Vers le d´ eplacement de parois par courant

L’un des objectifs concernant les nanostructures de NiPd est d’´etudier la dy-namique des parois de domaines dans un alliage `a anisotropie transverse dont l’un des constituants pr´esente un fort couplage spin-orbite. Les parties pr´ec´edentes ont montr´e que la distribution d’aimantation n’est pas ´evidente. En effet, l’anisotro-pie transverse n’est que mineure compar´ee `a l’anisotropie perpendiculaire due aux d´eformations thermiques. Par cons´equent, dans la plupart des cas, il est difficile de faire la distinction entre domaines et parois. Cependant, il est int´eressant de re-marquer que pour les plus fines structures (120 nm de large et 12 nm d’´epaisseur), on observe des grands domaines transverses encadrant des parois relativement fines (fig II.22). On peut alors penser que cette configuration est un bon candidat pour une ´etude dynamique.

(a) (b)

Fig. II.21: Images AFM (a) et MEB (b) d’une nanopiste de Ni85Pd15. Remarquons la ligne coplanaire utilis´ee pour l’´etude de cette partie (insert).

Des nanopistes de Ni₈₅Pd₁₅de 120 nm de large et 12 nm d’´epaisseur, recouvertes d’une couche de protection de 3 nm de Pd, on ´et´e contact´ees par une ligne copla-naire en Au pour pouvoir appliquer des impulsions courtes de courant (fig II.21). On ´

etudie alors l’effet d’une impulsion de courant sur ces structures par MFM. La na-nostructure est connect´ee au circuit macroscopique par une sonde Picoprobe c GSG comme d´ecrit au paragraphe I.3.2.2.

La structure d’aimantation initiale est imag´ee (fig II.22 (a)). On remarque alors que l’ensemble de la piste (partie centrale rectiligne) est aimant´e dans une direction transverse. En effet, le contraste est r´epulsif `a gauche et attractif `a droite.

De plus, contrairement aux structures non-contact´ees, on observe un contraste r´epulsif g´en´eral au niveau de la structure qui est certainement li´e `a des charges ´

electrostatiques. Ceci rend l’analyse moins ais´ee. Cependant il est possible de distin-guer clairement les deux sens d’aimantation comme le montre la figure II.23. Cette figure compare les profils magn´etiques faits `a partir des images MFM d’une nano-structures de NiPd aimant´ee transversalement dans les deux sens. Il est alors clair que sur le contraste r´epulsif g´en´eral se superpose le contraste dˆu `a une distribu-tion d’aimantadistribu-tion transverse. Remarquons qu’entre le maximum et le minimum de contraste on retrouve la largeur de la nanopiste (≈ 120 nm).

Une fois l’´etat initial v´erifi´e, on soumet la nanopiste `a une impulsion de courant de 4.3 mA et de 1 ns de long. L’image MFM de l’´etat magn´etique obtenu est alors

(a) (b) (c) (e) (f) (g) 4.3 mA 130 Oe ^{3.8 mA} 100 Oe -3.9 mA -100 Oe -3.9 mA -100 Oe 3.8 mA 100 Oe 4.3 mA 130 Oe (d)

Fig. II.22: Succession d’images MFM d’une nanopiste de Ni85Pd15 prises apr`es d’impul-sions de courant de 1 ns de long. Le sens et l’amplitude du courant totale circulant dans la structure sont indiqu´es en rouge tandis que le sens et l’am-plitude du camp d’Oersted g´en´er´e dans la piste magn´etique sont indiqu´es en vert. (Travail en collaboration avec Alina-Dora Crisan - [stage M2])

(a) (b)

Fig. II.23: Profils magn´etiques (phase du signal MFM) de la mˆeme nanostructure de Ni85Pd15 dans des ´etats d’aimantation oppos´es. Les images MFM respectives sont en insert de chaque courbe.

faite (fig II.22 (b)). On remarque que la piste n’est plus uniform´ement aimant´ee mais pr´esente plusieurs domaines. La seule mani`ere d’obtenir un tel ´etat est de passer la temp´erature de Curie de la structure magn´etique. En effet, pendant l’impulsion elle devient alors paramagn´etique. Une fois l’impulsion termin´ee la structure revient `a temp´erature ambiante et par cons´equent ferromagn´etique. Seulement, pour minimi-ser son ´energie d´emagn´etisante la structure doit cr´eer une alternance de domaines magn´etiques comme observ´ee. Sachant que la densit´e de courant pour l’ensemble de la structure dans ce cas est : ρ = 2.4× 1012 A/m², l’´el´evation de temp´erature dans

l’approximation d’une nanostructure isol´ee serait de 120 K. Or la temp´erature de Curie pour notre mat´eriau est ≈ 400 K, c’est `a dire que dans cette approximation elle est atteinte pendant l’impulsion.

Remarquons que la structure magn´etique n’est pas un artefact dˆu au retournement de la pointe puisque les images pr´esent´ees prises dans les deux sens de balayage lent pr´esentent la mˆeme disposition des domaines magn´etiques. De plus, les transitions ne sont pas brutales.

Une impulsion de mˆeme polarit´e mais de 3.8 mA est ensuite appliqu´ee. On image alors la configuration d’aimantation obtenue (fig II.22 (c)). La structure est alors aimant´ee dans le sens oppos´e `a l’´etat initial except´e une petite partie dans le bas de la structure. Puis on r´e-applique une impulsion identique `a la premi`ere ( 4.3 mA, 1 ns). L’´etat uniforme est encore une fois d´estabilis´e en plusieurs domaines (fig II.22 (d)). La polarit´e de l’impulsion est ensuite invers´ee (−3.9 mA, 1 ns). On remarque alors qu’une grande partie de l’aimantation de la structure s’est renvers´ee dans le sens de l’´etat initial (fig II.22 (e)). On applique exactement la mˆeme impulsion (−3.9 mA, 1 ns). La taille du domaine du milieu a alors fortement diminu´e (fig II.22 (e)). Finalement une impulsion de polarit´e oppos´ee est appliqu´ee ce qui renverse le sens de l’aimantation (fig II.22 (f)).

Le comportement d´ecrit ci-dessus est caract´eristique de l’action d’un champ ap-pliqu´e dans la direction d’aimantation facile d’une structure magn´etique. Consid´erant la configuration de notre syst`eme, on reconnaˆıt alors le champ d’Oertsed g´en´er´e par la couche de Pd recouvrant la piste de PdNi.

En effet l’´epaisseur de la couche magn´etique ´etant faible pour une r´esistivit´e rela-tivement ´elev´ee (32 µΩ.cm), il n’est pas ´etonnant qu’une partie non n´egligeable du courant passe dans la couche de protection de Pd.

Si on remarque que l’´epaisseur de la couche de NiPd est 12 nm et celle de Pd 3 nm, et en consid´erant la r´esistivit´e du mat´eriau massif pour le Pd et celle mesur´ee pour le NiPd, alors la moiti´e du courant passe dans la couche de protection. Ceci est le cas qui maximise le courant dans le Pd puisque le ph´enom`ene de couche mince tend `

a augmenter la r´esistivit´e du mat´eriau par rapport au massif.

On peut alors estimer le champ magn´etique g´en´er´e par l’impulsion de courant (th´eor`eme d’Amp`ere dans l’approximation d’une couche infinie).

Pour 4.3 mA, la densit´e de courant dans la piste de Pd est≈ 5.5 × 1012 A/m2. Ceci g´en`ere un champ magn´etique transverse de ≈ 130 Oe. Pour les impulsions de 3.8 et 3.9 mA, le champ magn´etique g´en´er´e est≈ 100 Oe. Ces valeurs sont `a corriger par le champ magn´etique cr´e´e par le courant passant dans la piste magn´etique elle-mˆeme, dont la valeur moyenne selon l’´epaisseur doit ˆetre faible.

Cette ´etude constitue les pr´emisses du d´eplacement des parois par courant dans les nanostructures de NiPd. Des tentatives dans des nanostructures plus ´epaisses se sont pour le moment conclues par la d´esaimantation et (ou) la destruction de la nanostructure.

Deux directions seraient int´eressantes `a suivre. La premi`ere serait d’augmenter l’´epaisseur de la couche de Pd, voire de changer de mat´eriau, pour ´etudier le d´eplacement de parois sous champ magn´etique transverse. Il serait alors possible d’effectuer des exp´eriences de r´esonance de telles parois en appliquant un courant alternatif `a la couche de Pd. La deuxi`eme serait ´evidemment de faire en sorte que tout le courant

passe dans la piste magn´etique et pers´ev´erer dans l’´etude du transfert de spin dans le NiPd.