Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Особенности магнитных и магнитооптических свойств пленочных систем для термомагнитного формирования микродоменных структур
1.1. Магнитное упорядочение и структура в сплавах РЗМ-ПМ 7
1.2. Физические свойства 12
1.2.1. Намагниченность 13
1.2.2. Температура Кюри 16
1.2.3. Перпендикулярная анизотроия 19
1.2А Коэрцитивная сила 26
1.3. Магнитооптические свойства 27
1.4. Термомагнитная запись в пленках РЗМ-ПМ 32
Постановка задачи 33
Глава. 2. Термомагнитная запись на пленочных сплавах редкоземельных и переходных металлов
2.1. Общие положения 34
2.2. Основные требования к средам для магнитооптической памяти 36
2.2.1 Энергетическая чувствительность 36
2.2.2. Магнитооптическое считывание 37
2.2.3. Дополнительные требования 39
2.3. Выбор материала для пленок РЗМ-ПМ 39
2.3.1. Технология получения пленок сплавов 41
2.4. Запись дискретной информации ., 432.5. Увеличение полярного эффекта Керра в многослойных структурах P3M-iTM/GeO(SiO) 44
2.6. Термомагнитная запись аналоговой информации 50
2.6.1. Петли гистерезиса 50
2.6.2. Экспериментальная часть 53
2.6.3. Визуализация магнитных полей рассеяния 57
2.6.4. Регистрация оптических излучений 60
Глава 3. Особенности записи информации на пленках РЗМ-ПМ импульсами светового излучения
3.1. Расчет энергетической чувствительности при записи импульсами светового излучения 64
3.1.1. Упруго-магнитная запись 68
3.2. Эффекты температурного воздействия импульсов оптического излучения на пленки РЗМ-ПМ 76
3.2.1. Моделирование процесса термомагнитной записи 76
3.3. Расчет динамики температуры 76
3.4. Численный анализ устойчивых состояний в двумерных магнитных системах 86
3.4.1. Описание модели и численного метода 87
3.4.2. Структурные состояния при отсутствии температурного нагрева и перемагничивающего поля 89
3.4.3. Характерные структуры, возникающие при неоднородном нагреве во внешнем магнитном поле 93
Глава 4. Термомагнитная запись информации на пленочных структурах с однонаправленной анизотропией
4.1. Доменная структура и перемагничивание пленок MnNiFe с одноосной и однонаправленной анизотропией 95
4.2. Формирование каналов продвижения плоских магнитных доменов в пленках NiFe/NiFeMn 101
4.3. Двухслойные пленочные структуры DyCo/NiFe (TbFe/NiFe) с однонаправленной анизотропией для термомагнитной записи информации 104
4.3.1. Механизм формирования однонаправленной анизотропии в пленках РЗМ-ПМ/NiFe 104
4.3.2. Перемагничивание двухслойных пленок РЗМ-ПМ/NiFe с обменным взаимодействием 108
4.3.3. Запись информации в пленках РЗМ-ПМ/NiFe с однонаправленной магнитной анизотропией 114
Приложение 118
Заключение 119
Литература 120
- Физические свойства
- Основные требования к средам для магнитооптической памяти
- Эффекты температурного воздействия импульсов оптического излучения на пленки РЗМ-ПМ
- Формирование каналов продвижения плоских магнитных доменов в пленках NiFe/NiFeMn
Введение к работе
Актуальность темы. В последнее время большое внимание уделяется поиску возможности существенного повышения пропускной способности информационных систем путем использования оптических методов обработки информации. Однако использование оптоэлектронных систем, имеющих существенные преимущества по сравнению с обычными электронными системами, во многих случаях сдерживается отсутствием эффективных оптических сред, обладающих достаточно полным комплексом необходимых характеристик. Например, фотоэмульсионные среды не допускают многократной перезаписи, электроннооптические преобразователи не обеспечивают высокой плотности записи и др.
Одним из путей повышения пропускной способности является поиск перспективных регистрирующих материалов, обеспечивающих высокую плотность и скорость записи, неразрушающее считывание, а также практически неограниченное число циклов перезаписи с возможностью оперативной обработки больших объемов информации, являются тонкие магнитные пленки (МП) различных классов.
Основы реверсивной оптической памяти были заложены в 1975-1985 гг., когда была обнаружена перпендикулярная магнитная анизотропия в пленках MnBi и в аморфных пленках сплавов редкая земля - переходной металл (РЗМ-ПМ). В результате интенсивных исследований этих материалов были созданы реверсивные магнитооптические запоминающие устройства (ЗУ) с плотностью записи ~ 10 бит/см термомагнитным способом (ТМЗ). В настоящее время магнитооптические ЗУ заняли достойную нишу на рынке сбыта вычислительной техники. При этом на повестку дня стал вопрос об улучшении параметров магнитооптических дисков (МОД) - уменьшения энергопотребления при записи/стирании информации, увеличения отношения сигнал/шум, быстродействия, архивоспособности и др., чтобы они могли успешно конкурировать с имеющимися новыми разработками магнитооптических ЗУ.
В связи с этим возрастает интерес к дальнейшему изучению фотоиндуцированных процессов в твердом теле, лежащих в основе процессов записи/стирания термомагнитным способом информации, и к созданию магнитопленочных материалов с новыми свойствами, максимально удовлетворяющими требованиям современной техники. Для решения этой задачи могут быть использованы как магнитопленочные материалы с неоднородной структурой (аморфное и нанокристаллическое состояние), так и многослойные пленочные структуры, в которых необычные магнитные свойства возникают за счет эффектов взаимодействия между слоями. Оба подхода были использованы в данной работе, что определяет ее актуальность и научную значимость.
Цель работы. Изучение особенностей механизмов термомагнитной записи информации в аморфных ферримагнитных пленках и в пленочных структурах с однонаправленной (ОА) обменной анизотропией, установить их корреляцию с магнитными свойствами исследуемых получаемых пленок и пленочных структур.
Достижение поставленной цели потребовало решения следующих задач:
Исследовать особенности процессов термомагнитной записи дискретной и аналоговой информации на пленках TbFe, DyCo с перпендикулярной магнитной анизотропией.
Исследовать особенности формирования микродоменных структур при локальном воздействии на систему пленка-подложка импульсов светового излучения различной формы и длительности.
3. Исследовать процессы перемагничивания и особенности
термомагнитной записи на двухслойных пленках MnNiFe-NiFe и РЗМ-
ПМ/NiFe с однонаправленной обменной анизотропией.
Данные положения, совместно с конкретными
экспериментальными результатами и сформулированными на их основе выводами, выносятся автором на защиту.
Научная новизна
Впервые разработаны физические принципы и получены магнитооптические материалы для записи аналоговой информации.
Проведено численное и экспериментальное исследование особенностей ТМЗ информации в аморфных ферримагнитных пленках при воздействии коротких импульсов лазерного излучения ( ти< 10 не), показана зависимость энергетической чувствительности от формы и длительности световых импульсов записи/стирания.
3. Впервые обнаружена однонаправленная анизотропия в
обменносвязанной ферри-ферромагнитной пленочной структуре с
ортогональным расположением эффективных намагниченностей в слоях,
предложен один из механизмов ее формирования.
4. Исследованы особенности термомагнитной записи информации в
пленочных структурах с однонаправленной обменной магнитной
анизотропией.
Практическая ценность
1. Разработана многослойная магнитооптическая структура для
термомагнитной записи информации и создан макет магнитооптического
диска с рабочими параметрами, отвечающими международным стандартам
ISO.
2. На базе разработанного термомагнитного метода записи аналоговой
информации создан прибор для визуализации и фотометрирования
световых импульсных излучений в диапазоне длин волн 200-2500 нм в
реальном масштабе времени.
3. Предложен новый механизм ТМЗ информации в аморфных
ферримагнитных пленках при температурах много меньших температуры
Кюри.
4. Предложен новый принцип ТМЗ информации на пленочных структурах
РЗМ-ПМ/NiFe с однонаправленной анизотропией, позволяющий
уменьшить энергозатраты при записи/стирании более чем в 100 раз.
Апробация работы
Основные результаты диссертационной работы представлялись на конференциях и школах-семинарах различного уровня: IX Всесоюзная школа-семинар "Новые магнитные материалы для микроэлектроники", 1984г., Саранск; Международный симпозиум "Поверхностные волны в твердых телах и слоистых структурах", 1986г., Новосибирск; XXII Всесоюзная конференция по физике магнитных явлений, 1988 г., Калинин; XI Всесоюзная школа-семинар "Новые магнитные материалы микроэлектроники", 1988г., Ташкент; VII Всесоюзная конференция "Проблемы магнитных измерений и магнитоизмерительной аппаратуры", 1990г., Ленинград; I Байкальская международная конференция. "Магнитные материалы" (BICMM) 2001г., Иркутск; "Новые магнитные материалы для микроэлектроники". Международная школа-семинар, 2002г., Москва. "Новые магнитные материалы для микроэлектроники" Международная школа-семинар, 2004г., Москва; Euro-asian symposium "Trends in magnetism", Krasnoyarsk, Russia.
Структура и объем работы
Физические свойства
Анализ результатов проведенных исследований аморфных пленок РЗМ-ПМ позволяет сделать вывод, что особенности их магнитных свойств обусловлены причинами как микро-, так и макроскопического характера. Первые проявляются на расстояниях нескольких атомных радиусов. К ним можно отнести: 1) особенности электронной структуры атомов РЗ, которые проявляются через спин-орбитальное взаимодействие и вызывают действие одноионного анизотропного механизма [25]; 2) особенности формирования За -зоны атомов ПМ, что влияет на особенности проявления механизма переноса заряда [10]; 3) образование парного упорядочения атомов [18, 26, 27-29], которое осуществляется за счет магнитодипольного [18, 27-28] или псев-додипольного [30, 31] взаимодействий. Все это непосредственно определяет природу магнетизма аморфных сплавов РЗМ-ПМ. Однако при определенных технологических условиях процессом перераспределения атомных пар можно управлять. Например, влияние парного упорядочения наиболее явно выражено в пленках, полученных методом катодного распыления при отрицательном смещении, в которых оно обусловлено процессами обратного распыления РЗ-атомов [26]. Отжиг же приводит к перераспределению пар ПМ-атомов вдоль границ столбцов или пустот [18,29].
Во втором случае, на расстояниях от нескольких атомных размеров до нескольких тысяч Ангстрем: а) наличие описанных выше микроструктур [20-21], что вызывает к действию механизм магнитостатического взаимодействия [20, 32]; б) особенности упорядочения ближнего порядка [33,34]; в) макро- [31, 35] и микронапряжений [20, 36-37], влияние которых осуществляется через магнитострикцию [38]. Считается, что макронапряжения возникают из-за различия коэффициентов термического расширения пленки и подложки и могут быть устранены снятием с подложки. Микронапряжения возникают в процессе роста пленок и обусловлены включениями аргона [39], кислорода [20], пустот [37], а также возможными значительными локальными вариациями химического ближнего порядка. От этих напряжений можно в значительной степени избавиться в процессе отжига.
В отличие от микропричин возникновение макропричин полностью обусловлено технологией и они могут изменяться в зависимости от технологических условий получения. Дальнейшее рассмотрение в отдельности каждого из магнитных свойств аморфных пленок РЗМ-ПМ позволяет видеть конкретное проявление обоих факторов.
В связи с этим необходимо рассмотреть влияние указанных причин на основные магнитные характеристики пленочных сплавов переходных и редкоземельных металлов. Разупорядочение атомной структуры определяет особенности поведения намагниченности в аморфных пленках РЗМ-ПМ. Величина магнитного момента на формульную единицу, которая определяется из измерений низкотемпературной намагниченности в экстраполяции Т— 0 К, оказалась меньше для аморфного состояния по сравнению с соответствующим кристаллическим [2, 4, 11]. Приведенный факт интерпретируется [40] увеличением момента ПМ в аморфном состоянии (например, момент Со равен 1,4 / и 1,02 (лъ в аморфном и кристаллическом GdCo , соответственно [11]) в предположении, что сохраняется антипараллельная ориентация РЗ- и ПМ моментов. Объяснение можно найти в том, что, как указывалось выше, аморфное состояние характеризуется более низкой плотностью и большими расстояниями РЗ-РЗ, вследствие чего уменьшается перенос заряда от РЗ к ПМ по сравнению с кристаллическим аналогом. Этот механизм переноса заряда хорошо подходит для GdCo [11, 40], который можно рассматривать как наиболее простой сплав для интерпретации, т.к. считается, что момент Gd не меняется при переходе к аморфному состоянию [11, 58, 59], а сравнение спектров Мессбауэра аморфных и кристаллических пленок Со показывает, что структурное разупорядочение не влияет на магнитный момент Со. Однако измерение намагниченности аморфных пленок GdFe показало, что уменьшение магнитного момента Fe много меньше ожидаемого на основе действия механизма переноса заряда [10], в то же время аморфные сплавы GdFe очень трудно насытить при 4,2 К, при этом они обладают объемной восприимчивостью 5 -10", a GdCo - 1 10" [10].
Эти особенности можно объяснить следующим: 1) проявление механизма переноса зарядка зависит от специфики d-зоны Со и Fe, причем в случае Со электроны от РЗ заполняют вакансии в оставшейся незаполненной d-подзоне, ситуация же для Fe усложняется тем, что существуют вакансии в обеих d-подзонах [28]; 2) на основе результатов измерений намагниченности для аморфных пленок с немагнитной добавкой В и на основе сравнения с поведением GdCo2 делается вывод о неколлинеарном выстраивании подрешетки Fe [10]. Это по мнению авторов связано с возможностью возникновения как ферромагнитной, так и антиферромагнитной связи Fe-Fe из-за вариации расстояний между ними в аморфном состоянии. Большие концентрации В приводят к увеличению этого расстояния, в результате чего сперимагнетизм Fe уменьшается, что подтверждается уменьшением высокополевой восприимчивости до 1,7 10 3.
Для аморфных пленок РЗ-Со и РЗ-Fe, где РЗ не в S-состоянии, уменьшение магнитного момента на формульную единицу составляют 30-40% [2] по сравнению с кристаллическими аналогами, а для GdCo2, например, всего 16% [11]. Этот факт позволяет говорить о возможном действии одноконного анизотропного механизма [2, 28], который проявляется в дисперсии распределения моментов РЗ. Кроме того, о нарушении параллельной ориентации моментов подрешетки РЗ свидетельствует полученная из полевых зависимостей намагниченности большая восприимчивость при высоких полях выше технического насыщения [17, 28].
Однако количественное сравнение таких кривых позволяет выделить некоторые особенности: 1) Значения Ms для пленок, полученных катодным распылением, оказываются выше, чем в случае термического испарения для того же состава [28, 42], хотя такого различия почти нет для пленок GdCo [44]; 2) Максимальные значения Ms в интервале составов, обогащенных РЗ, для пленок с различным видом РЗ и ПМ отличаются: для пленок TbFe больше почти в два раза, чем для DyFe [43], для пленок DyCo [28] больше, чем для DyFe [43], а самые большие значения Ms имеют пленки GdCo [44] и GdFe [28] и самые малые - НоСо [28]; 3) Компенсационный состав при комнатной температуре зависит от вида элементов, входящих в состав пленок: самое большое содержание РЗ-элемента (28 ат.%) в таком составе наблюдается для пленок НоСо [28] и самое малое (примерно 22 ат.%) - в пленках TbFe и GdCo [44].
Сравнительное рассмотрение максимальных значений Ms в указанном интервале составов показывает, что эти значения увеличиваются для ряда пленок РЗ-Со и РЗ-Fe в соответствии с возрастанием эффективного спина РЗ-элемента (q - 1) J. Что же касается зависимости Ms от ПМ-элемента, то для пленок РЗ-Со значения Ms больше. Это можно объяснить различием величины спинов ПМ-элемента в зависимости от содержания РЗ-элемента: спин Со значительно уменьшается с увеличением концентрации РЗ больше чем на 15% [28, 44] и аморфное состояние на него не влияет [11], а для Fe эксперименты по эффекту Мессбауэра показывают, что его спин также уменьшается, но скорость уменьшения зависит от эффективного спина РЗ, причем зависимость от этих параметров значительно более сильна в аморфных пленках по сравнению с кристаллическим состоянием [4]. Объяснение различий в компенсационном составе довольно затруднительно, т.к. данные разных авторов отличаются [28], кроме того, отсутствуют результаты системного изучения компенсационных составов, даже по аморфным пленкам DyCo, DyFe, НоСо.
Основные требования к средам для магнитооптической памяти
Энергетическая чувствительность магнитного материала, в общем случае определяется коэффициентом поглощения, температурой Кюри и толщиной пленки. С точки зрения повышения энергетической чувствительности желательно, чтобы весь излучаемый лазером свет поглощался носителем.
Проведем расчет энергетической чувствительности магнитопленочных материалов при записи с помощью импульсов светового излучения. Оценка чувствительности связана с нахождением температурного поля, возникающего в облученном участке образца, которое играет роль переходной физической модели записываемого изображения (как дискретного, так и аналогового). Для простоты будем считать, во-первых, что пленка является свободной (без подложки) и не обменивается теплом с окружающей средой. Во-вторых, выравнивание температуры по толщине происходит значительно быстрее, чем в плоскости, и тепловым сопротивлением пленки в нормальном направлении можно пренебречь. Тогда интенсивность излучения, необходимая для нагрева локального участка пленки, определяется выражением [94] Jo = = [1 - ехр(- a h)\ , (2.2) dZ где К - коэффициент теплопроводности, Т - изменение температуры локального участка с линейным размером d, а- коэффициент поглощения света. В реальных металлических ТМП ah 1, поэтому для оценочных расчетов удобно использовать более простое выражение Л-Щ - . (23) При этом считается, нагрев происходит за время, меньшее времени релаксации г температуры в плоскости пленки: 4я"2 где с - удельная теплоемкость, а р - удельная плотность. Используя выражения (2.3) и (2,4), рассчитаем в качестве примера необходимую энергию для нагрева локального участка пленки сплава ТЬ - Fe до температуры Кюри (Тс = 150С). Возьмем h = 5 -1046 см, d = \0Л см, К 0,2 вт/см2 град, Т= 150С, тогда Л= 5 105 вт/см2, г 5 10" с, с = 0,43 Дж/г град, р 8,6 г/см3. При длительности импульса засветки ги = 10"8с необходимая энергия E = Jav-5 10"? Дж/см2 Проведенные эксперименты по термомагнитной записи информации на пленки Tb - Fe толщиной 400А импульсами светового излучения мощностью 10 мвт (Г„ = 100 не) показали энергетическую чувствительность 2 10"2 DJK/CM2. Так как выражение (2.3) не учитывает потери на отражение и прохождение света, то сравнение экспериментальных данных можно считать удовлетворительным.
В то же время с учетом получения оптимального магнитооптического сигнала считывания толщину МЛ и коэффициент поглощения можно определить из уравнения (2,5): ah 2. honm = — 3Tctg4F/a, , (2.5) где F- удельное фарадеевское вращение (град/см). Так как для металлических ТМП ой 105 см-1, та A» I0"5 см. оценим необходимую величину Тс, исходя из предположения, что для записи используется полупроводниковый лазер (Р = 10 мвт). Из (2.3) определим температуру ДГ, если вся мощность излучения будет сфокусирована на участке 1 мкм2. Тогда для ТМП с А = 510"6 см ДГ 200 С, т.е. магнитопле-ночный материал должен иметь Тс 200 С.
Поскольку в процессе проведения исследований для считывания информации использовались магнитооптические эффекты Фарадея и Керра. Рассмотрим особенности оптического считывания на примере использования фарадеевского вращения плоскости поляризации света, которое имеет разные знаки в противоположно намагниченных участках пленки [95]. В процессе считывания поляризованным свет проходит через локальный участок пленки, анализатор и регистрируется фотодетектором. Пренебрегая граничными потерями, можно оценить величину сигнала следующим образом. Предположим, что поле световой волны, падающей нормально (в направлении Z оси ) на пленку толщиной А, имеет одну, отличную от нуля, составляющую Ех. Тогда после прохождения через пленку волна будет иметь составляющие Е х = exp(-ah/2)ExCos p] Е у = ехр(-аИ/2)ЕЛп р J , (2.6) где 9 = Fh - угол поворота плоскости поляризации на толщине пленки, a F - фарадеевское вращение (град/см). Если анализатор повернут на угол и по отношению к поляризатору, т.е. к направлению оси X, то на выходе анализатора будет зарегистрирована интенсивность света: J=c/87i(E xcosv+Et)/Sinv)2 = J0exp(-atiJcos2(v-p) , (2.7) Полезный сигнал получаем как разность интенсивностей пучков, прошедших через противоположно намагниченные участки: AJ=J0exp(-ah)[cos2(o-p) - cos2(u+q ) = Jaexp(-ah)sin2t sin2(F-h) . (2.8) Если анализатор настроен на исключение одного из пучков (и = я7 2 - р), то &J=J0exp(-ah)s\n22(Fh). (2.9) Как видно из (2.9), регистрируемый сигнал зависит от толщины пленки. При этом AJma получается при honm г arctg4F/a. (2.10) Для металлических пленок отношение Fla 1, поэтому honm= 21а. Согласно (2.9) полезный сигнал пропорционален интенсивности падающего света. Однако, здесь также существует оптимальная величина J0 , т.к. при некоторых значениях J0 образец начнет разогреваться, что приводит к уменьшению намагниченности и фарадеевского вращения. Экспериментально установлено, что J о опт. в 3 - 4 раза меньше интенсивности записывающего луча.
При считывании информации с использованием полярного эффекта Керра характерны все особенности, обнаруженные при считывании с помощью эффекта Фарадея. Для оценки эффективности считывания записанной информации вводится понятие магнитооптической добротности среды, которая представляет собой отношение фарадеевского вращения к поглощению {q = 2F/a). Для практических применений требуются материалы с q » 1 . Так как F и а являются функциями температуры и длины волны, то желательно, чтобы требуемые значения этих параметров реализовались при комнатной температуре и на тех длинах волн, где работают современные лазеры. Технической оценкой качества магнитооптической среды является отношение сигнал/шум. Для увеличения этого отношения, с одной стороны, необходимо увеличивать магнитооптический эффект (IF KMS), т.е. в конечном счете увеличивать намагниченность, а с другой стороны, уменьшать шумы. Одним из источников шумов в пленочных средах является рассеяние света на границах кристаллитов. Эти шумы можно значительно уменьшить, если использовать аморфные материалы. По оценкам специалистов Xerox Corp. (США) для практических устройств отношение сигнал/шум должно быть 40дб. Необходимым условием получения максимального значения этого отношения является также использование материалов с прямоугольной петлей гистерезиса ( MJMS = 1).
Эффекты температурного воздействия импульсов оптического излучения на пленки РЗМ-ПМ
ТМЗ описывается в 2 ступени: 1. Расчет пространственно-временного распределения температуры в тонкой металлической пленке при воздействии импульсного лазерного излучения. 2. Расчет устойчивых доменных структур в магнитной пленке при воздействии лазерного из лучения и слабого магнитного поля. Как было показано во второй главе, запись информации термомагнитным способом основана на нагреве локальных участков среды лазерным лучом до температуры фазового перехода Тс при одновременном воздействии подмагничивающего поля.
При проведении экспериментов по взаимодействию лазерного излучения с пленками сплавов РЗМ-ПМ нами было обращено внимание на тот факт, что при уменьшении длительности импульса происходило повышение энергетической чувствительности образца, т.е. понижение минимальной энергии записи. При этом для длительности импульса гъ 10"11 сек температура, до которой нагревалась пленка согласно оценкам, могла не достигать Тс. Для объяснения этого факта в наших работах [123,124] был предложен и обсуждался новый механизм записи.
В данном разделе приведены результаты расчетов динамики температуры в двухслойной системе пленка-подложка при воздействии на пленку пико- и наносекундных импульсов различной временной формы.
Анализ предварительных экспериментальных результатов При проведении экспериментов по регистрации на пленках P3M-Fe (P3Mb, Dy) лазерного излучения экспериментально были получены следующие энергетические чувствительности для различной длительности импульса (Emm - минимальная энергия, которая может быть зарегистрирована в данных условиях):
( Л = 1,06 мкм) г = I О"7 с; EmJ!) =2-10-2 Дж/смг; ( Я = 0,35 мкм) т = 2 10"8 с; EmiJP} = 3 1 Г3 Дж/см2 ; ( X = 0,53 мкм) г = 3 1 ГП с; Emm(3)= 4 10"4 Дж/см2 ; Приведенные результаты показывают, что при уменьшении длительности импульса происходит повышение энергетической чувствительности среды. Так как для реализации термомагнитного механизма записи необходимо нагреть пленку до температуры Кюри (Гс), проведем оценку температуры, до которой нагрелась пленка в каждом из приведенных выше случаев.
Для оценки воспользуемся следующей формулой: АТ= Л (3.35) cm где Е - количество тепла поглощенного пленкой, с- теплоемкость пленки, m - масса. Поскольку количество тепла, поглощенного пленкой в единицу времени с учетом коэффициентов поглощения и отражения Q= jQ(z)dz = P0(l-RJ -e-ah , (3.36) а Е = PotS, где Лі - плотность поглощаемой в пленке мощности излучения, г- время излучения, S - площадь облучаемого участка, изменение температуры облучаемого участка Ы- - X -/- ) . (3.37) cph Проведем оценку для следующих параметров: с = 400 Дж/кг град; /7=8-103 кг/м3; h = 10"7м; Л = 0,5; дг=2-107м"1. В этом случае: 47/«270; АТ2 я 40; ЛТ3 ш 5 .
Из приведенных оценок видно, что если при ть Ю" с температура пленки превышает Тс (при щ 10 с оценка не дает однозначного ответа ввиду достаточно низких Тс для данных образцов 80 - 110С), то при ЇЙ 10"пс Тс явно не достигается, что не позволяет объяснить факт записи с точки зрения термомагнитного механизма.
Однако следует отметить, что использовавшееся в эксперименте излучение имело достаточно сложную пространственно-неоднородную структуру и приведенные цифры о плотности энергии усреднены по размеру записанного на пленке пятна и могут отличаться от локальных параметров. Очевидно, что для количественного сопоставления результатов эксперимента необходим как более точный расчет нагрева пленки, так и создание установки, позволяющей с хорошей точностью контролировать падающую на единицу поверхности энергию лазерного излучения различной длительности. Расчет динамики температуры в двухслойной системе пленка подложка
Задача о распределении температуры в двухслойной системе пленка-подложка, нагреваемой импульсом лазерного излучения, решалась численными методами. В ряде работ были получены аналитические решения для полубесконечной геометрии системы методами функций Грина, отображений и преобразований Лапласа. При этом обычно предполагалось, что распределение плотности мощности в лазерном пучке по радиусу является гауссовым, а временная зависимость формы лазерного импульса - ступенчатая функция. Такие допущения приводят к двумерным по пространственным координатам уравнениям теплопроводности и определяются условиями эксперимента. При этом необходимо проводить сравнения диаметра лазерного пучка DB, толщины пленки h и характерной длины термической диффузии за время импульса 4/ « а Т0 , где а - коэффициент температуропроводности и Го - длительность импульса. Для обычных сплавов РЗМ-ПМ а2 и 1,2 10"5 м2/сек.
В типичных экспериментах по лазерному нагреву системы пленка-подложка (см., например, [121]) при толщине пленки h «1000А использовались лазерные пучки диаметром в 1 мкм с длительностью импульса щ » 100 не, что дает характерную длину термодиффузии 4/ 1 мкм, сравнимую с диаметром пучка. Этим определяется необходимость введения зависящего от радиуса распределения мощности в лазерном пучке и, следовательно, решение двумерных по координате уравнений теплопроводности.
Ситуация меняется при переходе к пикосекундным импульсам или к пучкам с большим диаметром. Для импульсов длительностью го 30 не характерная длина термодиффузии / и 200 А , что того же порядка, что и толщина пленки, и существенно меньше диаметра лазерного пучка, который в разных экспериментах колеблется в пределах Ю-6 - 5 10"4 м. Это позволяет существенно упростить задачу и ограничиться решением одномерных уравнений теплопроводности, пренебрегая зависимостью от координат в плоскости пленки.
Формирование каналов продвижения плоских магнитных доменов в пленках NiFe/NiFeMn
Создание функциональных устройств на основе тонкопленочной магнитной среды с плоскими магнитными доменами (ПМД) включает в себя следующие основные этапы [205] : 1. получение магнитного материала и разработка методов формирования каналов продвижения (КП)ПМД; 2. разработка структуры и топологии отдельных схем устройства; 3. выбор типа считывающего устройства. Все это должно быть направлено на выполнение основных требований, предъявляемых к устройству - обеспечение широкой области устойчивой работы, интеграции и надежности, В настоящее время наиболее широко разрабатываются структуры, в которых для продвижения ПМД используются низкокоэрцитивные области определенной конфигурации, внедренные в высококоэрцитивный массив. Известно несколько методов получения низко коэрцитивных каналов (НК), окруженных магнитожестким массивом: а) напыление магнитомягкой пленки на подслой из А) ; б) химическое, ионное и электронное травление магнитомягкой пленки; в) использование слоистых структур из одноосных Fe/Ni/Co пленок и пленок NiFe со страйп структурой.
Однако, в большинстве случаев реализация этих методов сопровождается появлением различных неоднородностей, ступеней (в случае "а" и "б"), изменение кристаллической структуры, толщины и намагниченности (в случае "б"), которые в значительной степени уменьшают область устойчивой работы и надежность устройства, так как появляются условия для зарождения в НК ложных доменов.
Дальнейшее повышение информационной емкости устройств на ПМД, расширение области устойчивой работы, повышение надежности и др., непосредственно связано с поиском новых пленочных магнитных материалов, с одной стороны, и разработкой новых принципов формирования каналов продвижения плоских магнитных доменов - с другой. Далее представлены результаты исследований тонких магнитных пленок системы NiFe/NiFeMn, как среды для формирования каналов продвижения ПМД. Рассматриваются также способы формирования НК в таких системах.
Как было показано в разделе 4.1., ферро-антиферромагнитное обменное взаимодействие между слоями NiFe и MnNiFe приводит к стабилизации сформированной доменной структуры в ферромагнитном слое (ФС) в результате закрепления спиновой системы антиферромагнетика (NiFeMn) в граничном с ферромагнетиком слое. Это явление нами и было использовано для термомагнитного формирования микродоменных конфигураций с высокой помехоустойчивостью [141], Сформированная таким образом доменная структура не разрушается при воздействии на ТМП магнитных полей вплоть до пороговых полей антиферромагнетика (АФ). В работах [141-142] было показано также, что смещение кривой перемагничивания доменов по оси полей ( АН) зависит от размера доменов (Ои толщины ферромагнитной пленки (h).
Используя явление стабилизации доменной структуры в пленках NiFe/NiFeMn, а также зависимость АН (1,И), были проведены исследования по возможности формирования на этой основе каналов продвижения ПМД с малыми полями управления и более широкими функциональными возможностями (реверсивное и однонаправленное движение ПМД в КП).
Формирование каналов осуществлялось термомагнитным способом, заключающимся в том, что пленка MiFe/NiFeMn предварительно помещается в насыщающее магнитное поле ( Я), направление которого антипараллельно направлению однонаправленной анизотропии в плоскости ТМП. Затем пленка подвергается кратковременному нагреву импульсом светового излучения (аналогично описанному в гл. 2.) до температуры Нееля ( TV ) антиферромагнитного слоя (для NiFeMn Ти = 270С). При этом слой NiFeMn переходит в парамагнитное состояние, в то время как ферромагнитный слой NiFe при 7V находится еще в магнитном состоянии с направлением намагниченности, соответствующим внешнему полю Н. При охлаждении в момент перехода через точку Нееля спиновая система АФ слоя в граничном с ферромагнитной пленкой слое закрепляется в соответствии со спиновой системой последнего за счет обменного взаимодействия между ними, т.е. антипараллельно однонаправленной анизотропии исходной пленки. (В дальнейшем участки ТМП с исходным направлением анизотропии будем называть массивом). На этом процесс формирования КП заканчивается.
Исследование доменной структуры и петель гистерезиса в процессе перемагничивания КП осуществлялось на магнитооптической установке с линейным оптическим разрешением не хуже 4 мкм. Кривые перемагничивания массива и доменов записывались на ленте двухкоорди-натного самописца. Типичные экспериментально наблюдаемые петли гистерезиса для массива (кривая 1) и канала продвижения (кривая П) приведены на рис. 4.5,а. При изменении ширины КП положение кривой перемагничивания смещается по оси полей. Зависимость поля смещения канала ( АН ), положения левой Hj и правой tfj спинки петли гистерезиса от I показаны на рис.4.5,б. Видно, что при уменьшении ширины КП, величины Hi, АН , Нг уменьшаются и при некоторых значениях / становятся даже отрицательными. В областях / Із и / U существует (при H=ti) одно устойчивое состояние с вектором намагниченности на поверхности ФС в +Н или -Н направлениях, соответственно. В промежуточной же области It 1 Із существует два устойчивых состояния намагниченности на поверхности ФС. Таким образом, варьируя толщиной ФС и шириной КП можно сознательно задавать необходимое положение петли гистерезиса на оси полей, т.е. выбирать требуемый режим по величине управляющих полей. Отсюда видно, что поля управления могут быть близкими к нулю. Для правильного выбора соотношений hal удобно пользоваться рис.4.6.
На рисунке 4.6 приведена серия экспериментальных кривых зависимости поля смещения КП от толщины ФС при различных фиксированных значениях ширины КП (сплошные линии) и от ширины каналов при фиксированных значениях h (штриховые линии). Значения полей смещения петель гистерезиса и коэрцитивной силы каналов продвижения приведены в относительных единицах. Если ffl 1мкм требуется, например, сформировать каналы шири-"(") ною 10 мкм с симметричной относительно нуля пе-ремагничивающего поля петлей гистерезиса, то находится точка пересечения кривой зависимости АН {И) при / = 10 мкм с осью нулевого смещения (точка 1, рис.4.6) и определяется требуемая толщина ФС h = 800А. Аналогичным обра зом определяются возможные значения / при заданной толщине ферромагнитного слоя h .Из приведенного примера видно также, что при ширине КП / = 10 мкм намагниченность в них имеет два устойчивых по направлению состояния в диапазоне толщин ФС от 500 до 1300 А, при h » 800 А два устойчивых состояния будет в диапазоне от 4 до 22 мкм. В случае, когда отношение Atr/HCK 1, намагниченность в каналах продвижения имеет всегда только одно устойчивое направление.
Таким образом, для создания магнитопленочных элементов с односторонним движением ПМД в КП (например, в регистрах сдвига) выгоднее использовать каналы со смещенной петлей гистерезиса в направлении управляющего поля + // , т.к. + Н Нск независимо от ширины КП. Для элементов с реверсивным движением ПМД в каналах (например, в адаптивных системах) соотношения la h выбираются из условия Ліґ = 0.
