Диссертация (Электростатические свойства микромагнитных структур), страница 9

Динамика переключения полярности вихря в нестационарномрежиме, которая может отвечать процессу переключения, наблюдавшемуся вквадратных пермаллоевых образцах, была рассмотрена в [63]. Для этого в ходечисленных экспериментов были изучены трехчастичные рассеяния пар вихрьантивихрь на вихре. При столкновении вихря v1+ с топологически тривиальной−парой вихрь-анитивихрь v2− a−2 , в которой антивихрь a2 имеет полярность, про-тивоположную полярности вихря v1+ , происходит аннигиляция вихря v1+ с антивихрем a−2 .

Она сопровождается изменением топологического заряда системына единицу и излучением энергии в виде спиновых волн. В результате “выживает” только вихрь v2− , что можно трактовать как переключение полярностивихря v1+ .Недавно был предложен новый способ переключать полярность вихря циркулярно поляризованным светом — на основе топологического обратного эффекта Фарадея [70]. Теоретически было показано, что поляризованный светособенно эффективно взаимодействует с распределением намагниченности, характеризующимся нетривиальной топологией. В области, где находится вихрь,электроны проводимости приобретают фазу Берри, то есть осуществляется связьмежду координатами в реальном пространстве и спиновой частью волновойфункции.

Этот механизм играет роль спин-орбитального взаимодействия, необ-46ходимого для существования “обычного” обратного эффекта Фарадея. Поскольку вихрь может нести квант магнитного потока h/e, эффективные поля приразмерах в десятки нанометров могут достигать единиц тесла.Расчеты показали, что при наличии такого распределения намагниченности действие циркулярно поляризованного света приводит к возникновению эффективного магнитного поля, пропорционального плотности топологическогозаряда и направленного по или против вектора намагниченности в каждой точке магнитной структуры (в зависимости от знака циркулярной поляризации).Таким образом, эффект должен работать при температурах, отличных от нуля,когда тепловые флуктуации могут вывести вектор намагниченности из положения неустойчивого равновесия.

Оценки показывают, что время переключениявихря может быть уменьшено на два порядка по сравнению с временем переключения электрическим током. Возможно, этот эффект играет определеннуюроль в зарождении пар вертикальных блоховских линий лучом лазера [71].Большая часть работ о переключении вихрей посвящена переключениюполярности вихря, то есть направления вектора намагниченности в его центре.Однако возможно и управление индексом намотки: результаты численного моделирования свидетельствуют, что переключение вихрь — антивихрь возможно в магнитоэлектрике с неоднородным магнитоэлектрическим эффектом [72].В таком кристалле распределение намагниченности определенной симметрииможет наводить неоднородную электрическую поляризацию, характеризующуюся той же симметрией, и, следовательно, распределение электрического заряда.

Это позволяет влиять на микромагнитную структуру путем приложениянеоднородного электрического поля. Расчеты показали, что электрическое поле от нити, проходящей через центр диска, содержащего магнитоэлектрическийвихрь, может превратить его в антивихрь. Обратное переключение производится подачей на нить напряжения противоположного знака.Интересный способ управления сразу двумя характеристиками вихря, полярностью и киральностью, с помощью магнитного поля рассматривается вработах [73–75]. Киральность вихря определяется тем, по или против часовойстрелки закручено в нем распределение вектора намагниченности. Она является параметром, плохо поддающимся управлению, поскольку поля размагничивания идентичны для двух киральностей вихря. Для переключения полярности,47казалось бы, необходимо приложить магнитное поле перпендикулярно плоскости диска.

Тем не менее, авторы данной серии работ добились переключенияобоих параметров с помощью магнитного поля, лежащего в плоскости диска.Секрет кроется в том, что из диска был вырезан сектор с углом раствора 45◦ иглубиной, равной трети радиуса диска, что придало ему сходство с компьютерным персонажем (“Pac-man-like nanodot”). Переключение осуществлялось путемнамагничивания образца до однородного состояния и последующего уменьшения магнитного поля до нуля.

Полярность конечного состояния вихря определялась тем, вдоль какого из краев выемки было направлено магнитное поле, акиральность — знаком проекции напряженности на соответствующее направление. При этом четыре возможных состояния были вырождены по энергии,стабильны в отсутствие поля, а требуемое переключение осуществлялось состопроцентной вероятностью. Напряженность управляющего поля составлялаоколо 100 мТ, а размеры пермаллоевой наночастицы — 70 нм диаметр и 40 нмтолщина.

Плотность хранения информации массивом таких частиц оцениваетсякак 1 терабит на квадратный дюйм.ЦМД также не остаются без внимания исследователей, поскольку, несмотря на сравнительно большие размеры, они могут хранить в себе несколько битинформации — за счет изменения топологического заряда. Оно может быть реализовано путем зарождения вертикальных блоховских линий с помощью градиента магнитного поля [76]. В работе были рассмотрены уединенные ЦМД какстабильные спонтанные состояния магнитного диска. Было показано, что под~ = (0, 0, gx), где x — коордидействием неоднородного магнитного поля вида Hната в плоскости, а g — параметр градиента, ЦМД приходили в движение посложной циклической траектории. Их динамика описывалась коллективнымикоординатами, представлявшими собой координаты “центра масс” топологического заряда (за исключением случая S = 0). При достаточно сильном градиенте поля распределение намагниченности претерпевало разрывную деформацию,сопровождавшуюся изменением топологического заряда ЦМД.

Авторы работывсерьез рассматривают возможность практического применения обнаруженныхэффектов, о чем свидетельствует их патент [77], описывающий устройство памяти на основе рассмотренной системы.48Рис. 1.13: Скирмионы в MnSi [78]: а — фазовая диаграмма, на которой решетка скирмионов отмечена как А-фаза; б — шесть дифракционных максимумов, свидетельствующих оналичии гексагональной магнитной структуры в плоскости, перпендикулярной приложенному магнитному полю.

Направление магнитного поля не связано с кристаллографическойориентацией образца.1.5.2Примеры реальных системЭкспериментальные свидетельства существования скирмионовВпервые скирмионы были экспериментально обнаружены в гелимагнетикеMnSi [78]. Ниже температуры Кюри в этом веществе реализуется, в зависимостиот величины приложенного магнитного поля, геликоидальная или коническаяструктура (поле прикладывалось вдоль оси [100]). Было установлено, что вблизи температуры упорядочения, в небольшом интервале значений температурыи индукции магнитного поля, кристалл находится в некоторой новой “фазе А”(рис. 1.13 а). О том, что на границе этой области действительно происходитфазовый переход, свидетельствовали пики величины теплоемкости и скачкообразное уменьшение магнитной восприимчивости, сопровождавшиеся резкимпереключением дифракционной картины в нейтронографических данных.При этом пучок нейтронов был сонаправлен с вектором индукции магнитного поля.

Такая геометрия отличается от стандартной, поскольку волновойвектор модулированной структуры обычно ориентируется по магнитному полю, и для изучения распределения намагниченности пучок нейтронов направляют перпендикулярно этой оси. Оказалось, что на дифракционной картиненаблюдаются шесть максимумов в вершинах правильного шестиугольника —49признак гексагональной решетки скирмионов — независимо от взаимной ориентации магнитного поля и кристаллографических осей образца (рис. 1.13 б).

Вэтом состоит отличие рассматриваемой системы от изученных ранее магнитныхструктур с несколькими волновыми векторами, которые были жестко “привязаны” к кристаллической решетке.То, что гексагональная решетка скирмионов является стабильной конфигурацией в указанной области фазовой диаграммы, было продемонстрированои теоретически. Для этого авторам пришлось учесть гауссовы поправки к решениям в приближении среднего поля, поскольку в отсутствие тепловых флуктуаций решетка скирмионов была лишь метастабильным состоянием.Аналогичные экспериментальные результаты — шесть Брэгговских пиков— были получены и для соединения Fe1−x Cox Si, x = 0.2 [79]. Вещество с близкимсоставом, Fe0.5 Co0.5 Si, позволило сделать следующий важный шаг в изучениискирмионов — наблюдать их в реальном, а не Фурье-, пространстве посредством Лоренцевой электронной микроскопии [80].

Образец представлял собойтонкую пленку, магнитную структуру которой можно считать двумерной: пространственный период геликоиды (90 нм) превышал толщину пленки, поэтомуее волновой вектор лежал в плоскости пленки. Магнитное поле, приложенноеперпендикулярно пленке, приводило к подавлению геликоиды и появлению решетки скирмионов (рис. 1.14 а).На рисунке 1.14 б показано экспериментальное изображение решетки скирмионов. Центральные области скирмионов и пространство между ними черные,поскольку Лоренцева электронная микроскопия нечувствительна к нормальнойкомпоненте вектора намагниченности. Распределение его плоскостной компоненты в данном случае даже более информативно: оно позволяет непосредственно убедиться, что мы имеем дело с решеткой скирмионов, обладающиходинаковой киральностью.

Кроме того, были сделаны снимки магнитной структуры в переходных областях фазовой диаграммы: на рис. 1.14 а (1) видно, какгеликоида превращается в решетку скирмионов, а рис. 1.14 а (3) показывает отдельные скирмионы в процессе перехода между решеткой скирмионов и фазойоднородной намагниченности в сильном магнитном поле.Для нейтронографических исследований требовались объемные образцытолщиной порядка миллиметра, и область “фазы А” на фазовой диаграмме50Рис.

1.14: Скирмионы в Fe0.5 Co0.5 Si [80]: а — фазовая диаграмма. Цифрами отмечены точки,соответствующе врезкам в верхней части рисунка; б — изображение решетки скирмионов,полученное с помощью Лоренцевой электронной микроскопии.была небольшой. В случае тонкой пленки решетка скирмионов оказалась стабильной в более широком диапазоне значений температуры и магнитного поля.Подробнее зависимость стабильности решетки скирмионов от толщины образцаизучалась в работе [81]. Был изготовлен клиновидный образец FeGe, толщинакоторого менялась от 15 нм до сотен нанометров (при периоде геликоиды около70 нм).

Исследования подтвердили, что чем меньше толщина пленки, тем шире“окно стабильности” скирмионов.Пленки FeGe были поликристаллическими, что позволило получить интересный кадр, включающий границу раздела зерен (рис. 1.15 а). Инверсия яркости, происходящая на границе (рис. 1.15 б), свидетельствует о смене киральности скирмионов, причиной которой является смена киральности кристаллической структуры в зернах, определяющей знак взаимодействия ДзялошинскогоМория.