Диссертация (1103589), страница 7
Текст из файла (страница 7)
В известныхэкспериментахвлияниелокальныхплазмоновнагенерациюмагнитоиндуцированной ВГ устанавливалось косвенно. В работах[80, 81] для этого исследовались пленки Cox Ag1−x c различнымиконцентрациями Co, в которых в некотором диапазоне концентрацийпроисходит грануляция. Отмечалось, что хотя оба компонента пленокявляются металлами, существует область, в которой действительная частьдиэлектрической проницаемости серебра положительна. В работе приконцентрациях, соответствующих грануляции, одновременно наблюдалось36усиление магнитосопротивления и магнитного контраста интенсивностивторой гармоники (рис.
1.7). В работе [82] при исследовании системыРис.1.7 :ЗависимостьмагнитногоконтрастаинтенсивностиВГивеличинымагнитосопротивления от концентрации в пленке Cox Ag1−x . Концентрация ≈ 0.3соответствует гранулированию [80].нанодисков Au/Co/Au наблюдалось отличие угловых зависимостей ГМВГв указанной структуре и в однородной трехслойной плёнке, котороеинтерпретируется как появление когерентного магнитоиндуцированногодипольного вклада в генерацию ВГ в присутствии плазмонных частиц.В работе [83] при изучении микроскопии ВГ в наноструктурах из Niспиральной формы было продемонстрировано влияние плазмонов насимметрию магнитоиндуцированного отклика.Другой областью, в которой генерация магнитоиндуцированнойвторой гармоники является перспективным методом исследованийявляется изучение композитных наноструктур, обладающих неоднороднойнамагниченностью.
Как видно из рис. 1.6 поверхностная селективностьВГ позволяет изучать намагниченность в поверхностных слоях илина интерфейсах, которая может отличаться от объемной. В работе[57] методом генерации второй гармоники исследовалась структураCoO/Cu/Fe, в которой, в зависимости от толщины медного слоя,менялась обменная связь между ферромагнитным и антиферромагнитнымслоем.
При этом было показано, что при толщине медного слоя 3,5 нм37пропадал сдвиг петли гистерезиса, вызванный обменным смещением,но сохраняется зависимость магнитного контраста интенсивностивторой гармоники от температуры, соответствующая наличию фазовогоперехода при температуре Нееля для CoO. Полученные результатыинтерпретируются как проявление генерации ВГ на поверхностном слоеантиферромагнетика, который даже при большой величине немагнитнойпрослойки остаётся связанным с ферромагнитным слоем. Генерациямагнитоиндуцированной ВГ в структурах с обменно связанными слоямиферромагнетик/антиферромагнетик/ферромагнетик изучалась также вработе [56].
Аналогичные эксперименты также проводились в структурах сферромагнитными слоями (Ni/Cu/Ni/Cu), в которых величина обменноговзаимодействия регулировалась толщиной немагнитной прослойки [84]. Вструктуре ферромагнетик/ферримагнетик [85], благодаря использованиюсочетания линейных и нелинейных магнитооптических экспериментов ианализу свойств квадратичной восприимчивости, удалось по отдельностиисследовать магнитные свойства различных границ.§ 1.4.Оптические эффекты в системахраспределением намагниченности.1.4.1.СостояниямоментомнамагниченностисснетривиальнымненулевымугловымВ общем случае поведение намагниченности в ферромагнетикахописывается уравнением Ландау-Лифшица. Следуя [12], запишем векторнамагниченности в каждой точке среды через два независимых параметра– направляющих угла, воспользовавшись постоянством его длины: = 0 sin cos ; = 0 sin sin ; = 0 cos ,(1.35)где 0 = 20 /3 , 0 – магнетон Бора, – спин атома 3 – объем атома.Тогда при пренебрежении магнито-дипольным взаимодействием уравнениеЛандау-Лифшица имеет вид:[︂]︂102 Δ + [1 − 02 (∇)2 ] sin cos +− 20 sin = 00 1 02 ∇(sin2 ∇) −sin = 0,(1.36)0 где 0 – это магнитная длина, определяющаяся отношением магнитной ианизотропной констант 02 = /, ~0 = 20 0 , Δ – оператор Лапласа.38Для определения пространственного распределения намагниченностив равновесном состоянии необходимо найти стационарные решенияуравнений 1.36.
Стационарные решения в нулевом (или малом) внешнемполе дают основные состояния намагниченности. Интересный случайпредставляют решения с неоднородной намагниченностью, представимыев полярных координатах (, ) в виде = (), = 0 + ,(1.37)где ∈ Z, 0 −. Для такого вида решений при введении безразмерныхпеременных Ω = /0 , = /0 из ур. 1.36 получается уравнение дляфункции ())︂(︂2 1 2++ 1 − 2 sin cos − Ω sin = 0,(1.38)2 которое надо дополнить условием равновесного состояния cos( = 0 ) =Ω на бесконечности.
В работе [12] показано, что для решений ур. 1.38с граничными условиями может оказаться ненулевой величина полногоуглового момента относительно оси ⃗:∫︁~0(cos 0 − cos )[∇] = −~(1.39) = −20где – количество отклонений спинов. Отличие от 0 момента при ̸= 0позволяет назвать решения вида 1.37 магнитным вихрем, характеризуемымтопологическим параметром . По устоявшейся позже традиции [13]принято называть вихревыми состояния с = 1, 0 = ±/2, где знакопределяет направление вихря. = −1; 0 = 0, образует так называемыйантивихрь, а решения с = 1; 0 = 0, задают распределение типаежа. Запишем окончательно вихревое распределение намагниченности вдекартовых координатах применяя соотношение 1.35 = sin () cos( ± /2) = sin () sin( ± /2) = cos ().(1.40)Таким образом, при вихревой намагниченности в плоскостиперпендикулярной оси ⃗ проекция намагниченности в каждой точкеперпендикулярна радиус вектору (рис.
1.8,а). Рассчитанный дляразличных значений Ω вид зависимости () представлен на рис. 1.8,б39[12]. Видно, что при малых значениях Ω (малое внешнее поле) вдалеке отначала координат = /2, то есть намагниченность лежит в плоскости . В то же время на расстояниях порядка магнитной длины 0 и меньше⃗ ‖ ⃗, это область такрезко растёт и при = 0 имеем = 0, называемой сердцевины вихря.а)б)Рис. 1.8 : а) Схематичное изображение вихревого распределения намагниченности в диске.Локальный магнитный момент показан стрелочками. б) Рассчитанная зависимость ().Цифры 1 − 6 соответствуют значениям безразмерного поля 1: Ω=0,95; 2: Ω=0,7; 3: вихрь вобщем случае бозонного газа [14];4: Ω=0,45; 5: Ω=0,1; 6: Ω=0,001 [12].В работе [12] делается вывод, что в цилиндрической частицеферромагнетика, такой, что ось цилиндра совпадает с осью магнитнойанизотропии, возможно вихревое основное состояние намагниченности.Эксперименты и численные решения уравнения Ландау-Лифшицапоказывают что из рассмотренных нетривиальных распределений именновихревое наиболее часто является основным состоянием намагниченностив низкоразмерных структурах.Систематическое экспериментальное исследование геометрическихпараметров, при которых в цилиндрических частицах без внешнего полявозникает вихревое состояние намагниченности, проведено в работе [86]для частиц из сплава Ni80 Fe14 Mo5 .
В работе анализировались петлимагнитного гистерезиса, полученные магнитооптическим методом вансамбле одинаковых частиц, расположенных достаточно далеко, чтобыисключить взаимодействие между частицами. Основной результат этойработы – диаграмма распределения намагниченности в зависимостиот диаметра и толщины диска – показан на рис. 1.9,а.
Отметим, чтодля любого диаметра диска существует нижняя граница толщины,40при которой ещё возможно существование вихревой намагниченности,что в целом соответствует тому, что при малых размерах начинаетпреобладать обменное взаимодействие, приводящее к ферромагнитнойупорядоченности и монодоменной конфигурации. Экспериментальныерезультаты, полученные авторами, хорошо согласуются с проведенныммоделированием на основе численного решения уравнения ЛандауЛифшица. Аналогичные результаты были получены для ансамблейа)б)Рис.
1.9 : а) Диаграмма основных состояний намагниченности в нанодисках супермаллоя:пустые кружочки соответствуют вихревой намагниченности, закрашенные – монодоменномусостоянию [86]. б) Петли гистерезиса для нанодисков кобальта различной толщины(строки) и диаметра (столбцы). Характерное для вихревого состояния уменьшение модулянамагниченности в окрестности нулевого внешнего поля наблюдается при толщине более 20нм [60].нанодисков Co, рис. 1.9,б в работе [60], где намагниченность изучаласьмагнитооптическим методом и с помощью магнито-силовой микроскопии.Важным отличием является наличие у кобальта значительнойанизотропии, что, согласно [12], может сказаться на формированиивихревой намагниченности. В то же время, экспериментальноисследовавшиеся частицы кобальта являются поликристаллическими, чтопозволяет считать среднюю анизотропию несущественной.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
