Transition de type réorientation de spin

Pour certains films magnétiques ultra-minces, nous avons vu précédemment que les moments magnétiques s’orientent préférentiellement perpendiculairement à la surface de l’échantillon, ce qui traduit le fait que l’anisotropie de surface est suffisante pour dépasser le terme d’anisotro- pie démagnétisante, qui favorise généralement un alignement planaire. Rappelons que c’est la compétition entre ces anisotropies d’interface positives et les termes négatifs de l’anisotropie de forme (dipolaire) qui permet de définir un axe de facile aimantation. Lorsque ces termes opposés deviennent comparables en amplitude, une transition de réorientation de spin peut alors s’opérer au sein du système [99].

FIGURE 5.1: Gauche : mise en évidence d’une zone de désaimantation sur l’échantillon. Le sens

du gradient d’oxydation est rappelé. Droite : zoom sur la zone d’intérêt (rectangle vert). Image prise sans champ magnétique appliqué. L’évolution de la période de ces domaines en fonction de la position le long de l’échantillon est très analogue à ce qui a été reporté en annexe G pour les transitions de phases en fonction de la température.

nous avons une diminution des paramètres d’anisotropies de surface (Ks) et de forme (Kdvariant

comme M2

s). La diminution de ces termes au voisinage de la position sujette à la réorientation de

spin, vient modifier la valeur totale d’énergie du système, ce qui permettra de définir la configura- tion en domaines obtenue. Les domaines en bandes (de polarisation alternée) sont la conséquence d’une compétition entre les interactions de courte portée de type échange et celles de longue por- tée de type dipolaire (cf chapitre 1). De manière à connaître l’influence de chacun de ces termes (anisotropie, échange, dipolaire) sur la structure en domaines résultante, de nombreuses études ont été réalisées en prenant en compte différentes conditions de stabilité (donc différentes valeurs pour les rapports entre l’interaction d’échange par rapport à l’interaction dipolaire, tout en y in- cluant un terme variable d’anisotropie). Le résumé de ces différents travaux est donné en annexe G, ainsi qu’en section 1.5.2 du chapitre 1.

Dans le cadre de ma thèse, j’ai choisi d’utiliser le modèle déduit des travaux de thèse de V. Gehanno [31,102], qui s’est basée sur la méthode utilisée par Kaplan et Gerhing [35], en ajoutant la méthode de l’effet de µ (cf description des modèles au chapitre 1, section 1.5.2). Cela se répercute dans la manière de simplifier l’énergie démagnétisante, dont l’expression diffère alors de celle annoncée par Kooy [30] dans le cas où µ était pris égal à 1 (cf relation (1.22) au chapitre 1). Une expression très similaire est obtenue pour la taille des domaines désaimantés, le facteur µ étant influent uniquement sur le pré-facteur de l’expression (1.23) au chapitre 1. Ainsi nous utiliserons :

L = t · exp πσω 2tKd



· exp[ln(π) − 1 + µ(0 , 5 − ln(2))], (5.1)

pour analyser les tailles des domaines en fonction de l’épaisseur de notre film de Co.

Nous remarquons que la dépendance L(t) est alors exponentielle en 1/t comparée à la dé- pendance en loi puissance qu’avait déduit Kittel [22] pour les fortes épaisseurs. La largeur des

domaines devrait donc augmenter fortement avec la diminution d’épaisseur que présente notre gradient d’oxydation (régime ultra-mince). Or, nous voyons en figure 5.1 que la tendance inverse s’applique dans notre système. Nous verrons dans ce même chapitre que cela est dû à la dimi- nution en parallèle de σω qui prédomine alors sur la variation d’épaisseur dans cette gamme de

positions. Nous avons représenté en figure5.2, les variations attendues pour L en fonction de la variation de t d’une part et de σω de l’autre. Nous remarquons que la diminution de la taille des

domaines (L) diminue quand l’énergie de paroi décroît.

FIGURE 5.2: Variation théorique de L pour une variation d’épaisseur t, et pour une variation d’énergie de parois de domaines σω selon la relation pour les films ultra-minces de Kaplan (cf

relation (1.23) au chapitre 1 [35]).

5.1.2.1 Nucléation du bulles magnétiques à champ magnétique très faible

Comme dans les prévisions réalisées par Kashuba et al. [103] décrite au chapitre 1, nous avons mis en évidence que notre structure de domaines en labyrinthe se modifiait très rapidement sous l’application de champs magnétiques perpendiculaires très faibles. Seulement quelques centaines de µT ont été utiles à la restauration d’un état saturé dans la direction du champ appliqué (cf fig.

5.3). Kashuba explique cela par le fait que le gain d’énergie atteint par cette structure en multi domaines, n’est que très faible ; en résulte un champ de saturation dans l’orientation perpendicu- laire extrêmement faible. Cela sera confirmé dans la section suivante.

Par ailleurs, des valeurs intermédiaires de champs (≈ 150µT en fig.5.3) permettaient de sta- biliser des structures de type bulles skyrmioniques, dont la densité est variable selon la position dans cette zone restreinte. Une plus forte densité de bulles, alliée à un phénomène d’agitation thermique, est remarquable lorsque l’on progresse vers les épaisseurs les plus fines (Ha plus

faible sur fig.5.3).

Nous avons donc pu déterminer une esquisse de diagramme de configuration magnétique à partir des observations réalisées en microscopie Kerr. Il est représenté en figure5.3. La gamme de paramètres magnétiques (qui correspond à une gamme de positions/épaisseurs) pour laquelle nous avons été capables d’observer ces domaines en labyrinthes (ou bulles skyrmioniques sous champ) est très restreinte. Notre diagramme a été construit par rapport au champ d’anisotropie mesuré le long de l’échantillon (cf chapitre 4), et de manière plus précise, dans cette zone ultra- fine. Les mesures précises de ces différents paramètres seront décrites à la section suivante. Nous avons aussi fait apparaître l’épaisseur estimée pour le Co dans cette zone restreinte. Ceci permet

FIGURE 5.3: Diagramme simplifié de configurations magnétiques en fonction du faible champ magnétique appliqué perpendiculairement à l’échantillon (en µT ) et du champ d’anisotropie (T ) variable le long de la zone désaimantée (voir sections suivantes). Ferro=ferromagnétique, ou saturé et para=paramagnétique ou zone à fortes fluctuations avec perte du contraste Kerr et skb = bulles skyrmioniques. Diagrammes similaires à ceux établis par Woo [79] et par Yu [81].

de faire une analogie avec le diagramme de transition de phase, établi en fonction de la tempéra- ture d’un système, en annexe G. L’évolution de notre phase fluctuante est donc très similaire à ce qui est généralement observé en température (cf description en annexe G).