Communications par affiches

6.4 Communications par affiches

Posters

Avril 2010 Colloque Louis Neel (Albé)

• Etude des propriétés magnétiques de couches minces Co-Gd

amorphes au voisinage de la température de compensation

• Transition de réorientation de l’aimantation dans un film de

Pt/Co(0.5nm)/Pt irradié par des ions He analysée par magnéto-optique et XMCD

Sept. 2008 Colloque Louis Neel (La Grande Motte)

• Comportement macrospin et superparamagnetisme de nanoplots de

GaMnAs

• Réorientation planaire-perpendiculaire de l’aimantation dans

Pt/Co(3nm)/Pt irradié uniformément par des ions Ga

Transition de réorientation de l’aimantation dans un film de Pt/Co(0.5nm)/Pt irradié par des ions He analysée par magnéto-optique et XMCD

Mai 2008 Intermag 2008 (Madrid, Espagne)

Ga ion irradiation-induced out-of-plane magnetization in Pt/Co(3nm)/Pt films with in-plane anisotropy

Octobre 2007 MML’2007 (Perth, Australie)

• Creep and flow regimes of magnetic domain wall motion in ultrathin

Pt/Co/Pt films with perpendicular anisotropy

• Magnetic switching of an ultrathin nanoplatelet with perpendicular

anisotropy

Juin 2007 Colloque Louis Néel 2007

• Renversement de l’aimantation de nanoplots individuels à

anisotro-pie perpendiculaire : étude par microscoanisotro-pie magnéto-optique.

• Mobilité des parois de domaines et paramètre d’amortissement de

Gilbert dans les nanostructures magnétiques

Annexes

Annexe A

Spectroscopie Mössbauer

A.1 Le sextuplet du fer

L’effet Mössbauer, mis en évidence en 1956 par R.L. Mössbauer repose sur l’émission ou l’ab-sorption résonante sans recul de photons γ entre états de spin nucléaires fondamental et excités. Cet effet existe pour des noyaux liés à un réseau solide et il y a alors une raie de resonance aigüe, dont la position est celle de l’énergie de la transition E_γ et dont la largeur “naturelle” Γ est donnée par le principe d’incertitude d’Heisenberg (en d’autre terme, la durée de vie de l’état excité). La sélectivité de l’effet Mössbauer est très grande puisque le rapport Γ/Eγ vaut environ 10−12_{. Cette grande sélectivité fait qu’un déplacement relatif de niveau nucléaire de l’ordre de}

10−9 _{va faire disparaître la résonance. Dans la matière, les atomes sont soumis à des champs}

ma-gnétiques et électriques créés par leur environnement. Ces champs ont une action perturbative sur les niveaux nucléaires. Ces perturbations conduisent à une levée de dégénérescence et/ou une translation des niveaux d’énergie et sont appelées interactions nucléaires hyperfines. La distribu-tion de charges du noyau (de Fe⁵⁷ici) peut être considérée comme soumise au champ électrique créé par les électrons propres du noyau et par les charges nucléaires et électroniques des atomes voisins. L’absorption par un échantillon d’un photon γ émis par une source n’est possible que si les niveaux d’énergie de l’un et de l’autre sont strictement égaux. La résonance entre l’émetteur et le récepteur est rétablie par déplacement de la raie d’émission par effet Doppler [36, 37]. La vitesse Doppler requise pour balayer le spectre nucléaire du fer est de 10 mm/s.

Dans la pratique, les seules interactions prises en compte sont :

1. l’interaction monopolaire électrique ou effet de taille ; Ce terme correspond à l’interaction ponctuelle entre le noyau et le potentiel extérieur en 0. Isotrope, il est exprimé à l’aide du laplacien du potentiel en 0 et du rayon quadratique moyen du noyau ; il donne naissance au déplacement isomérique, qui trouve naissance dans l’existence d’une densité électronique finie non nulle au noyau et illustre la capacité des électrons s (couches internes et couches de valence partiellement remplies, pour certaines hybridées avec des électrons d) à pénétrer dans le noyau.Il déplace les niveaux de manière globale.

2. l’interaction quadripolaire électrique ou effet de forme) ; Le terme de forme s’exprime à l’aide du tenseur de champ électrique et d’un tenseur de rang 2 qui caractérise la déviation de la distribution de charges par rapport à une distribution sphérique. La variable qui définit le noyau est son spin (I=1/2 (3/2) pour le⁵⁷Fe à l’état fondamental (excité)) et l’interaction quadripolaire conduit à une levée de dégénérescence, partielle, du seul niveau excité. Pour le⁵⁷Fe, l’action du gradient de champ électrique conduit à deux niveaux d’énergie séparés d’une quantité appelée séparation quadripolaire ∆E_q. Les raies d’émission ou d’absorption sont d’égales intensité. La contribution majeure au gradient de champ électrique est due au réseau, via les charges des ions qui entourent le noyau Mössbauer dans une symétrie

Spectre Energie I=3/2 I=1/2 3/2,+3/2〉 3/2,+1/2〉 1/2,-1/2〉 E0 1 2 3 4 5 6 3/2,-1/2〉 3/2,-3/2〉 1/2,+1/2〉 +1/4eqQ Effet quadripolaire électrique Interaction dipolaire magnétique

Fig. A.1 : Interactions nucléaires hyperfines électriques et magnétiques pour un noyau de 57Fe : décalages en énergie et transitions possibles

non cubique. Une contribution additionnelle peut être due à une distribution électronique anisotrope de la couche de valence.

3. l’interaction dipolaire magnétique ou effet Zeeman nucléaire ; Le moment dipolaire magné-tique nucléaire interagit avec le champ magnémagné-tique H créé au noyau par l’environnement. La direction du champ magnétique détermine l’axe de quantification et la levée de dégé-nérescence, totale, conduit à 2I+1 états également espacés et non dégénérés. D’après les règles de sélection, toutes les transitions ne sont pas autorisées. Les transitions possibles, obtenues pour ∆mI = +1, 0,−1 sont au nombre de six d’où le sextuplet caractéristique

de la spectrométrie Mössbauer sur le fer. Le champ magnétique agissant sur le noyau ou induction magnétique hyperfine a deux origines principales. Il est créé d’une part par le mouvement orbital des électrons autour du noyau et d’autre part par le moment de spin de ces électrons. Le terme orbital ne concerne que les électrons des couches de valence partiellement remplies et donne naissance à une contribution parallèle à la direction d’ai-mantation) ; il est calculé à partir de la loi de Biot et Savart. Il peut atteindre quelques dizaines de Teslas dans le cas des terres rares et est négligeable dans le cas des métaux de transition dont le moment cinétique orbital est bloqué. Les moments de spin électroniques extérieurs au noyau créent un champ magnétique dipolaire qui atteint quelques Teslas en général. L’interaction directe entre le moment nucléaire d’une part et l’aimantation des électrons qui recouvrent le noyau d’autre part (i .e. les électrons de type s) est appelée in-teraction de contact de Fermi. Ce terme est caractéristique de la différence de polarisation de cœur, due à la différence de densités de spin ↑ et ↓ des électrons s au noyau. Dans le

cas des métaux, il existe une contribution des électrons de type d qui portent les moments magnétiques, via l’interaction d’échange. Le terme de polarisation des électrons s traduit donc de façon indirecte l’aimantation des électrons des couches d.

Actions électrique et magnétique simultanées L’effet de taille électrique est indépendant du système d’axes alors que l’effet de forme (effet quadripolaire) introduit des modifications qui dépendent de la symétrie du gradient de champ électrique. Dans le cas général, s’il n’y a pas d’orientation particulière entre le champ magnétique hyperfin ⃗H et le gradient de champ

électrique et/ou si leur action est de mêm importane sont , le traitement est assez lourd. Toutefois, la plupart du temps, il est possible de traiter l’effet quadripolaire en perturbation par rapport à l’action du champ magnétique hyperfin. Les transitions autorisées donnent alors un sextuplet asymétrique, tel que schématisé sur la figure A.1.