Magnetische Hysterese in Nanostrukturen mit thermisch kontrollierter RKKY-Kopplung

Hintergrund

Die wichtigen Entdeckungen der indirekten Austauschkopplung (IEC) [1] vom Typ Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) und des Riesenmagnetowiderstandseffekts [2] haben viele neue grundlegende physikalische Ergebnisse sowie zahlreiche Anwendungen hervorgebracht [3]. Die entdeckte IEC schwingt in Größe und Vorzeichen gegenüber der Trennung der einzelnen ferromagnetischen Schichten in einem metallischen Stapel, was entweder parallele (P) oder antiparallele (AP) magnetische Grundzustände ergibt. Diese Interaktion vom RKKY-Typ ist nahezu unabhängig von der Temperatur [4, 5] und weitgehend unempfindlich gegenüber jeder anderen externen Kontrolle nach der Herstellung, was die Nutzung des Effekts einschränkt. Jüngste Versuche, den Temperatureffekt auf RKKY zu verstärken und ihn zur Steuerung der IEC in Tb/Y/Gd [6] und Co/Pt [7] Multilayern zu verwenden, berichten von relativ schwachen RKKY ohne direktes Parallel-zu-Antiparallel (P-zu- AP) thermisches Schalten mit breiten thermischen Übergängen (~ 100 K).

Wir haben kürzlich [8, 9] einen neuen Mechanismus der Ex-situ-Thermokontrolle der RKKY-Kopplung zwischen den Schichten in magnetischen Multischichten demonstriert. Die Idee basiert auf der Verwendung einer verdünnten ferromagnetischen Legierung mit relativ niedriger Curie-Temperatur (T _C ^* ) anstelle des nichtmagnetischen Spacers zwischen stark ferromagnetischen (FM) Schichten. Im ursprünglichen Design wird der Cr-Abstandshalter in einem klassischen RKKY-Trilayer Fe/Cr/Fe durch die verdünnte Legierung Fe_{x . ersetzt} Cr_{100 − x} (Abb. 1a, b). Wenn der Abstandshalter bei T . paramagnetisch (PM) ist> T _C ^* (Abb. 1a) zeigen die Dreifachschichten eine antiparallele Ausrichtung der Fe-Momente aufgrund des antiferromagnetischen (AFM) indirekten Wechselkupplung (RKKY). Die parallele Ausrichtung wird durch die direkte erzwungen Kupplung austauschen, wenn das Distanzstück FM ist (T < T _C ^* ) (Abb. 1b). Wenn die Temperatur variiert wird, zeigen diese Dreifachschichten eine Parallel-zu-Antiparallel-Magnetisierungsumschaltung mit einem ziemlich breiten Übergang von ~ 100 K aufgrund des magnetischen Proximity-Effekts [10]. Im Gegensatz zu den Trilayern mit der uniform Spacer, dreilagig mit ungleichmäßigem, Verbund Spacer zeigen eine deutlich verbesserte Leistung mit thermomagnetischen Übergangsbreiten bis hinunter zu ~ 10 K. Darüber hinaus kann durch Anpassen der Spacer-Eigenschaften entweder ein antiparalleler (Abb. 1c) oder ein paralleler Grundzustand (Abb. 1e) bei T < T _C ^* . Beim Erhitzen über T _C ^* , kehren die Fe-Momente ihre gegenseitige Orientierung entweder in parallel für Fe/sp1/Fe (Abb. 1d) oder in antiparallel für Fe/sp2/Fe (Abb. 1f) um. Der enge thermische Übergang und die Möglichkeit, das magnetische Regime (P/AP) sowie das Betriebstemperaturintervall zu wählen, sind allesamt wichtige Vorteile im Hinblick auf die praktische Bedeutung.

Illustration des magnetischen Layouts von Fe/Uniform-Spacer/Fe-Mehrfachschichten, wenn der Spacer paramagnetisch (PM) ist (a ) oder ferromagnetisch (FM) (b ). c , e Strukturen mit modifizierten zusammengesetzten Spacern sp1 und sp2 zeigen bei niedriger Temperatur (T < T _C ^* ). d , f Entsprechende charakteristische Temperaturänderung der remanenten Magnetisierung von Strukturen mit Spacern sp1 und sp2 für unterschiedliche Zusammensetzungen der inneren verdünnten Legierungsschicht der Spacer. Schichtdicken sind in Klammern in „Nanometern“ angegeben

Die antiferromagnetische Kopplung zwischen den Schichten in unseren Multischichten manifestiert sich eindeutig als Null-Restmagnetisierung, was die antiparallele Ausrichtung der Momente der Fe-Schichten widerspiegelt. Neben der Nullremanenz sind die Magnetisierungskurven M (H ) zeichnen sich durch einen stufenförmigen Ansatz der Sättigung und Hysterese bei der Umkehrung des Feldsweeps aus (Abb. 2a). Das bilineare Austauschkopplungsmodell ergibt M (H ) als Linie nahe der Sättigung am effektiven Feld des indirekten Austauschs, H _J . Ein stufenartiger Charakter der Sättigung tritt aufgrund der magnetischen Anisotropie in der Ebene der ferromagnetischen Schichten der Struktur auf, was zu einem Schritt für die Anisotropie der leichten Achse [11] und zwei aufeinander folgenden Schritten für die vierfache Anisotropie [12] führt. Unsere winkelabhängigen magnetometrischen und Magnetresonanzstudien der Multischichten zeigen jedoch keine makroskopische magnetische Anisotropie in der Ebene. Letztere Tatsache rechtfertigt eine umfassendere Analyse der experimentellen Ergebnisse, begleitet von Modellsimulationen. Im Folgenden wird ein solch umfassender Ansatz verwendet, um die Mechanismen der Magnetisierungsumschaltung für die beiden wichtigsten mehrschichtigen Designs gegenüberzustellen – mit einheitlichen (Abb. 1a, b) gegenüber zusammengesetzten Abstandsschichten (Abb. 1c, e).

a Typische Magnetisierungskurve in der Ebene, M (H ), gemessen mit MOKE für Fe/sp2/Fe-Mehrfachschichten mit antiferromagnetischer Zwischenschichtkopplung. Gekrümmte Pfeile zeigen die Richtung des Felddurchlaufs an; horizontale Pfeile bezeichnen die gegenseitige Ausrichtung der magnetischen Fe-Momente. b MOKE M (H ) Schleifen für Referenz-Fe(2)/Cr(10) (unteres Fe) und Cr(10)/Fe(2) (oberes Fe) Doppelschichten. c Referenzrahmen-Schema von In-Plane M ₁ , M ₂ , und H , bezüglich der leichten Achse der zweifachen magnetischen Anisotropie eines Nanokristalliten

Wir weisen darauf hin, wie wichtig es ist, die am Zwischenschichtaustausch in einem bestimmten System beteiligten Mechanismen zu verstehen. Die bahnbrechenden Arbeiten zu RKKY in Multilayern [13] und deren Erweiterungen auf beispielsweise den biquadratischen Austausch [14, 15] haben eine bedeutende Entwicklung in Physik und Technologie, die als Spintronik bekannt ist, eingeleitet. Der RKKY in seiner ursprünglichen Form wird heute jedoch mangels geeigneter Schaltmechanismen nicht verwendet, sondern spielt oft eine unterstützende Rolle in Geräten für z. B. flussabschließende Referenzschichten. In dieser Arbeit untersuchen wir einen solchen primären RKKY-Schaltmechanismus und analysieren insbesondere das Zusammenspiel zwischen den Wechselwirkungen, die zum thermischen Ein-/Ausschalten von RKYY führen, was wiederum die Effizienz des P/AP-Schaltens der Magnetisierung von . steuert die Nanostruktur. Basierend auf dieser Analyse können wir Schlussfolgerungen und Empfehlungen zur Optimierung des Schaltverhaltens der Curie-RKKY Nanogeräte ziehen.

Methoden

In dieser Arbeit analysieren wir zwei Probenserien:(1) Fe(2)/sp1(x = 30–40 At.%)/Fe(2), wobei sp1 = N/f/N/f/N, N = Cr(1.5), f = Fe(0.25)/Fe_x Cr_{100 − x} (3)/Fe(0,25) (Abb. 1c) und (2) Fe(2)/sp2(x = 10–20 At.%)/Fe(2), wobei sp2 = N/f/N, N = Cr(d _Cr ), f = Fe_x Cr_{100 − x} (d ), d _tot = (2d _Cr + d ) = 1,5 nm (Abb. 1e). Außerdem wurden eine Reihe von Referenzfilmen und Doppelschichten abgeschieden. Die Dicken in Klammern sind in „Nanometern“ angegeben. Die Mehrfachschichten wurden bei Raumtemperatur auf Ar-vorgeätzten undotierten Si(100)-Substraten unter Verwendung eines Gleichstrom-Magnetron-Sputtersystems abgeschieden. Schichten von verdünntem Fe_x Cr_{100 − x} binäre Legierungen unterschiedlicher Zusammensetzung wurden durch Co-Sputtern von getrennten Fe- und Cr-Targets abgeschieden. Weitere Details zur Multilayer-Fertigung finden sich an anderer Stelle [8, 9].

Die magnetische Charakterisierung in der Ebene wurde unter Verwendung eines Vibrationsproben-Magnetometers (VSM) mit einem Hochtemperaturofen (Lakeshore Inc.) im Temperaturbereich von 295–400 K und einem magnetooptischen Kerr-Effekt (MOKE) durchgeführt. Magnetometer ausgestattet mit einem optischen Kryostaten (Oxford Instr.) im Temperaturbereich von 77–450 K. Zusätzlich wurden ferromagnetische Resonanz (FMR)-Messungen bei Raumtemperatur mit einem X-Band Bruker ELEXYS E500 Spektrometer mit einem automatischen Goniometer zur Messung durchgeführt die In-Plane-Winkel-Abhängigkeit der Magnetresonanzspektren.

Ergebnisse und Diskussion

Phänomenologie der indirekten Austauschkopplung

Ein phänomenologisches magnetostatisches Modell, das für Simulationen von Magnetisierungskurven für die dreischichtige F1/NM/F2 verwendet wird, wobei F1 und F2 ferromagnetische Schichten sind und NM ein nichtmagnetischer Abstandshalter ist, hat die folgenden Annahmen. Zunächst wird das Magnetfeld in der Ebene der Filme angelegt, was unserem Experiment entspricht und die Berechnungen vereinfacht. Zweitens sind die einzelnen Körner in den polykristallinen Filmen durch eine zweifache Anisotropie in der Ebene gekennzeichnet, wobei die leichten Achsen gleichmäßig über alle Winkel in der Ebene verteilt sind (die Filme wurden unter Rotation in der Ebene abgeschieden). Diese Annahmen sind für das untersuchte System angemessen und ergaben die beste Anpassung an das gemessene M (H ) Daten bei verschiedenen Temperaturen, wie unten beschrieben.

Die freie Energiedichte für unser F1/NM/F2-System kann dann geschrieben werden als

wo U _H , U _a und U _J sind jeweils die Zeeman-Energien der FM-Schichten im Feld H = (H , φ _H ), uniaxiale Anisotropieenergie und die Zwischenschicht-Kopplungsenergie vom bilinearen Typ [16, 17]. Die magnetischen Momente der FM-Schichten, M ₁ = (M , φ ₁ ) und M ₂ = (M , φ ₂ ) haben die gleiche Größe, wie in Abb. 2c dargestellt. H _a1,2 und H _J sind die effektiven Felder der uniaxialen (zweifachen) Anisotropie bzw. der bilinearen Zwischenschichtkopplung. Umrechnung in Winkelvariablen φ _m = (φ ₁ + φ ₂ )/2 und φ _d = (φ ₁ − φ ₂ ) vereinfacht den Ausdruck für die magnetische freie Energie des Systems zu

In den folgenden Simulationen werden die Magnetisierungskurven M (H ), erhält man durch das Finden der Parameter φ _m und φ _d , die dem Minimum von U . entsprechen in (2) für gegebenes φ _H , H _1a , H _2a , und H _J , nach

Koerzitivfeldstärke der Magnetisierung

Das gemessene M (H ) für die Strukturen mit AFM-Austauschkopplung haben eine stufenförmige Form mit wohldefinierter Koerzitivfeldstärke für den Umkehrfeld-Sweep (Abb. 3a). Das obige phänomenologische Modell wird verwendet, um sowohl die magnetischen Eigenschaften der ferromagnetischen Fe(2 nm)-Schichten als auch den thermisch induzierten magnetischen Übergang in den Verbundabstandshaltern zu analysieren, der die Kopplung zwischen den Schichten vermittelt.

a Gemessene M (H ) Kurven für eine Probe aus der Serie, Fe/sp1(x = 15%)/Fe, für verschiedene Temperaturen. b Entsprechendes simuliertes M (H ) Kurven für Modell F1/NM/F2 Trilayer für verschiedene Wirkfeldstärken H _J der indirekten Austauschkopplung. (H _a ^av = (H _a1 + H _a2 )/2, wobei H _a1 und H _a2 sind Anisotropiefelder der Schichten F1 und F2. c M (H ) Kurven simuliert für ausgewählte Winkel φ _H , für H _J /H _a ^av = 2. d Transformation der lokalen Minima der freien Energie (2) als Funktion des angelegten Feldes H , für Fall H _J /H _a ^av = 2 und φ _H = 15°. Blaue Linien zeichnen den Pfad nach, der die Energieminima für verschiedene φ . verbindet _m (φ _d ). Die Vorderseite der Energieoberfläche ist transparent für die visuelle Klarheit der Darstellung

Epitaxiale (100) Fe-basierte Multischichten, die auf einkristallinen Substraten gewachsen sind, zeichnen sich normalerweise durch eine vierfache magnetische Anisotropie in der Ebene aus [12], während Substrate mit anderer Textur [z. B. (211)] zu einer zweifachen Anisotropie führen können [11]. Der Hauptunterschied in M (H ) zwischen den beiden Fällen ist das Vorhandensein von zwei charakteristischen Stufen in M vs. H wenn die Anisotropie vierfach ist und nur ein M -vs-H Schritt, wenn es zweifach ist. Unsere VSM- und FMR-Studien der Fe(2 nm)-Referenzfilme und der Fe/Cr/Fe-Dreischichten (Daten nicht gezeigt) zeigten keine signifikante Winkelabhängigkeit in der Ebene der Hystereseschleifen oder Resonanzspektren, was zu dem Schluss führt dass im Wesentlichen keine makroskopische magnetische Anisotropie in der Ebene vorhanden ist. Andererseits kommt die oben beschriebene numerische Analyse zu dem Schluss, dass das gemessene einstufige M (H ) Schleifen für die RKKY-gekoppelten Fe/Cr/Fe-Dreischichten müssen auf einer zweifachen magnetischen Anisotropie auf der Skala der einzelnen Kristallite beruhen, die die polykristallinen Filme bilden. Die gleichmäßige Winkelverteilung der leichten Achsen der lokalen Anisotropie in der Filmebene kann im Fall unserer Proben aus der Abscheidung auf rotierenden Substraten resultieren. Ein solches Muster der magnetischen Anisotropie kann dann im Hinblick auf eine polykristalline Natur der gesputterten Mehrfachschichten und Spannungsschwankungen in der Ebene zwischen den nanokristallinen Körnern erklärt werden [18].

M (H ) Kurven für das Modellsystem F1/NM/F2, simuliert für unterschiedliche Stärken der AFM-Zwischenschichtaustauschkopplung (effektives Feld H _J ) und in Abb. 3b gezeigt, weisen alle Schlüsselmerkmale auf, die in den experimentellen Kurven (Abb. 3a) gefunden wurden. M (H ) für Fe/sp1(x = 35 at.%)/Fe erfährt eine signifikante Änderung mit steigender Temperatur. Die Änderungen sind auf die Schwächung der Zwischenschichtkopplung zurückzuführen, die direkt mit dem simulierten M . verglichen werden kann (H ) in Abb. 3b gezeigt. Alle Änderungen im experimentellen M (H ) korrelieren sehr gut mit dem simulierten Verhalten, was das Modell validiert. Zu beachten ist, dass die Modellrechnungen ohne direkte Berücksichtigung des Temperatureinflusses durchgeführt werden (nur über effektiv reduzierte H _J ), was die magnetische Koerzitivfeldstärke der einzelnen Schichten verringern soll. Dies ist wahrscheinlich die Ursache für eine etwas geringere Koerzitivfeldstärke im Experiment.

Das simulierte M (H ) Die in Abb. 3b gezeigten Kurven werden durch Mittelwertbildung von M . erhalten (H ) berechnet für verschiedene Winkel φ _H zwischen dem externen Feld H und die leichte Achse der einachsigen magnetischen Anisotropie. Abbildung 3c zeigt die Kurven bei ausgewählten Winkeln φ _H für den Fall H _J /H _a ^av = 2. Hier, H _a ^av = (H _a1 + H _a2 )/2, wobei H _a1 und H _a2 sind die effektiven Felder der in der Ebene liegenden uniaxialen Anisotropie, die in den F1- bzw. F2-Schichten wirkt. Verhältnis H _a1 /H _a2 = 0,7, verwendet in der Berechnung, entspricht dem experimentell erhaltenen Wert (Abb. 2b). Die stufenartige Form und Koerzitivfeldstärke sind für φ . gut definiert _H < 60°. Wie oben erwähnt, zeigten zusätzliche VSM- und FMR-Untersuchungen der Referenz-Fe(2 nm)-Filme und Fe/Cr/Fe-Dreischichten keine signifikante Winkelabhängigkeit in der Ebene in den Hystereseschleifen oder den Resonanzspektren. Da VSM und FMR die integralen Eigenschaften der Proben messen, schließen wir, dass im Wesentlichen keine makroskopische magnetische Anisotropie in der Ebene vorhanden ist. Andererseits kann die beobachtete Koerzitivfeldstärke nur einer magnetischen Anisotropie in der Ebene zugeschrieben werden. Außerdem ist die Form des experimentellen M (H )-Kurven ist näher an den berechneten Kurven, die durch Mittelwertbildung erhalten wurden, als an einer einzelnen Kurve für ein ausgewähltes φ _H . Unter Berücksichtigung der polykristallinen Natur unserer gesputterten Mehrfachschichten kann daher geschlossen werden, dass die Fe(2 nm)-Schichten eine gleichmäßige Winkelverteilung der leichten Achsen der lokalen Anisotropie in der Schichtebene aufweisen.

Abbildung 3d veranschaulicht, wie die Energie U (φ _m , φ _d ) von Gl. 2 Änderungen als Reaktion auf H . Wir nehmen wieder H _J /H _a ^av = 2 und φ _H = 15°, was der zweiten Kurve in Tafel (c) entspricht. Die durchgezogene dicke Linie in Abb. 3d zeichnet den Pfad nach, der die Energieminima für verschiedene φ . verbindet _m (φ _d ). Die lokalen Energieminima sind innerhalb dieses Minimalwertpfades wohldefiniert. Das Minimum bei schwachem Feld entspricht der antiparallelen Ausrichtung der Fe-Momente (φ _m ≈ 90°, φ _d ≈ 180°). Mit zunehmendem H , ein zweites lokales Energieminimum entsteht und vertieft sich, während das erste Minimum flacher wird und schließlich verschwindet. Dieser Single-Minimum-Zustand entspricht der parallelen Orientierung der Fe-Momente (φ _m φ _H , φ _d ≈ 0°). Beim anschließenden Verringern von H , befindet sich das System zunächst im zweiten Minimum (paralleler magnetischer Zustand), bis es bei niedrigerem H . verschwindet und das System landet im ersten Energieminimum (antiparalleler Zustand).

Konkurrenz zwischen direkter und indirekter Austauschkopplung:Temperaturabhängigkeit der magnetischen Koerzitivfeldstärke

Während die erste Reihe der Dreischichten Fe/sp1/Fe einen thermisch induzierten Übergang von der Niedertemperatur-AFM-Zwischenschichtkopplung in den Hochtemperatur-entkoppelten Zustand zeigt, zeigt die zweite Reihe einen Übergang von der Niedertemperatur-FM zu der Hochtemperatur-AFM Kupplung. Für den thermischen Übergang von FM zu AFM im zweiten Fall ist kein externes Magnetfeld erforderlich und die Magnetisierungsumschaltung ist vollständig reversibel – ein entscheidender Vorteil für Anwendungen.

Unter Verwendung des Modells, das durch die obige Analyse der ersten Probenserie validiert wurde, konzentrieren wir uns als nächstes auf die Untersuchung der Konkurrenz zwischen der direkten und indirekten Zwischenschichtaustauschkopplung in Fe/sp2*(x )/Fe, mit einheitlichen Abstandshaltern vom Typ sp2* = Fe_x Cr_{100 − x} (1,5 nm) und Verbundabstandshalter vom Typ sp2* = Cr(d _Cr )/Fe_x Cr_{100 − x} (d )/Cr(d _Cr ), d + d _Cr = 1,5 nm (sp2* ist eine Ableitung vom dickenfixierten Abstandshalter sp2 = Cr(0.4)/Fe_x Cr_{100 − x} (0,7)/Cr(0,4) der zweiten Reihe). Abbildung 4 vergleicht das experimentelle M (H ) Schleifen für die Strukturen mit sp2 = Cr(0.4)/Fe₁₅ Cr₈₅ (0.7)/Cr(0.4) [Panel (a)] und das entsprechende M (H ) Kurven simuliert mit H _J so gewählt, dass die beste Anpassung an das Experiment erzielt wird. Zuallererst ist die hohe Ähnlichkeit zwischen den berechneten und den gemessenen Schleifen zu bemerken, wobei alle Schlüsselmerkmale reproduziert wurden. Zweitens zeigt das Experiment einen temperaturinduzierten Übergang von der FM-Zwischenschichtkopplung [Niedrigtemperatur-Einzelschleife in Abb. 4a] zur AFM-Kopplung [Hochtemperaturschleife mit null Remanenz in Abb. 4a]. Die Variation der Form der simulierten Schleifen für verschiedene effektive Kopplungsfeldwerte H _J (Abb. 4b) bestätigt zusätzlich die Gültigkeit der gewählten phänomenologischen Beschreibung. Wie im vorherigen Abschnitt, H _a1 /H _a2 = 0,7 wurde in den Simulationen verwendet. Es sollte beachtet werden, dass das stufenartige M ., auch wenn es hier nicht der Fall ist, (H ) Form, von der angenommen wird, dass sie auf die AFM-Zwischenschichtkopplung zurückzuführen ist (z. B. Schleifen bei 300 K und H _J = 0.5H _a ^av ) kann prinzipiell durch unterschiedliche Koerzitivfelder in F1 und F2 ohne Zwischenschichtkopplung verursacht werden (H _J = 0). Eine starke FM-Zwischenschichtkopplung führt jedoch immer zu einem einzigen M (H ) Schleife.

a Magnetisierung versus Feld, gemessen vom MOKE für Probe aus der zweiten Serie, Fe/sp2(x = 15%)/Fe, für verschiedene Temperaturen. b Entsprechendes simuliertes M (H ) Kurven für Modell F1/NM/F2 Dreischicht, für verschiedene effektive Felder der indirekten Austauschkopplung, H _J

Koerzitivfeldstärke der Teilschleifen (H _c ^Teil ) hat für alle Proben eine ausgeprägte Temperaturabhängigkeit und nimmt mit abnehmender Temperatur nahezu linear zu. Abbildung 5a zeigt die Temperaturabhängigkeit des Koerzitivfeldes, das als Differenz zwischen den Feldern der beiden Peaks der Magnetisierungsableitung dM . definiert ist /dH gegen H . Die Serie mit x = 15% enthält Proben mit unterschiedlichen Dicken der Schichten, aus denen der Abstandshalter besteht:d (d _Cr ) = 3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) . Die letzte Probe [d (d _Cr ) = 15 (0) Å] ist die Dreifachschicht mit einem einheitlichen Spacer Fe₁₅ Cr₈₅ (1,5 nm). Die Beispiele mit d ≤ 7 Å (d _Cr ≥ 4 Å) zeigen einen monotonen Anstieg von H _c ^Teil mit sinkender Temperatur. Die Koerzitivfeldstärke der Proben mit kleinerem d _Cr (< 4 Å) beginnt direkt unterhalb der Übergangstemperatur von dieser Steigung abzuweichen. Der Hochtemperaturteil von H _c ^Teil (T ) liegt jedoch auf dem allgemeinen linearen Trend [in Abb. 5a als dicke rote Linie dargestellt]. Diese lineare Steigung des Koerzitivfeldes gegenüber der Temperatur hängt hauptsächlich mit der Änderung der intrinsischen Koerzitivfeldstärke der äußeren Fe(2 nm)-Schichten zusammen.

a Temperaturabhängigkeit der Koerzitivfeldstärke von Teilschleifen (H _c ^Teil ) für Strukturen Fe/sp2(x = 15%)/Fe mit unterschiedlicher Dicke von Fe_x Cr_{100 − x} und Cr-Schichten (d und d _Cr ) im Spacer sp2. Die rote dicke Linie ist eine lineare Annäherung des Hochtemperaturteils von H _c ^Teil (T ). b Temperaturabhängigkeit der Koerzitivfeldstärke normalisiert auf den linearen Hintergrund. c Koerzitivfeldstärke vs. H _J erhalten aus simuliertem M (H ) Kurven für zwei Fälle:(1) H _a1 /H _a2 = 0.7 und (2) H _a1 = H _a2

In unserer vorherigen Arbeit [9] wurden die Strukturen mit der Abstandshalterdicke von d ≤ 7 Å (d _Cr ≥ 4 Å) zeigte die schärfste thermomagnetische Schaltung. Wir haben dann vorgeschlagen, dass der Grund für eine solche Verengung des magnetischen Übergangs das Abschalten des direkten Austauschkanals zwischen den äußeren Fe-Schichten ist. Andererseits ist die Abhängigkeit von H _c ^Teil* gegen T (Abb. 5b), erhalten durch Normalisieren von H _c ^Teil (T ) zum abfallenden Hintergrund der Eigenkoerzitivfeldstärke, zeigt ein deutliches negatives Abweichung nur für die Strukturen mit dünnen Cr-Abstandshaltern (d _Cr < 4 Å) und im Wesentlichen keine Abweichung für d _Cr ≥ 4 Å. Die Abhängigkeit für x = 20 %, d _Cr = 4 Å wird zum Vergleich gezeigt, da der Übergang für x = 15%, d _Cr = 4 Å (T _C ^* ≈ 140 K) liegt nahe der niedrigsten Messtemperatur. Das Fehlen einer negativen Abweichung von H _c ^Teil* gegen T für die Strukturen mit d _Cr ≥ 4 Å kann als zusätzliche Bestätigung dienen, dass die direkte Zwischenschichtkopplung vollständig unterdrückt wird.

Um den Teil der Abhängigkeit H . zu trennen und zu analysieren _c ^Teil (T ), die durch Änderungen der Stärke und des Vorzeichens der Zwischenschichtkopplung (H _J ), die Koerzitivfeldstärke des simulierten M (H ) ist gegen H . aufgetragen _J in Abb. 5c. So erhält man H _c ^Sim gegen T hängt vom Verhältnis der effektiven Anisotropiefelder der F1- und F2-Schichten ab, H _a1 /H _a2 . Je größer die Abweichung von H _a1 /H _a2 von eins, desto tiefer das Minimum und desto größer sein Offset vom Nullfeld auf der FM-Seite des Diagramms (H _J < 0). Wenn die Anisotropiefelder gleich sind (H _a1 /H _a2 = 1), das Minimum ist nicht vorhanden. Dieses Verhalten ähnelt dem Unterschied zwischen H _c ^Teil* (T ) für die Strukturen mit einheitlichen und zusammengesetzten Abstandshaltern mit großem d _Cr (≥ 4 nm) [blaue bzw. schwarze Kurve in Abb. 5b]. Dies deutet darauf hin, dass diese beiden Arten von Abstandshaltern die Zwischenschichtkopplung zwischen den beiden äußeren Fe-Schichten unterschiedlich übertragen. Im einheitlichen Abstandshalter konkurriert der direkte FM-Austausch mit dem indirekten AFM-Austausch, bei einer gewissen Temperatur kompensiert dieser so, dass H _J =  0. Dieser Fall wird durch unser Modell gut beschrieben, bei dem die F1- und F2-Schichten unterschiedliche Anisotropiefelder aufweisen [blaue Kurve in Abb. 5c]. Im Gegensatz dazu sind die Fe-Schichten in der Struktur mit dem zusammengesetzten Spacer bei niedriger Temperatur nacheinander über Fe/Cr/FeCr und FeCr/Cr/Fe FM-gekoppelt, wobei sich die FeCr-Innenschicht der Spacer im FM-Zustand befindet. Da diese FeCr-Schicht als zusätzliche Austauschverbindung fungiert, überträgt der Abstandshalter den Austausch so, dass die Koerzitivfeldstärke der äußeren Fe-Schichten effektiv ausgeglichen wird [schwarze Kurve in Abb. 5c]. Befindet sich die FeCr-Schicht im paramagnetischen Zustand, verhält sich das System ähnlich wie das mit dem einheitlichen Spacer [Hochtemperaturteil des H _c ^Teil* gegen T Abhängigkeit in Abb. 5b und die AFM-Seite von H _c ^Sim gegen T (H _J > 0) in Abb. 5c].

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir zwei Mechanismen des temperaturinduzierten Magnetisierungsschaltens in Mehrschichten mit unterschiedlichen Typen von Abstandshaltern beschrieben und verglichen, die den Zwischenschichtaustausch vermitteln. Die Schaltmechanismen spiegeln die Konkurrenz entweder der direkten und indirekten Austauschkopplung durch einen einheitlichen Abstandshalter oder der vollständig indirekten Austauschkopplung von ferromagnetischen und antiferromagnetischen Typen durch einen zusammengesetzten Abstandshalter wider. Das Schlüsselelement des Spacer-Designs ist die schwach magnetische Schicht aus verdünnter Legierung, deren Curie-Übergang in eine P-AP-Magnetisierungsumschaltung in der Struktur umgewandelt wird. Unsere gemessenen Daten, unterstützt durch detaillierte theoretische Simulationen der magnetischen Hysterese in der Multischicht, werden durch Nanokörner mit uniaxialer magnetischer Anisotropie erklärt, deren leichte Achsen gleichmäßig in der Ebene der äußeren ferromagnetischen Schichten verteilt sind. Die Temperaturabhängigkeit der magnetischen Koerzitivfeldstärke im magnetischen Übergangsbereich hat für verschiedene Abstandshalterdesigns eine unterschiedliche Form. Es wurde festgestellt, dass das spezifische Verhalten der Struktur mit dem zusammengesetzten Spacer ein Ergebnis des unterdrückten direkten Zwischenschichtaustauschkanals ist, sodass der relevante P-AP-Schaltmechanismus eine Konkurrenz von indirektem ferromagnetischem und indirektem antiferromagnetischem Austausch (beide RKKY-Typ) ist.

Wir haben somit gezeigt, dass der unterbrochene Kanal des direkten Zwischenschichtaustauschs innerhalb des Spacers mit dem schärferen thermomagnetischen Übergang korreliert. Wir haben außerdem gezeigt, dass die thermisch bedingte Konkurrenz des rein indirekten Zwischenschichtaustausches ferromagnetisches RKKY gegenüber antiferromagnetischem RKKY, bei dem der Proximity-Effekt im Spacer außer Funktion ist, zu noch besseren Schaltleistungen führt. Diese Ergebnisse sollten für Geräteanwendungen der Curie-RKKY-Nanostrukturen in spin-thermoelektronischen Geräten wichtig sein [19, 20].

Abkürzungen

AFM:

Antiferromagnetisch

AP:

Antiparallel

FM:

Ferromagnetisch

FMR:

Ferromagnetische Resonanz

IEC:

Indirekte Austauschkupplung

MOKE:

Magneto-optischer Kerr-Effekt

NM:

Nichtmagnetisch

P:

Parallel

PM:

Paramagnetisch

RKKY:

Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida

VSM:

Vibrationsproben-Magnetometer