ЖЭТФ, 2022, том 161, вып. 2, стр. 245-252

СПИН-ВОЛНОВЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ В ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ

NiFe/Cu/IrMn С ВАРЬИРУЕМОЙ ТОЛЩИНОЙ

РАЗДЕЛИТЕЛЬНОГО СЛОЯ Cu

М. В. Бахметьев^a, В. А. Губанов^b, А. В. Садовников^b, Р. Б. Моргуновa,c*

^a Институт проблем химической физики Российской академии наук

142432, Черноголовка, Московская обл., Россия

^b Саратовский национальный исследовательский университет

410012, Саратов, Россия

^c Тамбовский государственный технический университет

392000, Тамбов, Россия

Поступила в редакцию 26 августа 2021 г.,

после переработки 26 августа 2021 г.

Принята к публикации 4 октября 2021 г.

В гетероструктурах NiFe/Cu/IrMn с варьируемой толщиной прослойки меди tCu исследованы спино-

вые волны методом мандельштам-бриллюэновской спектроскопии (BLS). Обнаружено перераспределе-

ние вкладов зерен различного размера, которое приводит к сдвигу кривых дисперсионных соотношений

по частоте по мере изменения толщины прослойки Cu. Резонансные частоты стоксовой и антистоксовой

линий при инверсии внешнего магнитного поля сдвигаются, и этот сдвиг, характеризующий величи-

ну обменного смещения, монотонно уменьшается с ростом tCu и полностью исчезает при образовании

сплошного слоя меди tCu > 1 нм. С ростом толщины слоя меди гетероструктура становится более од-

нородной, что приводит к ослаблению флуктуаций плотности энергии обменного взаимодействия между

NiFe и IrMn и уменьшает ширину линий в спектрах BLS.

DOI: 10.31857/S0044451022020109

Исследования гетероструктур NiFe/АФМ мето-

дом BLS проводились во многих работах (например,

[3-5]). В работе [3] при увеличении толщины слоя

1. ВВЕДЕНИЕ

NiFe в гетероструктурах NiFe/NiO линии Стокса и

анти-Стокса сдвигались по частоте. При этом с рос-

Многослойные гетероструктуры ферромагнетик

том толщины слоя NiFe уменьшались ширины этих

(ФМ)-антиферромагнетик (АФМ) являются осно-

линий, которые были на порядок больше ширины

вой инженерии датчиков Холла [1], устройств маг-

линии, наблюдаемой в одиночных слоях NiFe, при-

нитной памяти [2] и других приборов, в которых

готовленных в тех же условиях. Это говорит о том,

используется эффект обменного смещения. Сдвиг

что параметры спектров BLS чувствительны к неод-

центра петли магнитного гистерезиса вдоль оси по-

нородности интерфейса NiFe/АФМ. Авторы [3] объ-

ля называется обменным смещением H_B и объяс-

ясняли уширение линий с помощью представлений

няется обменным взаимодействием между слоями

о локальных флуктуациях обменной связи, вызван-

ФМ и АФМ. Одним из информативных эксперимен-

ных неоднородностью интерфейса NiFe/NiO. При

тальных методов исследования обменного смещения

увеличении эффективной толщины ферромагнитно-

является метод мандельштам-бриллюэновской спек-

го слоя роль этих флуктуаций маскируется доми-

троскопии (BLS), который чувствителен к поверх-

нирующим вкладом спиновых волн в совершенной

ностным спиновым волнам, в том числе на интер-

части NiFe. Аналогичная убывающая зависимость

фейсе ФМ/АФМ.

ширины линии в спектре BLS от толщины ферро-

магнитного слоя NiFe наблюдалась в работе [4] в ге-

тероструктурах NiFe/Co. Как будет показано далее,

^* E-mail: morgunov2005@yandex.ru

245

М. В. Бахметьев, В. А. Губанов, А. В. Садовников, Р. Б. Моргунов

ЖЭТФ, том 161, вып. 2, 2022

в нашей работе качество интерфейса NiFe/Cu/IrMn

нитная анизотропия, возникающая на интерфейсе,

зависит не от толщины ФМ- или АФМ-слоев, а от

а также объемная кубическая анизотропия в фер-

толщины спейсера. Это меняет подход к интерпре-

ромагнетике. Было установлено, что параметр би-

тации обнаруженных в [3, 4] явлений и ставит в ка-

линейного обмена сильно зависит от толщины спей-

честве одной из целей нашей работы анализ влия-

сера, а параметр биквадратного обмена от толщи-

ния диамагнитной прослойки (спейсера) на спектры

ны спейсера не зависит. В случае структур ФМ/Н-

BLS. Под эффективной толщиной спейсера здесь и

М/АФМ к управляющим параметрам добавляется

далее мы понимаем толщину однородного слоя, ко-

также величина однонаправленной анизотропии зе-

торый бы образовался из данного количества ато-

рен H_B, величина вращающейся анизотропии H_RA.

мов, если бы они распределялись равномерно, т. е.

Эти параметры структурно чувствительные, т. е.

величина t_Cu при ее малых значениях (когда нет

они зависят от совершенства ферромагнитных слоев

полного покрытия) характеризует количество ато-

и качества интерфейса. При этом в поликристалли-

мов меди, сгруппированных в островки между ФМ-

ческих образцах величина H_B и H_RA зависит от раз-

и АФМ-слоями, а не реальную толщину идеализи-

мера зерен и доли контакта между ними, от их вза-

рованного сплошного спейсера.

имной ориентации, текстуры поликристаллического

В работе [5] в гетероструктурах NiFe/IrMn метод

слоя [3-5, 7-9].

BLS используется для исследования угловой зависи-

Цели данной работы заключались в установ-

мости резонансной частоты ω(φ_H ) спиновой волны

лении роли обменного смещения в формировании

при разных толщинах антиферромагнитного слоя

спектров BLS, а также в обнаружении изменений

IrMn. При увеличении внешнего магнитного поля,

однонаправленной анизотропии с ростом эффектив-

в котором записывались спектры BLS, угловая за-

ной толщины спейсерного слоя Cu, структура кото-

висимость ω(φ_H) смещалась в сторону больших час-

рого изменяется от отдельных островков до фрак-

тот. Авторы объясняли этот сдвиг тем, что оба слоя

тальных структур и полного покрытия медью ин-

(ФМ и АФМ) были поликристаллическими и харак-

терфейса NiFe/Cu/IrMn на конечных стадиях напы-

теризовались распределениями по размерам зерен

ления.

NiFe и IrMn. От размера зерен зависела как вели-

чина однонаправленной анизотропии зерен H_B , так

и величина вращающейся анизотропии H_RA. С рос-

2. МАТЕРИАЛЫ И МЕТОДИКА

том магнитного поля баланс зеемановской энергии и

упомянутых энергий анизотропии менялся так, что

В опытах использовались многослойные ге-

с помощью спектроскопии BLS начинали выявлять-

тероструктуры

Ta(5 нм)/NiFe(10 нм)/Cu(t_Cu)/

ся вклады все более крупных зерен, так что часто-

IrMn(10 нм)/Ta(5 нм). Эффективная толщина мед-

та линии BLS соответственно возрастала. Таким об-

ного слоя t_Cu варьируется в диапазоне 0.08-5 нм.

разом, к настоящему времени известно, что одним

Образец без меди t_Cu

= 0 является эталонным

из определяющих факторов спиновой динамики в

образцом. Коммерчески изготовленные гетеро-

гетероструктурах ФМ/АФМ, управляющих шири-

структуры были напылены на подложках Si/SiO₂

ной линии ферромагнитного резонанса и BLS, яв-

методом магнетронного напыления на постоянном

ляется распределение зерен ферромагнетика и анти-

токе по методике, сходной с описанной в работах

ферромагнетика по размерам. При этом о влиянии

[10, 11].

толщины и свойств разделительного диамагнитного

Измерения спектров рассеяния света методом

слоя НМ на спин-волновые процессы в структурах

BLS выполнялись при комнатной температуре в

ФМ/НМ/АФМ известно сравнительно мало.

геометрии Дэмона - Эшбаха с обратным рассеянием

Дисперсионные соотношения (зависимости час-

(рис. 1). Внешнее магнитное поле H направлено в

тоты максимума BLS от проекции волнового век-

плоскости образца размерами 5×5 мм² перпендику-

тора света на плоскость образца) для тепловых

лярно плоскости падения света (рис. 1). В плоскости

спиновых волн исследовались в гетероструктурах

образца магнитное поле лежало в направлении, в ко-

NiFe/Cu/NiFe и Fe/Cr/Fe [6]. Была разработана тео-

тором поле обменного смещения, выявленное в неза-

рия, учитывающая различные типы взаимодействий

висимых измерениях в СКВИД-магнетометре, было

между ферромагнитными слоями: магнитное ди-

максимальным (т. е. в направлении поля обменного

польное взаимодействие, линейное, билинейное и би-

смещения). Запись спектров Мандельштама - Брил-

квадратичное обменные взаимодействия [6]. Кроме

люэна проводилась в двух ориентациях внешнего

того, были учтены поверхностная, одноосная маг-

магнитного поля H = 3 кЭ и H = -3 кЭ относи-

246

ЖЭТФ, том 161, вып. 2, 2022

Спин-волновые возбуждения в гетероструктурах. . .

3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И

ОБСУЖДЕНИЕ

Зависимости частоты линии BLS от волнового

вектора k спиновых волн (дисперсионные зависимо-

сти) для образцов с толщинами меди t_Cu = 0 (1),

0.5 нм (2), 1 нм (3), 2.5 нм (4) и 5 нм (5) пред-

ставлены на рис. 2а. Дисперсионные зависимости

являются симметричными по отношению к волново-

Рис. 1. Схема эксперимента при записи спектров рассея-

му числу k для всей серии образцов с медью. Вид-

ния Мандельштама - Бриллюэна

но, что с ростом толщины спейсера Cu наблюда-

ется сдвиг дисперсионных кривых по частоте. Со-

гласно геометрии эксперимента угол между прило-

женным магнитным полем и намагниченностью об-

тельно направления поля обменного смещения H_B

разца равен φ_H = 0, а угол между намагниченнос-

в образце. Угол падения луча α составлял 15^◦ отно-

тью ФМ-слоя и направлением одноосной анизотро-

сительно нормали к плоскости образца.

пии этого слоя равен φ_FM = 0 (рис. 1). Угол меж-

ду главной осью намагниченности слоя АФМ и на-

Если требовалось менять величину проекции

правлением намагниченности ФМ, φ_FM = 0. Тогда

волнового вектора на плоскость образца, то изме-

уравнение для частоты спиновой волны запишется

рения дисперсионных соотношений ω(k) проводи-

в виде [5]

лись при углах падения лазерного луча α = 10^◦-45^◦

с шагом 5^◦ (k — проекция волнового вектора све-

[

та на плоскость образца вдоль оси x). Внешнее

⁽ω)2

= H + HU + H_RA + 2πM_skt_FM +

магнитное поле в этой серии экспериментов бы-

][

ло направлено против направления поля обменно-

H_W

+ Dk²+

H+4πM_eff +H_U +

го смещения H_B. Варьируемый угол падения све-

H_W/H_B+1

]

та позволял получать величины проекции волно-

H_W

вого вектора падающего света на поверхность об-

+ H_RA - 2πM_Skt_FM + Dk² +

(1)

H_W/H_B + 1

разца k

= 40976 см-1, 61074 см-1, 80708 см-1,

99728 см-1, 117990 см-1, 135355 см-1, 151691 см-1 и

где γ

— гиромагнитное отношение (для NiFe

166874 см-1. В качестве источника света использо-

= 17.6 ГГц/кЭ [5]), H

— приложенное маг-

вался лазерный луч с длинной волны 532 нм, гене-

нитное поле, HU — поле одноосной анизотропии,

рируемый одночастотным лазером Excelsior (Spectra

H_RA — поле вращающейся анизотропии, M_S

≈

Physics) EXLSR-532-200-CDRH. Диаметр сфокуси-

≈ 780 ед. СГСМ/см³ — намагниченность насыщения

рованного на поверхности образца лазерного пятна

для NiFe [5], k — волновое число, t_NiFe — толщина

составлял 25 мкм. Мощность лазерного излучения

пленки NiFe

(10

нм), D — обменная жесткость

составляла 20 мВт, что исключало нагрев образца и

D ≈ 2 · 10-9 Э·см² [6], H_W

— поле доменной

сколь-нибудь существенное изменение его темпера-

стенки, H_B — поле обменного смещения, M_eff —

туры в процессе измерений. Глубина проникновения

эффективная намагниченность, определяемая из

лазерного луча составляет 30-40 нм [12], что больше

формулы 4πM_eff

= 4M_S - H_S, где H_S — поле

суммарной толщины всех слоев исследуемых гетеро-

поверхностной анизотропии.

структур.

С помощью выражения

(1) мы аппрокси-

мировали дисперсионные соотношения ω_k(k) и

Поле обменного смещения H_B определялось из

определили параметры H_U , H_RA, H_B. На рис. 2б-г

петель магнитного гистерезиса, записанных при

представлены зависимости поля обменного сме-

комнатной температуре с помощью СКВИД-магни-

щения H_B (б), поля вращающейся анизотропии

тометра Quantum Design XL.

H_RA (в), поля одноосной анизотропии H_U (г)

Изображения поперечного сечения образцов без

от толщины медной прослойки. При этом зна-

меди и с медью толщиной t_Cu = 0.83 нм (рис 3а,б)

чения намагниченности насыщения, обменной

получались с помощью просвечивающего электрон-

жесткости и эффективной намагниченности ва-

ного микроскопа высокого разрешения JEOL (HR

рьировались от образца к образцу в диапазонах

TEM) при ускоряющем напряжении 200 кВ.

4πM_eff ≈ 7.4-9.8 кЭ, D ≈ 1 · 10-9-8 · 10-9 Э · см²,

247

М. В. Бахметьев, В. А. Губанов, А. В. Садовников, Р. Б. Моргунов

ЖЭТФ, том 161, вып. 2, 2022

Рис. 2. Зависимость частоты пиков BLS от волнового числа k(а) для толщин меди t_Cu = 0 (1), 0.5 нм (2), 1 нм (3),

2.5 нм (4) и 5 нм (5). Зависимости поля обменного смещения HB (б), поля вращающейся анизотропии HRA (в), поля

одноосной анизотропии HU (г) от толщины медной прослойки

M_S = 780-950 ед. СГСМ/см³, что согласуется с

раздела NiFe/IrMn, т. е. от их размера и ориентации

литературными данными о возможных вариаци-

кристаллографических плоскостей IrMn и NiFe.

ях этих параметров [5, 6]. Поле доменной стенки

Согласно [5, 7-9], при этом имеется распределе-

принималось равным H_W

= 1 кЭ, как это было

ние зерен IrMn и NiFe по размеру. Крупные зерна

определено для доменной стенки в аналогичной

с высокими анизотропией и барьером перемагничи-

гетероструктуре NiFe/IrMn [13].

вания влияют на поле вращающейся анизотропии

Поле вращающейся анизотропии можно предста-

H_RA, а мелкие зерна не влияют на величину H_RA,

вить как анизотропию, наведенную обменным сме-

так как они легко перемагничиваются во внешнем

щением. Действие этого поля заключается в том,

поле. И мелкие, и крупные зерна одинаково влияют

что интерфейсный слой, в дополнение к прочим ви-

на величину H_B. Таким образом, мы можем судить

дам анизотропии, обладает разными по величине

о влиянии крупных или мелких зерен IrMn и NiFe

барьерами переключения намагниченности в зави-

по значению определенных параметров H_RA и H_B

симости от направления внешнего поля. Эта неэк-

из выражения (1).

вивалентность высоты барьера зависит от намагни-

Для анализа поликристаллической структуры

ченности самого интерфейсного слоя и, таким об-

слоев IrMn и NiFe были получены изображения

разом, регулируется внешним полем, следуя за его

TEM поперечного сечения образцов без меди и с ме-

направлением. В литературе [5,7-9] описаны вариа-

дью толщиной t_Cu = 0.83 нм (рис. 3а,б).

ции поля вращающейся анизотропии в зависимости

Видно, что слои IrMn и NiFe являются поликрис-

от геометрии локального контакта зерен на границе

таллическими и состоят из зерен, которые имеют

248

ЖЭТФ, том 161, вып. 2, 2022

Спин-волновые возбуждения в гетероструктурах. . .

Рис. 4. Спектры Бриллюэна для образцов t_Cu = 0 (а),

0.08 нм (б), 0.25 нм (в), 0.5 нм (г), 1 нм (д), 2.5 нм (е)

и 5 нм (ж) при угле падения лазерного луча α = 15^◦

(k = 6.1 · 10⁴ см-1). Пики Стокса (1) и анти-Стокса (1^′)

соответствуют H = 3 кЭ, пики Стокса (2) и анти-Стокса

(2^′) — H = -3 кЭ. Пунктир — смещение резонансных час-

тот ΔωS и ΔωA при инверсии внешнего магнитного поля H

размером зерна для образца без меди d = 4.3 нм и

средним размером зерна d = 6.2 нм в образце с ме-

дью. Следовательно, медь способствует увеличению

среднего размера зерна у слоя IrMn в 1.5 раза.

Поле вращающейся анизотропии H_RA уменьша-

ется с увеличением толщины Cu в диапазоне от 0

Рис.

3. TEM-изображение образца без меди (а).

до 5 нм (рис. 2в). Значение H_RA не обращается

TEM-изображение образца с толщиной t_Cu = 0.83 нм (б).

в нуль при толщине tCu > 1 нм, когда исчезает

Распределения размеров зерен в слоях IrMn и NiFe (в).

прямое обменное взаимодействие, оставаясь равной

Сплошные линии — аппроксимация логнормальной функ-

H_RA ≈ 320 Э при толщине меди t_Cu = 1-5 нм. Та-

цией с параметрами, указанными в тексте

ким образом, вклад крупных зерен в H_RA остается

ненулевым во всем диапазоне толщин Cu, в отличие

от их вклада в поле H_B, которое становится рав-

ным нулю при полном покрытии медью интерфейса

распределения по размеру. Эти распределения зада-

NiFe/Cu/IrMn. Это можно объяснить тем, что по-

ют распределение площади контакта каждого зерна

верхностный слой антиферромагнетика на границе

с другим слоем. Напыление атомов Cu не влияет на

с медью также обладает вращающейся анизотропи-

зерна NiFe, поскольку к моменту напыления слоя

ей.

меди слой NiFe уже был сформирован напылением

на слой Ta. Однако из-за того, что адгезия меди не

Поле одноосной анизотропии H_U в диапазоне

равна адгезии NiFe, напыление меди способно из-

толщины слоя t_Cu от 0 до 5 нм монотонно убывает с

менить распределение зерен IrMn, поскольку этот

увеличением толщины слоя меди (рис. 2г). Посколь-

слой напыляется на медную прослойку. Распреде-

ку природа этой анизотропии связана с обменным

ление зерен IrMn по линейным размерам, опреде-

взаимодействием между слоями NiFe и IrMn, умень-

ляемым вдоль одного и того же направления, было

шение H_U вызвано уменьшением обменного взаимо-

оценено с помощью статистического анализа образ-

действия этих слоев через медную прослойку.

цов без меди и с толщиной t_Cu = 0.83 нм. Гисто-

На рис. 4 приведены спектры BLS для серии об-

граммы, построенные на основе 100-200 измерений,

разцов NiFe/Cu/IrMn с толщинами слоя меди t_Cu =

представлены на рис. 3в. Эти распределения хорошо

= 0 (а), 0.08 нм (б), 0.25 нм (в), 0.5 нм (г), 1 нм (д),

описываются логнормальной функцией со средним

2.5 нм (е) и 5 нм (ж) во внешнем магнитном поле

249

ЖЭТФ, вып. 2

М. В. Бахметьев, В. А. Губанов, А. В. Садовников, Р. Б. Моргунов

ЖЭТФ, том 161, вып. 2, 2022

Рис. 5. Зависимость среднего смещения резонансных час-

тот рассеянияΔωS-A (1), поля обменного смещения, по-

Рис. 6. Зависимость средней ширины линии пиков BLS Δω

лученного из измерений СКВИД-магнитометра (2), и поля

от толщины меди. Линией показана аппроксимация выра-

обменного смещения, пересчитанного из смещений резо-

жением (2)

нансных частот (3) с помощью выражения (1), от толщины

Cu. На вставке представлена смещенная петля гистерезиса

относительно нуля для образца без прослойки Cu

полностью исчезает при t_Cu ≈ 1 нм (зависимость

2 на рис. 5). Сходство зависимостей Δω_S-A(t_Cu)

и H_B(t_Cu) позволяет предположить наличие общих

H = 3 кЭ и H = -3 кЭ. При H = 3 кЭ наблюдаются

причин для изменения магнонных частот Δω_S-A и

пики Стокса (1) и анти-Стокса (1^′), которые меняют

обменного смещения. Для того чтобы пересчитать

свои частоты при H = -3 кЭ. Инверсия магнитно-

смещение резонансных частот Δω_S-A в поле обмен-

го поля приводит к смещению пиков Стокса (1) и

ного смещения H_B, мы использовали выражение (1).

(2) на величину Δω_S , а для пиков анти-Стокса (1^′)

Значения полей магнитных анизотропий были взя-

и (2^′) смещение происходит на величину Δω_A. Эти

ты из аппроксимации дисперсионных соотношений.

смещения максимальны для образца без меди и мо-

Значения поля обменного смещения, рассчитанные

нотонно уменьшаются с увеличением толщины слоя

из смещения резонансной частоты BLS, представле-

Cu. Для определения резонансной частоты и шири-

ны на рис. 5 (зависимость 3) для разных толщин

ны линий Стокса и анти-Стокса спектры BLS всей

медного спейсера.

серии образцов аппроксимировались функцией Ло-

Видно, что значения полей обменного смещения,

ренца (сплошные линии на рис. 4).

определенные из прямых измерений СКВИД-магни-

Это позволяло кроме центров линий и их сме-

тометра (кривая 2) и из пересчета смещения часто-

щений Δω_S и Δω_A определять также ширину ли-

ты линии BLS (кривая 3) коррелируют между собой.

нии Δω. Для построения зависимости ширины ли-

Количественное различие полей обменного смеще-

нии от толщины спейсера ширины линий Стокса и

ния, полученного этими двумя методиками, может

анти-Стокса, извлеченные из аппроксимации, были

быть связано с тем, что в методе BLS во внимание

усреднены в общем массиве, что позволяло умень-

принимаются спиновые волны, распространяющие-

шить разброс. Такой же подход применялся при

ся в тонком приповерхностном слое ферромагнети-

определении смещения линий при инверсии поля,

ка, тогда как при магнитометрических измерени-

так что в результате полученные значения сдвигов

ях измеряется интегральная характеристика всего

Δω_S и Δω_A усреднялись и давали величину Δω_S-A.

ферромагнитного слоя NiFe.

На рис. 5 (зависимость 1) представлена моно-

На рис. 6 приведена зависимость средней шири-

тонно убывающая зависимость среднего смещения

ны линии Δω от толщины меди. Видно, что с увели-

линий Δω_S-A от толщины Cu. В независимых из-

чением толщины меди значение Δω сначала умень-

мерениях с помощью СКВИД-магнитометра было

шается, а при t_Cu > 1 нм она насыщается до значе-

установлено, что образцы демонстрируют смещен-

ния Δω ≈ 0.7 ГГц. Поскольку метод BLS измеряет

ный вдоль оси поля гистерезис, т. е. обладают по-

поверхностные спиновые волны в ферромагнетике,

лем обменного смещения H_B (вставка на рис. 5),

по ширине линии BLS можно судить о качестве ин-

которое уменьшается с увеличением толщины Cu и

терфейса NiFe/Cu/IrMn. В работе [3] было показано,

250

ЖЭТФ, том 161, вып. 2, 2022

Спин-волновые возбуждения в гетероструктурах. . .

что флуктуации поверхностной анизотропии, возни-

сдвиг дисперсионных кривых по частоте, что вызва-

кающие из-за неоднородности интерфейса, вносят

но конкуренцией вкладов зерен IrMn и NiFe.

существенный вклад в ширину линии ферромагнит-

2. Установлено, что сдвиг резонансных частот

ного резонанса (при k = 0) и BLS (при k = 0) в ге-

рассеяния спиновых волн стоксовой и антистоксо-

тероструктурах ФМ/АФМ. Средняя ширина линии

вой линий при инверсии внешнего магнитного поля

BLS должна уменьшаться с увеличением толщины

происходит из-за поля обменного смещения. С рос-

спейсера t_Cu

том толщины Cu сдвиг уменьшается и полностью

)₂

исчезает при полном покрытии слоя Cu интерфейса

4πM_Sγ²S_h

⁽J_B exp(-t_Cu/t₀)

NiFe/Cu/IrMn.

Δω =

(2)

2πDω₀

M_St_NiFe

3. Смена островковой структуры меди на сплош-

ной слой Cu приводит к уменьшению ширины

где t₀

— глубина неоднородностей интерфейса

линии BLS, что ослабляет флуктуации плотности

NiFe/IrMn, S_h — площадь неоднородностей в плос-

энергии обменного взаимодействия между атома-

кости NiFe/IrMn, ω₀ = 19.4 ГГц — средняя частота

ми слоев NiFe и IrMn и делает гетероструктуру

пика Стокса и анти-Стокса для контрольного об-

NiFe/Cu/IrMn более однородной.

разца без меди, J_B — плотность энергии обменного

взаимодействия между атомами ферромагнитного

Финансирование. Работа выполнена в рамках

слоя (NiFe) и антиферромагнитного слоя (IrMn).

тематической карты Института проблем химичес-

Поскольку для контрольного образца H_B = 119 Э,

кой физики АААА-А19-119111390022-2 и в рамках

то J_B

= H_BM_St_NiFe

= 0.09 эрг/см². На рис. 6

программы Президента РФ для поддержки ведущих

линией представлена аппроксимация Δω(t_Cu) вы-

научных школ (грант № 2644.2020.2).

ражением (2) с указанными выше параметрами. Из

аппроксимации были получены значения геометрии

неоднородностей интерфейса NiFe/IrMn t₀ = 0.7 нм

и S_h = 0.4 нм² для контрольного образца, которые

ЛИТЕРАТУРА

близки к литературным данным [3,4] (S_h = 0.6 нм²).

J. Nogues, J. Sort, V. Langlais, V. Skumryev, S. Su-

Таким образом, поле обменного смещения в од-

rinach, J. S. Munoz, and M. D. Baro, Phys. Rep. 422,

ном и том же образце без меди было определе-

65 (2005).

но тремя способами: из измерений петли магнит-

ного гистерезиса в СКВИД-магнитометре H_B

V. Baltz, A. Manchon, M. Tsoi, T. Moriyama,

= 119 ± 2 Э, из аппроксимации дисперсионных со-

T. Ono, and Y. Tserkovnyak, Rev. Mod. Rhys. 90,

отношений ω(k) выражением (1) H_B = 140 ± 18 Э

015005 (2018).

и из сдвига спектров BLS при инверсии магнитного

S. M. Rezende, A. Azevedo, M. A. Lucena, and

поля H_B = 127 ± 11 Э. Различие этих полей обмен-

F. M. Aguiar, Phys. Rev. B 63, 214418 (2001).

ного смещения находится почти в пределах погреш-

ности эксперимента. Однако можно ожидать, что

A. Haldar, C. Banerjee, P. Laha, and A. Barman, J.

при измерениях динамическим методом, таким как

Appl. Phys. 115, 133901 (2014).

BLS, величина обменного смещения будет отличать-

ся от значения, установленного статическим мето-

R. L. Rodriguez-Suarez, A. B. Oliveira, F. Estrada,

дом [14-17]. В литературе [14-17] это различие объ-

D. S. Maior, M. Arana, O. A. Santos, A. Azevedo, and

ясняется медленной релаксацией намагниченности,

S. M. Rezende, J. Appl. Rhys. 123, 043901 (2018).

связанной с движением доменных стенок в ферро-

S. M. Rezende, C. Chesman, M. A. Lucena, A. Aze-

магнитном слое.

vedo, and F. M. Aguiar, J. Appl. Phys. 84, 958

(1998).

4. ВЫВОДЫ

R. L. Rodriguez-Suarez, L. H. Vilela-Leao, T. Bueno,

A. B. Oliveira, J. R. L. de Almeida, P. Landeros,

1. В гетероструктурах NiFe/Cu/IrMn обнаруже-

S. M. Rezende, and A. Azevedo, Phys. Rev. B 83,

но, что с ростом толщины слоя Cu увеличивает-

224418 (2011).

ся средний размер зерна IrMn. Вклад в магнитную

анизотропию более крупных зерен увеличивается,

M. Arana, M. Gamino, A. B. Oliveira, J. Holanda,

а вклад мелких зерен становится меньше по мере

A. Azevedo, S. M. Rezende, and R. L. Rodriguez-

увеличения толщины меди. При этом наблюдается

Suarez, Phys. Rev. B 102, 104405 (2020).

251