par courant ´electrique
Dans le mode quasi-statique, les d´eplacements de la paroi sont obtenus par l’observation de la configuration de domaines avant et apr`es l’application d’une impulsion de courant. Des tr`es hautes vitesses de propagation des parois induites par courant ont ´et´e trouv´ees dans les nanofils de NiFe/Cu/Co, avec des vitesses maximum de plus de 600 m/s. La densit´e de courant n´ecessaire pour un mouvement de la paroi aussi rapide est de l’ordre de 4 × 1011A/m2. La densit´e de courant minimum pour lequel le CIDWM a ´et´e observ´e est 1 × 1011A/m2 pour les impulsions de courant appliqu´ees aux nanofils de largeur de 400 nm et 2 × 1011A/m2 pour le largeur de 200 nm et 300 nm. Les vitesses les plus ´
elev´ees d´epassent largement celles trouv´ees pour des seuls nanofils de NiFe induites par des densit´es de courant beaucoup plus grandes. Ces r´esultats montrent que l’effet de couple de transfert de spin est tr`es efficace dans ces syst`emes `a trois couches.
Le pi´egeage des parois a ´et´e abord´e en d´etail et les diff´erentes sources possibles ont ´
et´e examin´ees. Les d´efauts de topographie de toute origine ont ´et´e exclus en raison de la taille des sites de pi´egeage qui ´etaient clairement visibles comme une modulation du contraste dans les images XMCD. En l’absence des parois dans la couche de Co au dessous de ces r´egions, nous avons attribu´e le pi´egeage de la paroi `a l’interaction dipo-laire avec l’aimantation non uniforme dans la couche de Co, qui peut ˆetre induite par exemple par la structure cristallographique de Co. Des simulations micromagn´etiques ont appuy´e ce sc´enario possible.
Le deuxi`eme ensemble des mesures, XMCD-PEEM dans le mode r´esolu en temps, nous a permis d’observer les modifications de configuration magn´etique lors de l’application d’impulsions de courant. Les changements dans le contraste magn´etique sont compatibles avec une inclinaison de l’aimantation de NiFe dans la direction trans-verse `a la direction des nanofils. Le champ Oersted g´en´er´e par le courant circulant dans les couches de Cu et de Co a ´et´e identifi´e comme l’origine de l’inclinaison de l’aimantation de NiFe.
La grande inclinaison de l’aimantation n’a pas pu ˆetre expliqu´ee simplement sur la base du mod`ele analytique tenant compte du champ d´emagn´etisant, qui pr´edit un angle d’environ quatre fois plus petit. Cet ´ecart est probablement dˆu `a une surestimation du champ d´emagnetisant transverse. Une premi`ere origine de la diminution de ce champ peut ˆetre attribu´ee `a son inhomog´en´eit´e dans la section transverse.
A.6 D´eplacement de parois de domaines par courant ´electrique 175
L’effet du champ Oersted est particuli`erement important dans les syst`emes de vanne de spin, o`u le centre du flux de courant devrait ˆetre situ´ee dans la couche s´eparatrice de Cu hautement conducteur. La compensation partielle des charges magn´etiques sur les bords des lignes de NiFe par des effets miroir dans la couche de Co rend des inclinaisons plus larges que dans les couches de NiFe simples. Cet effet est encore renforc´e par le fait que le champ Oersted agit dans des directions oppos´ees sur les couches de NiFe et Co.
La rugosit´e lat´erale des nanofils pourrait aussi modifier substantiellement le facteur efficace du champ d´emagn´etisant par la compensation des charges magn´etiques sur les bords des nanofils.
En plus, les mesures r´esolues en temps r´ev`elent que l’aimantation subit des oscilla-tions rapides apr`es le d´ebut de l’impulsion de courant. Ces oscillations sont dues `a la pr´ecession de l’aimantation autour le champ effectif. Les inhomog´en´eit´es dans les inter-actions dipolaires avec la couche de Co conduisent au contraste magn´etique inhomog`ene dans les sections du nanofil de vanne de spin. Diff´erentes parties du nanofil peuvent ˆetre consid´er´ees comme des oscillateurs individuels, avec des diff´erentes phases initiales de la pr´ecession. L’interaction d’´echange entre les oscillateurs individuels, cependant, conduit `a une variation spatio-temporelle du contraste magn´etique qui ressemble `a celui attendu pour les ondes de spin.
Pour la grande efficacit´e du transfert de spin dans les nanofils de vanne de spin il y a deux explications possibles. Tout d’abord, les courants de spin verticaux r´esultant d’une accumulation de spin locale pr`es de la paroi dans la couche de Cu peut fournir un canal suppl´ementaire pour le transfert de spin r´esultant en grandes vitesses de la paroi, comme il a ´et´e pr´edit th´eoriquement.
Deuxi`emement, la pr´esence d’un large effet du champ Oersted sur l’aimantation des nanofils pourrait influer fortement sur la dynamique des parois dans le NiFe. Il a ´et´e d´emontr´e dans la litt´erature que les champs transverses stabilisent une chiralit´e des parois transverses au cours de leur mouvement induit par le champ magn´etique. Les transformations des parois responsable pour le mouvement lent et oscillatoire au-del`a du seuil de Walker devrait ˆetre inhib´e. Cela n’a pas encore ´et´e confirm´e par des simulations micromagn´etiques.
Appendix B
GENERAL CONSIDERATIONS CONCERNING
MICROMAGNETIC SIMULATIONS
Influence of Mesh The mesh size plays an essential role, as an incorrect selection might cause misleading results. It is often compared to the exchange length Λ = q
2A µ0M2
S
of a given structure and material which represents the scale over which the magnetization may deviate in the presence of exchange and dipolar interactions. In NiFe it is of the order of 5 nm. Hence, the mesh size has to be smaller to reproduce the variations of the local magnetization direction. However, if the material features a strong magnetocrystalline anisotropy, the mesh size should be compared to the lowest of the exchange length or the Bloch length ΛB =
q A K.
We have calculated the total magnetic energies of a transverse DW in a 200 nm wide NiFe nanowire for different mesh sizes. We found out that a compromise between the computation time1 and the calculation accuracy can be found for a cell size of approximately 4 nm (Fig. B.1), which is below the exchange length. The accuracy was
1 hour 1 day 1 week
Total energy difference (%)
Fig. B.1: Computation accuracy vs. computation time as a function of the mesh size. Simulation was
done for a TW in a NiFe 6000×200×5 nm3 nanowire.
1All computational requirements were compared using a laptop with a dual-core processor running
at a frequency of 1.83 GHz and possessing 3 GB of physical RAM.
General Considerations Concerning Micromagnetic Simulations 177
determined as a relative error in the final energy with respect to that calculated with the smallest cell size – 1 nm.
Since there is almost no magnetization variation along the z direction, we can minimize the number of mesh cells in this direction. This was proved by simulation – the final total energy was almost identical for one cell and two cells along the z axis. However, one has to be careful with wires of a low aspect ratio (thickness-to-width of more than 1 to 10) – in this case the difference rose to 4.5%. For aspect ratios 1 to 20 and less the difference was less than 0.2%. Moreover, doubling the mesh count in the z direction caused computational time increase by a factor 3 to 10, depending on the wall type and wire geometry. Therefore, we usually use a mesh size of 4×4×z nm3.
Influence of the alpha parameter For the calculation of static magnetic configu-rations the value of α has zero effect (the final energy is constant). Low values, however close to the real ones, only increase the computation time [Figure B.2]. Therefore, in all simulations the alpha damping parameter was set to 0.5. The stopping condition was dm/dt reaching 0.1 deg/ns.
0.01
Fig. B.2: Influence of the alpha parameter value on computation time. Simulation done for a transverse
178 General Considerations Concerning Micromagnetic Simulations
B.1 Parameters of Used Materials
• Co MS = 1400 kA/m (Jm= µ0MS = 1.7 T) A = 3 × 10−11 J/m K = 520 kJ/m3 (HCP c-axis) • NiFe MS = 800 kA/m (Jm= µ0MS = 1 T) A = 1 × 10−11 J/m K = 0 kJ/m3
Appendix C
PANEL OF INVOLVED ANALYTICAL
TECHNIQUES
In this section a basic description of the experimental techniques used for the anal-ysis and optimization of the magnetic multilayers will be described. The SIMS and XPS techniques are located in the complex multichamber ultrahigh-vacuum system (Fig. C.1) in a cleanroom of the Institute of Physical Engineering at Brno University of Technology. The experimental devices used in this work are marked in red.
Ion
Source FilterWien OpticsIon
Effusion Cell X-ray Source Energy Analyzer (XPS) Analytical Chamber I. (XPS) Analytical Chamber II. ( ) STM/SFM LEED Ellipsometry LEED TDS Carousel
Chamber ChamberLoad-in
Ion Source Drift Tube (ToF LEIS) Mass Analyzer (SIMS) Deposition Chamber I. Atomic Oxygen Beam Source RHEED Deposition Chamber II. Effusion Cells
Ion - Atom Source
Apparatus for deposition and analysis of ultrathin films
(SIMS)
(XPS)
Fig. C.1: Multichamber vacuum system at the IPE.
180 Panel of Involved Analytical Techniques