Kontrolle magnetischer Hysterese in Nanostrukturen durch thermisch abgestimmte RKKY-Kopplung

Zusammenfassung

Mechanismen der kürzlich demonstrierten ex-situ thermischen Kontrolle der indirekten Austauschkopplung in magnetischen Mehrschichten werden für verschiedene Spacer-Layer-Designs diskutiert. Temperaturinduzierte Änderungen in der Hysterese der Magnetisierung werden mit verschiedenen Arten konkurrierender interlayer Austauschwechselwirkungen assoziiert. Theoretische Analyse zeigt, dass die gemessene stufenförmige Form und Hysterese der Magnetisierungsschleifen auf lokale in-ebene magnetische Anisotropie von Nanokristalliten innerhalb der stark ferromagnetischen Filme zurückzuführen ist. Vergleich von Experiment und Theorie wird verwendet, um die Mechanismen der Magnetisierungsumschaltung basierend auf dem Wettbewerb von (i) indirekter (RKKY) und direkter (nicht-RKKY) interlayer Austauschwechselwirkung sowie (ii) indirekter ferromagnetischer und indirekter antiferromagnetischer (beide RKKY-Typ) interlayer Austausch zu kontrastieren. Diese Ergebnisse, die den reichen magnetischen Phasenraum des Systems detaillieren, sollten die praktische Nutzung von RKKY für thermisches Schalten der Magnetisierung in magnetischen Mehrschichten ermöglichen.

Hintergrund

Die wichtigen Entdeckungen der indirekten Austauschkopplung (IEC) vom Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) Typ und des Riesenmagnetowiderstandseffekts haben eine große Menge neuer grundlegender Physikergebnisse sowie zahlreiche Anwendungen generiert. Die entdeckte IEC oszilliert in Betrag und Vorzeichen versus der Trennung der einzelnen ferromagnetischen Schichten in einem metallischen Stapel, was entweder parallele (P) oder antiparallele (AP) magnetische Grundzustände ergibt. Diese RKKY-Typ-Wechselwirkung ist fast unabhängig von der Temperatur und weitgehend unempfindlich gegenüber anderer externer Kontrolle nach der Fertigung, was die Nutzung des Effekts limitiert. Jüngste Versuche, den Temperatureffekt auf RKKY zu verstärken und ihn zur Kontrolle der IEC in Tb/Y/Gd- und Co/Pt-Mehrschichten zu nutzen, berichten über relativ schwaches RKKY ohne direkte parallel-zu-antiparallele (P-zu-AP) thermische Umschaltung, mit breiten thermischen Übergängen (~100 K).

Wir demonstrierten kürzlich einen neuen Mechanismus der ex-situ thermischen Kontrolle der interlayer RKKY-Kopplung in magnetischen Mehrschichten. 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 initialen Design wird der Cr-Spacer in einem klassischen RKKY-Dreischicht Fe/Cr/Fe durch die verdünnte Legierung Fe_xCr_100-x ersetzt (Abb. 1a, b). Wenn der Spacer paramagnetisch (PM) bei T > T_C* ist (Abb. 1a), zeigen die Dreischichten eine antiparallele Ausrichtung der Fe-Momente aufgrund der antiferromagnetischen (AFM) indirekten Austauschkopplung (RKKY). Die parallele Ausrichtung wird durch die direkte Austauschkopplung erzwungen, wenn der Spacer FM ist (T < T_C*) (Abb. 1b). Wenn die Temperatur variiert, demonstrieren diese Dreischichten eine parallele-zu-antiparallele Magnetisierungs-Umschaltung mit einem eher breiten Übergang von ~100 K aufgrund des magnetischen Proximitätseffekts. Im Gegensatz zu Dreischichten mit uniformem Spacer demonstrieren Dreischichten mit nicht-uniformen, kompositen Spacern signifikant verbesserte Leistung mit thermo-magnetischen Übergangsbreiten bis zu ~10 K. Darüber hinaus kann durch Anpassen der Spacer-Eigenschaften entweder ein antiparalleler (Abb. 1c) oder paralleler Grundzustand (Abb. 1e) bei T < T_C* erzielt werden. 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 schmale thermische Übergang und die Fähigkeit, das magnetische Regime (P/AP) sowie den Betriebstemperaturbereich zu wählen, sind alles wichtige Vorteile in Bezug auf praktische Implikationen.

Antiferromagnetische interlayer Kopplung in unseren Mehrschichten manifestiert sich klar als null remanente Magnetisierung, reflektierend die antiparallele Ausrichtung der Fe-Schicht-Momente. Neben der null Remanenz sind die Magnetisierungskurven M(H) durch einen stufenförmigen Annäherung an Sättigung und Hysterese bei Umkehrung des Feldsweeps charakterisiert (Abb. 2a). Das bilineare Austauschkopplungsmodell gibt M(H) als Linie an, die sich der Sättigung bei dem effektiven Feld der indirekten Austausch, H_J, nähert. Ein stufenförmiger Charakter der Sättigung tritt aufgrund von in-ebener magnetischer Anisotropie der Struktur's ferromagnetischen Schichten auf, was zu einem Schritt für die easy-axis-Anisotropie und zwei sequenziellen Schritten für die vierfache Anisotropie führt. Allerdings offenbaren unsere winkelabhängigen magnetometrischen und magnetoresonanz Studien der Mehrschichten keine makroskopische in-ebene magnetische Anisotropie. Letzteres erfordert eine umfassendere Analyse der experimentellen Ergebnisse, begleitet von Modellsimulationen. Im Folgenden wird ein solcher umfassender Ansatz verwendet, um die Mechanismen der Magnetisierungsumschaltung für die zwei Schlüssellayer-Designs – mit uniformen (Abb. 1a, b) versus kompositen Spacer-Layern (Abb. 1c, e) – zu kontrastieren.

Wir weisen auf die Wichtigkeit hin, die Mechanismen der interlayer Austausch in einem gegebenen System zu verstehen. Die Pionierarbeit zu RKKY in Mehrschichten und ihre Erweiterungen auf z. B. bi-quadratischen Austausch lösten eine große Entwicklung in Physik und Technologie aus, bekannt als Spintronik. RKKY in der ursprünglichen Form wird heute nicht mehr verwendet aufgrund des Mangels an einem geeigneten Schaltmechanismus, spielt aber oft eine unterstützende Rolle in Geräten für z. B. Fluss-Schluss-Referenzschichten. In dieser Arbeit untersuchen wir einen solchen primären RKKY-Schaltmechanismus und spezifischer analysieren das Zusammenspiel unter den Wechselwirkungen, die zu thermischem Ein/Aus-Schalten von RKKY führen, was wiederum die Effizienz der P/AP-Umschaltung der Magnetisierung der Nanostruktur kontrolliert. Basierend auf dieser Analyse können wir Schlussfolgerungen über und Empfehlungen für die Optimierung der Schaltleistung von Curie-RKKY-Nanogeräten ziehen.

Methoden

In dieser Arbeit analysieren wir zwei Probenreihen: (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_xCr_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_xCr_100-x(d), d_tot = (2d_Cr + d) = 1,5 nm (Abb. 1e). Zusätzlich wurden eine Reihe von Referenzfilmen und Doppelschichten abgeschieden. Die Dicken in Klammern sind in "Nanometer". Die Mehrschichten wurden bei Raumtemperatur auf Ar-vorgeätzten undotierten Si (100) Substraten mit einem DC-Magnetron-Sputtersystem abgeschieden. Schichten verdünnter Fe_xCr_100-x Binärlegierungen variierender Zusammensetzung wurden mittels Co-Sputtern von separaten Fe- und Cr-Targets abgeschieden. Zusätzliche Details zur Mehrschichtfertigung finden sich anderswo.

Die in-ebene magnetische Charakterisierung wurde mit einem Vibrationsproben-Magnetometer (VSM) mit Hochtemperaturofen (Lakeshore Inc.) im Temperaturbereich 295–400 K und einem Magneto-optischen Kerr-Effekt (MOKE) Magnetometer mit optischem Kryostaten (Oxford Instr.) im Temperaturbereich 77–450 K durchgeführt. Zusätzlich wurden Ferromagnetische Resonanz (FMR) Messungen bei Raumtemperatur mit einem X-Band Bruker ELEXYS E500 Spektrometer mit automatischem Goniometer durchgeführt, um die in-ebene Winkelabhängigkeit der magnetischen Resonanzspektren zu messen.

Ergebnisse und Diskussion

Phänomenologie der indirekten Austauschkopplung

Ein phänomenologisches magnetostatisches Modell, verwendet für Simulationen von Magnetisierungskurven für Dreischicht F1/NM/F2, wobei F1 und F2 ferromagnetische Schichten und NM nichtmagnetischer Spacer ist, hat folgende Annahmen. Erstens wird das Magnetfeld in der Ebene der Filme angelegt, was unserem Experiment entspricht und die Berechnungen vereinfacht. Zweitens werden die einzelnen Körner in den polykristallinen Filmen durch zweifache in-ebene Anisotropie mit gleichmäßig verteilten easy axes über alle in-ebenen Winkel charakterisiert (die Filme wurden unter in-ebener Rotation abgeschieden). Diese Annahmen sind für das untersuchte System vernünftig und produzierten den besten Fit zu den gemessenen M(H) Daten bei verschiedenen Temperaturen wie unten diskutiert.

Die freie Energie-Dichte für unser F1/NM/F2 System kann dann geschrieben werden als:

U = U_H + U_a + U_J = - MH[cos(φ₁-φ_H) + cos(φ₂-φ_H)] - (1/2 M H_a1 cos²φ₁ + 1/2 M H_a2 cos²φ₂) + 1/2 M H_J cos(φ₁-φ₂)

wobei U_H, U_a und U_J jeweils die Zeeman-Energie der FM-Schichten in Feld H = (H, φ_H), uniaxiale Anisotropieenergie und die interlayer Kopplungsenergie bilinearen Typs sind. Die magnetischen Momente der FM-Schichten, M₁ = (M, φ₁) und M₂ = (M, φ₂), haben gleiche Größe, wie in Abb. 2c illustriert. H_a1,2 und H_J sind die effektiven Felder der uniaxialen (zweifachen) Anisotropie und der bilinearen interlayer Kopplung. Umrechnung in Winklervariablen φ_m = (φ₁ + φ₂)/2 und φ_d = (φ₁ - φ₂) vereinfacht den Ausdruck für die magnetische freie Energie des Systems zu:

U = -2 MH cos(φ_m - φ_H) cos(φ_d/2) - 1/2 M [H_a1 cos²(φ_m + δ/2) + H_a2 cos²(φ_m - δ/2)] + 1/2 M H_J cos φ_d

In den folgenden Simulationen werden die Magnetisierungskurven M(H) durch Finden der Parameter φ_m und φ_d erhalten, die dem Minimum von U in (2) für gegebene φ_H, H_1a, H_2a und H_J entsprechen, gemäß:

M/M_s = [cos(φ₁-φ_H) + cos(φ₂-φ_H)]/2 = cos(φ_m - φ_H) cos(φ_d/2)

Koerzitivität der Magnetisierung

Die gemessenen M(H) für Strukturen mit AFM Austauschkopplung sind stufenförmig, mit gut definierter Koerzitivität für den umgekehrten Feldsweep (Abb. 3a). Das obige phänomenologische Modell wird verwendet, um sowohl die magnetischen Eigenschaften der ferromagnetischen Schichten Fe(2 nm) als auch den thermisch induzierten magnetischen Übergang in den kompositen Spacern zu analysieren, der die interlayer Kopplung vermittelt.

Epitaxiale (100) Fe-basierte Mehrschichten, gewachsen auf einkristallinen Substraten, werden üblicherweise durch vierfache in-ebene magnetische Anisotropie charakterisiert, während Substrate anderer Textur [z. B. (211)] zu zweifacher Anisotropie führen können. Der Hauptunterschied in M(H) zwischen den beiden Fällen liegt in der Präsenz von zwei charakteristischen Schritten in M vs. H bei vierfacher Anisotropie und nur einem M-vs-H Schritt bei zweifacher Anisotropie. Unsere VSM- und FMR-Studien der Referenz Fe(2 nm) Filme und Fe/Cr/Fe Dreischichten (Daten nicht gezeigt) offenbarten keine signifikante in-ebene Winkelabhängigkeit in Hysterese-Schleifen oder Resonanzspektren, was uns zu dem Schluss führt, dass im Wesentlichen keine makroskopische in-ebene magnetische Anisotropie vorhanden ist. Andererseits schließt die oben beschriebene numerische Analyse, dass die gemessenen einstufigen M(H) Schleifen für die RKKY-kopplten Fe/Cr/Fe Dreischichten auf zweifache magnetische Anisotropie auf der Skala der einzelnen Kristallite zurückzuführen sein müssen, die die polykristallinen Filme bilden. Die gleichmäßige Winkelverteilung der lokalen Anisotropie easy axes in der Filmebene kann durch Abscheidung auf rotierenden Substraten im Fall unserer Proben resultieren. Ein solches Muster magnetischer Anisotropie kann dann in Bezug auf die polykristalline Natur unserer gesputterten Mehrschichten und in-ebene Spannungsvariationen zwischen den nanokristallinen Körnern erklärt werden.

M(H) Kurven für das Modellsystem F1/NM/F2, simuliert für verschiedene Stärken der AFM interlayer Austauschkopplung (effektives Feld H_J) und gezeigt in Abb. 3b, zeigen alle Schlüsselmerkmale, die in den experimentellen Kurven (Abb. 3a) gefunden werden. M(H) für Fe/sp1(x=35 at.%)/Fe unterliegt signifikanten Änderungen mit steigender Temperatur. Die Änderungen sind auf die Abschwächung der interlayer Kopplung zurückzuführen, was direkt mit den simulierten M(H) in Abb. 3b verglichen werden kann. Alle in den experimentellen M(H) Daten gesehenen Änderungen, einschließlich der Erhöhung der Koerzitivität bei Abschwächung der interlayer Kopplung, korrelieren sehr gut mit dem simulierten Verhalten, was das Modell validiert. Man sollte beachten, dass die Modellberechnungen ohne direkte Berücksichtigung des Temperatureffekts durchgeführt werden (nur über effektiv reduziertes H_J), was die magnetische Koerzitivität der einzelnen Schichten reduzieren sollte. Dies ist die wahrscheinliche Ursache für etwas kleinere Koerzitivität im Experiment.

Die simulierten M(H) Kurven in Abb. 3b werden durch Mittelung der M(H) für verschiedene Winkel φ_H zwischen dem externen Feld H und der easy axis der uniaxialen magnetischen Anisotropie erhalten. Abbildung 3c zeigt die Kurven an ausgewählten Winkeln φ_H für den Fall H_J/H_a^av = 2. Hier ist H_a^av = (H_a1 + H_a2)/2, wobei H_a1 und H_a2 die effektiven Felder der in-ebenen uniaxialen Anisotropie sind, die in den F1 und F2 Schichten wirken. Verhältnis H_a1/H_a2 = 0,7, verwendet in der Berechnung, entspricht dem experimentell erhaltenen Wert (Abb. 2b). Die stufenförmige Form und Koerzitivität sind gut definiert für φ_H < 60°. Wie oben erwähnt, zeigten zusätzliche VSM- und FMR-Studien der Referenz Fe(2 nm) Filme und Fe/Cr/Fe Dreischichten keine signifikante in-ebene Winkelabhängigkeit in Hysterese-Schleifen oder Resonanzspektren. Da VSM und FMR integrale Eigenschaften der Proben messen, schließen wir, dass im Wesentlichen keine makroskopische in-ebene magnetische Anisotropie vorhanden ist. Andererseits kann die beobachtete Koerzitivität nur auf eine in-ebene magnetische Anisotropie zurückgeführt werden. Zusätzlich ist die Form der experimentellen M(H) Kurven näher an den durch Mittelung erhaltenen berechneten Kurven als an irgendeiner individuellen Kurve für ein ausgewähltes φ_H. Daher, unter Berücksichtigung der polykristallinen Natur unserer gesputterten Mehrschichten, kann man schließen, dass die Fe(2 nm) Schichten eine gleichmäßige Winkelverteilung der lokalen Anisotropie easy axes in der Filmebene haben.

Abbildung 3d illustriert, wie die Energie U(φ_m, φ_d) von Gleichung 2 auf H reagiert. Wir nehmen wieder H_J/H_a^av = 2 und φ_H = 15°, was der zweiten Kurve in Panel (c) entspricht. Die dicke durchgezogene Linie in Abb. 3d verfolgt den Pfad verbindender Energieminima für verschiedene φ_m (φ_d). Die lokalen Energieminima sind innerhalb dieses Minimum-Wert-Pfads gut definiert. Das Minimum bei niedrigem Feld entspricht der antiparallelen Orientierung der Fe-Momente (φ_m ≈ 90°, φ_d ≈ 180°). Mit steigendem H entsteht ein zweites lokales Energieminimum und vertieft sich, während das erste Minimum flacher wird und schließlich verschwindet. Dieser Einzel-Minimum-Zustand entspricht der parallelen Orientierung der Fe-Momente (φ_m ≈ φ_H, φ_d ≈ 0°). Bei nachfolgendem Abfall von H befindet sich das System zunächst im zweiten Minimum (paralleler magnetischer Zustand), bis es bei niedrigerem H verschwindet und das System im ersten Energieminimum (antiparalleler Zustand) endet.

Wettbewerb zwischen direkter und indirekter Austauschkopplung: Temperaturabhängigkeit der magnetischen Koerzitivität

Während die erste Reihe von Dreischichten Fe/sp1/Fe einen thermisch induzierten Übergang von der niedertemperaturigen AFM interlayer Kopplung in den hochtemperaturigen entkoppelten Zustand zeigt, zeigt die zweite Reihe einen Übergang von der niedertemperaturigen FM zur hochtemperaturigen AFM Kopplung. Für den FM-zu-AFM thermischen Übergang im zweiten Fall ist kein externes Magnetfeld erforderlich und die Magnetisierungs-Umschaltung ist vollständig reversibel – ein Schlüsselvorteil für Anwendungen.

Mit dem durch die obige Analyse der ersten Probenreihe validierten Modell konzentrieren wir uns als Nächstes auf die Untersuchung des Wettbewerbs zwischen direkter und indirekter interlayer Austauschkopplung in Fe/sp2*(x)/Fe, mit uniformen Spacern vom Typ sp2* = Fe_xCr_100-x(1,5 nm) und kompositen Spacern vom Typ sp2* = Cr(d_Cr)/Fe_xCr_100-x(d)/Cr(d_Cr), d + d_Cr = 1,5 nm (sp2* ist ein Derivat vom dicken-festen Spacer sp2 = Cr(0,4)/Fe_15Cr_85(0,7)/Cr(0,4) der zweiten Reihe). Abbildung 4 vergleicht die experimentellen M(H) Schleifen für Strukturen mit sp2 = Cr(0,4)/Fe_15Cr_85(0,7)/Cr(0,4) [Panel (a)] und die entsprechenden simulierten M(H) Kurven mit H_J gewählt, um den besten Fit zum Experiment zu erhalten. Zuerst zu beachten ist die hohe Ähnlichkeit zwischen berechneten Schleifen und gemessenen, mit allen Schlüsselmerkmalen reproduziert. Zweitens zeigt das Experiment einen temperaturinduzierten Übergang von der FM interlayer Kopplung [niedertemperaturige Einzelschleife in Abb. 4a] zur AFM Kopplung [hochtemperaturige Schleife mit null Remanenz in Abb. 4a]. Die Variation in der Form der simulierten Schleifen für verschiedene effektive Kopplungsfeldwerte H_J (Abb. 4b) bestätigt zusätzlich die Validität der gewählten phänomenologischen Beschreibung. Wie im vorherigen Abschnitt wurde H_a1/H_a2 = 0,7 in den Simulationen verwendet. Es sollte beachtet werden, dass, obwohl hier nicht der Fall, die stufenförmige M(H) Form, die als aufgrund der AFM interlayer Kopplung angenommen wird (z. B. Schleifen bei 300 K und H_J = 0,5 H_a^av), prinzipiell durch unterschiedliche koerzitive Felder in F1 und F2 in Abwesenheit von interlayer Kopplung (H_J = 0) verursacht werden könnte. Starke FM interlayer Kopplung resultiert jedoch immer in einer einzelnen M(H) Schleife.

Koerzitivität der partiellen Schleifen (H_c^part) hat eine ausgeprägte Temperaturabhängigkeit für alle Proben und nimmt fast linear mit fallender Temperatur zu. Abbildung 5a zeigt die Temperaturabhängigkeit des koerzitiven Feldes definiert als Differenz zwischen den Feldern der beiden Peaks auf der Magnetisierungsableitung, dM/dH vs H. Die Reihe mit x = 15% enthält Proben mit unterschiedlichen Dicken der das Spacer zusammensetzenden Schichten: d (d_Cr) = 3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) Å. Die letzte Probe [d (d_Cr) = 15 (0) Å] ist die Dreischicht mit uniformem Spacer Fe_15Cr_85 (1,5 nm). Proben mit d ≤ 7 Å (d_Cr ≥ 4 Å) zeigen monotonen Anstieg in H_c^part mit fallender Temperatur. Die Koerzitivität der Proben mit kleineren d_Cr (< 4 Å) beginnt, direkt unter der Übergangstemperatur von dieser Steigung abzuweichen. Der hochtemperaturige Teil von H_c^part(T) liegt jedoch auf dem allgemeinen linearen Trend [als dicke rote Linie in Abb. 5a gezeigt]. Diese lineare Steigung im koerzitiven Feld versus Temperatur ist hauptsächlich mit der Änderung der intrinsischen Koerzitivität der äußeren Fe(2 nm) Schichten assoziiert.

In unserer vorherigen Arbeit zeigten Strukturen mit Spacer-Dicke von d ≤ 7 Å (d_Cr ≥ 4 Å) das schärfste thermo-magnetische Schalten. Wir schlugen dann vor, dass der Grund für solche Verengung des magnetischen Übergangs das Abschalten des direkten Austauschkanals zwischen den äußeren Fe-Schichten war. Andererseits zeigt die Abhängigkeit von H_c^part* vs T (Abb. 5b), erhalten durch Normalisierung von H_c^part(T) auf den ansteigenden intrinsischen-Koerzitivitäts-Hintergrund, eine bemerkenswerte negative Abweichung nur für Strukturen mit dünnen Cr-Spacern (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) nahe der niedrigsten Messtemperatur liegt. Die Abwesenheit einer negativen Abweichung auf H_c^part* vs T für Strukturen mit d_Cr ≥ 4 Å kann als zusätzliche Bestätigung dienen, dass der direkte interlayer Austausch vollständig unterdrückt ist.

Um den Teil der Abhängigkeit H_c^part(T), der durch Änderungen in Stärke und Vorzeichen der interlayer Kopplung (H_J) getrieben wird, zu separieren und zu analysieren, wird die Koerzitivität der simulierten M(H) versus H_J in Abb. 5c geplottet. Das so erhaltene H_c^sim vs T hängt vom Verhältnis zwischen den effektiven Anisotropiefeldern der F1 und F2 Schichten, H_a1/H_a2, ab. Je größer die Abweichung von H_a1/H_a2 von Eins, desto tiefer das Minimum und größer sein Offset vom Nulllfeld auf der FM-Seite des Diagramms (H_J < 0). Wenn die Anisotropiefelder gleich sind (H_a1/H_a2 = 1), ist das Minimum nicht vorhanden. Dieses Verhalten ist ähnlich dem Unterschied zwischen H_c^part*(T) für Strukturen mit uniformen und kompositen Spacern mit großen d_Cr (≥ 4 nm) [blaue und schwarze Kurven in Abb. 5b]. Dies deutet darauf hin, dass diese beiden Spacer-Typen die interlayer Kopplung zwischen den beiden äußeren Fe-Schichten unterschiedlich übertragen. Im uniformen Spacer konkurriert direkter FM Austausch mit indirektem AFM Austausch, bei einiger Temperatur kompensierend ihn so dass H_J = 0. Dieser Fall wird gut durch unser Modell beschrieben, wo F1 und F2 unterschiedliche Anisotropiefelder haben [blaue Kurve in Abb. 5c]. Im Gegensatz dazu sind die Fe-Schichten in der Struktur mit dem kompositen Spacer bei niedriger Temperatur sequentiell durch Fe/Cr/FeCr und FeCr/Cr/Fe FM gekoppelt, wobei der Spacer's innere FeCr-Schicht im FM-Zustand ist. Da diese FeCr-Schicht als zusätzlicher Austausch-Link fungiert, überträgt der Spacer Austausch so, dass die Koerzitivität der äußeren Fe-Schichten effektiv gleichgesetzt wird [schwarze Kurve in Abb. 5c]. Wenn die FeCr-Schicht in ihren paramagnetischen Zustand übergeht, verhält sich das System ähnlich wie das mit dem uniformen Spacer [hochtemperaturiger Teil der H_c^part* vs T Abhängigkeit in Abb. 5b und AFM-Seite von H_c^sim vs T (H_J > 0) in Abb. 5c].

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir zwei Mechanismen temperaturinduzierter Magnetisierungs-Umschaltung in Mehrschichten mit verschiedenen Typen interlayer Austausch vermittelnder Spacer beschrieben und verglichen. Die Schaltmechanismen reflektieren den Wettbewerb entweder der direkten und indirekten Austauschkopplung durch einen uniformen Spacer oder der rein indirekten Austauschkopplung ferromagnetischer und antiferromagnetischer Typen (beide RKKY-Typ) durch einen kompositen Spacer. Das Schlüsselelement des Spacer-Designs ist die schwach magnetische verdünnte-Legierungsschicht, deren Curie-Übergang in eine P-AP Magnetisierungs-Umschaltung in der Struktur transformiert wird. Unsere gemessenen Daten, unterstützt durch detaillierte theoretische Simulationen der magnetischen Hysterese in der Mehrschicht, werden als aufgrund von Nanokörnern uniaxialer magnetischer Anisotropie mit ihren easy axes gleichmäßig verteilt in der Ebene der äußeren ferromagnetischen Schichten erklärt. Die Temperaturabhängigkeit der magnetischen Koerzitivität im magnetischen Übergangsbereich hat eine unterschiedliche Form für verschiedene Spacer-Designs. Das spezifische Verhalten für die Struktur mit dem kompositen Spacer wird als Ergebnis des unterdrückten direkten interlayer Austauschkanals gefunden, sodass der relevante P-AP Schaltmechanismus ein Wettbewerb indirekter ferromagnetischer und indirekter antiferromagnetischer (beide RKKY-Typ) Austausch ist.

Wir haben somit gezeigt, dass der gebrochene Kanal des direkten interlayer Austauschs innerhalb des Spacers mit dem schärferen thermo-magnetischen Übergang korreliert. Wir haben weiterhin gezeigt, dass der thermisch getriebene Wettbewerb der rein indirekten interlayer Austausch, ferromagnetische RKKY versus antiferromagnetische RKKY, wo der Proximitätseffekt im Spacer außer Aktion ist, zu noch besserer Schaltleistung führt. Diese Ergebnisse sollten wichtig für Bauelementanwendungen der Curie-RKKY-Nanostrukturen in Spin-Thermo-Elektronik-Geräten sein.

Abkürzungen

AFM:

Antiferromagnetisch

AP:

Antiparallel

FM:

Ferromagnetisch

FMR:

Ferromagnetische Resonanz

IEC:

Indirekte Austauschkopplung

MOKE:

Magneto-optischer Kerr-Effekt

NM:

Nichtmagnetisch

P:

Parallel

PM:

Paramagnetisch

RKKY:

Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida

VSM:

Vibrationsproben-Magnetometer