaçadores no estado FM. Uma vez que esta camada FeCr atua como um elo de troca de adição, o espaçador transmite a troca de forma a equalizar efetivamente a coercividade das camadas externas de Fe [curva preta na Fig. 5c]. Quando a camada de FeCr está em seu estado paramagnético, o sistema se comporta de forma semelhante àquele com espaçador uniforme [parte de alta temperatura do H _c ^{parte *} vs T dependência na Fig. 5b e o lado AFM de H _c ^sim vs T ( H _J> 0) na Fig. 5c].

Conclusões

Em resumo, descrevemos e comparamos dois mecanismos de comutação de magnetização induzida por temperatura em multicamadas com diferentes tipos de espaçadores de mediação de troca intercamada. Os mecanismos de comutação refletem a competição do acoplamento de troca direta e indireta por meio de um espaçador uniforme ou do acoplamento de troca totalmente indireta de tipos ferromagnéticos e antiferromagnéticos por meio de um espaçador composto. O elemento chave do projeto do espaçador é a camada de liga diluída magnética fraca, a transição Curie da qual é transformada em uma comutação de magnetização P-AP na estrutura. Nossos dados medidos, apoiados por simulações teóricas detalhadas da histerese magnética na multicamada, são explicados como devidos a nanograins de anisotropia magnética uniaxial com seus eixos fáceis uniformemente distribuídos no plano das camadas ferromagnéticas externas. A dependência da coercividade magnética com a temperatura na região de transição magnética tem uma forma diferente para diferentes projetos de espaçadores. O comportamento específico para a estrutura com o espaçador composto é considerado um resultado do canal de troca intercamada direta suprimido, de modo que o mecanismo de comutação P-AP relevante é uma competição de troca ferromagnética indireta e antiferromagnética indireta (ambos do tipo RKKY).

Assim, mostramos que o canal quebrado de troca direta intercamada dentro do espaçador está correlacionado com a transição termomagnética mais nítida. Além disso, mostramos que a competição termicamente conduzida da troca intercamada puramente indireta, RKKY ferromagnético versus RKKY antiferromagnético, onde o efeito de proximidade no espaçador está fora de ação, leva a um desempenho de comutação ainda melhor. Esses resultados devem ser importantes para aplicações de dispositivos das nanoestruturas Curie-RKKY em dispositivos termoeletrônicos spin [19, 20].

Abreviações

AFM:: Antiferromagnético
AP:: Antiparalelo
FM:: Ferromagnético
FMR:: Ressonância ferromagnética
IEC:: Acoplamento de troca indireta
MOKE:: Efeito Kerr magneto-óptico
NM:: Não magnético
P:: Paralelo
PM:: Paramagnético
RKKY:: Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida
VSM:: Magnetômetro de amostra vibratória

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