CC BY
7
Челябинский физико-математический журнал. 2023. Т. 8, вып. 1. С. 92-103.
УДК 537.86 Б01: 10.47475/2500-0101-2023-18108
МИКРОМАГНИТНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ МАГНИТНОЙ ПЕРЕОРИЕНТАЦИИ И САМОРАЗМАГНИЧИВАНИЯ В НИКЕЛЕВЫХ ЭЛЛИПСОИДАЛЬНЫХ НАНОЧАСТИЦАХ СВЕРХКОРОТКИМИ АКУСТИЧЕСКИМИ ИМПУЛЬСАМИ
А. В. Голов1", Д. А. Плешев1,2, Ф. Ф. Асадуллин2, В. С. Власов1, Л. Н. Котов1, И. В. Бычков3, В. В. Темнов4
1 Сыктывкарский государственный университет им. Питирима Сорокина, Сыктывкар, Россия
2 Санкт-Петербургский государственный лесотехнический университет им. С. М. Кирова, Санкт-Петербург, Россия
3 Челябинский государственный университет, Челябинск, Россия
4Политехническая школа, Политехнический институт Парижа, Палезо, Франция " antongolov@mail.ru
Проведено микромагнитное моделирование при помощи пакета МиМахЗ возможности переключения намагниченности в эллипсоидальных наночастицах никеля при прохождении через них коротких акустических импульсов. Оценено влияние размеров частиц на их внутреннюю магнитную структуру. Найден критический размер частиц, при котором теряется их однодоменность. Проведён анализ магнитоупругих диаграмм переключения намагниченности наночастиц с размерами до и после превышения порога их абсолютной однодоменности.
Ключевые слова: ферромагнетизм, магнитоакустика, сверхбыстрые явления, никелевый наномагнит.
Введение
В настоящее время управление магнитным состоянием наносистем представляет значительный интерес как в контексте фундаментальных исследований, так и практических приложений, и имеет потенциал для использования в компактных и энергоэффективных устройствах электроники и спинтроники. Взаимодействие объёмных акустических фононов и поверхностных акустических волн (ПАВ) с намагниченностью, как тонких ферромагнитных плёнок, так и наномагнитов, позволяет не только управлять магнитным состоянием этих систем, но и отличается энергоэффективностью и высокими скоростями переключения [1; 2]. Открытие таких сверхбыстрых явлений в динамике магнитных наносистем стало возможным благодаря быстрому развитию в последние десятилетия лазерных технологий, позволяющих применять фемтосекундные лазеры для генерации ультракоротких акустических импульсов, амплитуда деформации которых достигает очень высоких значений — единиц процентов [3; 4]. Это привело к возникновению новой области магнитоакустики — сверхбыстрой магнитоакустики.
Исследование выполнено при финансовой поддержке РФФИ в рамках научного проекта № 2042-110004 (р_а_Республика Коми) «Магнитоакустика ферромагнитных наноструктур».
Длительность упругих импульсов составляет десятки и единицы пикосекунд для сверхбыстрой магнитоакустики. Для акустических волн такие длительности являются наименьшими из возможных [3]. При стандартной схеме возбуждения упругих волн встречно-штыревыми преобразователями в многослойных структурах длительности упругих импульсов составляют единицы наносекунд, что практически на 3 порядка больше, чем в сверхбыстрой магнитоакустике [2].
В данной работе методом микромагнитного моделирования при помощи пакета МиМахЗ [5] изучена магнитоупругая динамика эллипсоидальных никелевых на-номагнитов в постоянном магнитном поле. Сверхбыстрые магнитные процессы в ферромагнитном никеле начали изучаться ещё в конце прошлого века французскими учёными Эмануэлем Борепером и Жан-Ивом Биго. В их экспериментальной работе [6] впервые было показано сверхбыстрое размагничивание плёнки ферромагнитного никеля в течение первой пикосекунды после поглощения этой плёнкой фем-тосекундных оптических импульсов. В таких экспериментах обычно используется схема «накачка-зонд», где возмущение магнитных свойств среды вызывается накачкой фемтосекундным лазером, а регистрация магнитного состояния происходит зондирующим лучом от этого же или другого, с иной длиной волны фемтосекунд-ного лазера на основе явления эффекта Фарадея или Керра [6]. В более поздних экспериментах Ж.-И. Биго вместе со своими учениками занялся важным вопросом оптимизации возбуждения определённых мод колебаний вектора намагниченности в никелевых наноплёнках. Ими были получены условия эффективного возбуждения определённой моды ферромагнитного резонанса (ФМР) при выполнении условий синхронизации упругой волны и колебаний ФМР [7]. Была продемонстрирована возможность управления прецессией ФМР с помощью серии ультракоротких пико-секундных акустических импульсов [8].
В современных работах другой группы учёных, из университета Калифорнии в Санта-Крузе, проводились эксперименты по возбуждению ПАВ и магнитоупругих волн в системе никелевых наночастиц и нанополосок из немагнитного металла с использованием двух разных способов возбуждения магнитоупругих колебаний в наночастице никеля: прямое воздействие сфокусированного лазерного импульса на частицу и воздействие ПАВ, создаваемых действием лазера на решётку из немагнитных полосок [9; 10]. Эксперименты по изучению акустического воздействия на магнитную динамику наносистем на основе ферромагнитного никеля до сих пор вызывают неподдельный интерес у широкого круга учёных из разных стран мира.
1. Геометрия задачи и основные уравнения
В основе явлений сверхбыстрой магнитоакустики лежит явление магнитострик-ции, связанное с взаимодействием магнитной и упругой подсистем магнитной среды. Различают прямую и обратную магнитострикцию. При прямой магнитострик-ции изменение намагниченности ведёт к изменению геометрических размеров образца. При обратной магнитострикции, напротив, изменение размеров или акустические колебания приводят к колебаниям намагниченности. Оба эффекта могут быть описаны в рамках феноменологической теории магнитоупругости [11]. При этом мы рассматриваем плотность энергии магнитного образца в виде
Р Ргееш + ^ашг + Рехс + + ^ше) (!)
где Ргееш — плотность зеемановской энергии, Рап;2 — плотность энергии магнито-кристаллографической анизотропии, Рехс — плотность обменной энергии, РСа —
плотность энергии диполь-дипольного взаимодействия, Гте — плотность магнито-упругой энергии.
Будем моделировать поведение эллипсоидальной частицы из поликристаллического никеля, не обладающего магнитокристаллической анизотропией, т. е. будем учитывать влияние только формы и размера частицы на её магнитное поведение. Плотность энергии диполь-дипольного взаимодействия можно задать через тензор размагничивающих факторов N, в этой работе при микромагнитном моделировании использовался пакет МиМахЗ [5], который позволяет задать минимальную ячейку разбиения в форме куба, и уже из этих кубов составить желаемую форму наномагнита, в данной работе — эллипсоида. В этом случае плотность энергии Г^а будет рассчитываться уже не через тензор размагничивающих факторов, а через диполь-дипольное взаимодействие каждой ячейки разбиения, формирующих эллипсоидальный наномагнит, со всеми остальными ячейками с учётом направления их намагниченности и взаимного расположения. Это самое времязатратное слагаемое при расчёте плотности свободной энергии (1) при микромагнитном моделировании. Для простых форм, коими являются эллипсоиды, гораздо эффективнее использовать тензор размагничивающих факторов IV, что и было сделано ранее [11]. Но это только в случае настолько малых частиц, что они всегда остаются одно-доменными. В этой работе моделировались эллипсоидальные частицы размерами как меньше критического значения абсолютной однодоменности, так и значительно превышающими его.
Геометрия задачи представлена на рис. 1. На подложке расположена эллипсоидальная наночастица из поликристаллического никеля так, что большая её ось совпадает с направлением оси У, а короткая — оси Z.
Эллипсоид выбирался
Рис. 1. Геометрия задачи
сильно сплюснутым с соотношением его полуосей а =10, Ь =15, с = 2. В дальнейшем соотношение длин полуосей эллипсоида оставалось неизменным, менялись только его размеры, задаваемые через длину большей оси Ьу, которая менялась в пределах от 150 до 600 нм. Частица вместе с подложкой помещается в постоянное магнитное поле, которое лежит в плоскости подложки и направлено под углом £ к оси X. Короткий акустический импульс гауссовой формы величиной пхх распространяется по подложке в направлении оси X. Так как частица мала, а скорость звука в металлах высока, то считается, что акустический импульс действует на все точки частицы одинаково в один и тот же момент времени. Как уже было сказано ранее, короткий акустический импульс может быть индуцирован, например, фемтосекундным лазерным импульсом, поданным на тонкоплёночный оптико-акустический преобразователь, расположенный на этой же подложке, тем самым вызвав ПАВ, которая будет распространяться в сторону нашего наномагнита [11]. Параметры никеля: обменная постоянная Аех = 9 • 10-12 Дж/м, магнитоупругая постоянная Ь1 = 107 Дж/м3 и намагниченность насыщения ^0М8 = 0.4 Тл [12], где ^о — магнитная постоянная. При микромагнитном моделировании частица разбивалась на равные кубические ячейки количеством около 200 тыс. штук. Для увеличения скорости расчётов на каждую ось эллипсоида должно приходиться по возможности 2п ячеек. Чем больше будет количество ячеек разбиения, тем ближе
эта конфигурация ячеек к идеально гладкому эллипсоиду по своей форме.
2. Влияние размеров частицы
на её внутреннюю магнитную структуру
От размеров наночастицы критически зависит и её внутренняя магнитная структура, которая значительно влияет уже и на саму магнитную динамику. В отсутствие внешнего магнитного поля и в нашем случае для частицы из поликристаллического никеля критические размеры однодоменности определяются противоборством только двух явлений: спонтанной однородности обменного взаимодействия
Аех) и размагничивания вследствие диполь-дипольного взаимодействия М8). Если размеры частицы малы, то обменное взаимодействие перевешивает размагничивающие силы диполь-дипольного взаимодействия, суммарная намагниченность частицы максимальна и направлена вдоль большей оси эллипсоида (рис. 2). Это согласуется и с теоретическими расчётами распределения плотности энергии через компоненты размагничивающего тензора = 0.1385, N = 0.0781, = 0.7835, соответствующие соотношению длин полуосей нашего эллипсоида [11]. Для удобства введём единичный вектор намагниченности т, который является векторной суммой всех намагниченностей ячеек разбиения нашей частицы по отношению к намагниченности насыщения частицы как целого. Из рис. 2 видно, что для данной конфигурации критическим размером является эллипсоид с большей осью, равной Ьу & 215 нм, после короткого и резкого перехода внутренняя магнитная структура с однодоменной меняется на вихревую и суммарная намагниченность частицы становится близкой к нулю. Критически важным при создании композитных плёнок на основе магнитных наночастиц является нахождение их размеров ниже порога однодоменности, иначе, как далее будет показано, происходит сильное ухудшение их магнитных свойств, заключающееся в сильной неопределённости их магнитного поведения.
Рис. 2. Критические размеры однодоменности эллипсоидальной наночастицы
3. Магнитное поведение однодоменных наночастиц
Рассмотрим поведение никелевых эллипсоидальных частиц во внешнем магнитном поле, приложенном вдоль оси X (£ = 0°), с большой осью Ьу = 150 нм, до порога однодоменности, и в 4 раза длиннее Ьу = 600 нм, т. е. при значительном превосходстве порога однодоменности, при наличии ярко выраженной вихревой внутренней магнитной структуры в отсутствие полей. Как соотношения полуосей эллипсоида для обеих частиц, так и количество ячеек разбиения одинаково, отличается только объём частиц, различие в 43 раза.
Постепенно меняя величину внешнего поля, построили петли гистерезиса компонент единичного вектора намагниченности от Вх (рис.3). Для обеих частиц величина компоненты тх практически неотличима от нуля, т. е. намагниченность частицы т всегда лежит в плоскости ХУ, совпадающей с плоскостью подложки. Для однодоменной частицы (Ьу = 150 нм, рис. 3, а) для компоненты тх петля гистерезиса отсутствует, зависимость от поля представлена одной линией, т. е. тх всегда по направлению совпадает с направлением внешнего поля Вх. Для компоненты ту наблюдается два равноценных метастабильных положения по и против оси У, которые и могут использоваться как нули и единицы при создании энергонезависимых ячеек памяти с двумя состояниями.
Рис. 3. Петли гистерезиса для эллипсоидальной частицы (а) при Ly = 150 нм до перехода через порог и (б) при Ly = 600 нм после перехода через порог однодоменности
Внешнее поле лишь упрощает переход из положения вдоль оси Y (верхняя дуга) в противоположное — против оси Y (нижняя дуга), и наоборот. Критическим внешним полем, после которого оба состояния сливаются в одно устойчивое состояние, будет точка насыщения по mx, точка слияния этих дуг, это значение равно Bcrit « 25 мТл и пропорционально Ms. Это хорошо согласуется со значениями, полученными из теоретических выкладок предыдущей работы [11], в которой эллипсоидальная частица не разбивается на большое количество отдельных ячеек, а описывается уравнениями микромагнетизма для частицы как целого, что значительно эффективнее и требует гораздо меньше времени при расчётах, особенно при применении к однодоменным частицам простых форм.
Итак, подстраивая величину внешнего магнитного поля, мы можем добиться значительного уменьшения энергетического барьера между переходом из одного метастабильного состояния в другое как при помощи акустического импульса, так и, к примеру, радиоимпульса. Подробнее остановимся на переключении при помощи акустического импульса гауссовой формы nxx, направленного вдоль оси X, вблизи критического значения Bcr;t « 25 мТл (рис.4). Как теоретические выкладки [11], так и микромагнитное моделирование показывают, что только сжатие эллипсоидальной частицы вдоль оси X (nxx < 0) приводит к переходу из одного состояния в другое.
Более полное представление о влиянии на переключение намагниченности из одного метасостояния в другое в эллипсоидальной однодоменной никелевой частице в зависимости от длительности т акустического гауссового импульса и его величины nxx можно получить из диаграмм переключения для нескольких величин постоян-
ного магнитного поля 15, 19 и 23 мТл, меньших критического значения, Bx < Bcrit (рис. 4).
Рис. 4. Диаграммы переключения из состояния против оси У (светлые области) в состояния
вдоль оси У (тёмные области) при различных величинах внешнего постоянного поля Вх
Диаграммы переключения содержат несколько достаточно крупных зон переключения, которые сильно зависят не только от намагниченности насыщения М8 и формы никелевой частицы, но и от коэффициента затухания а, который в нашей модели был равен 0.04. Чем больше коэффициент затухания, тем сложнее происходит переход из одного состояния в другое, в таких случаях диаграмма переключения растягивается в стороны больших значений величины и длительности акустического импульса. Чем ближе величина внешнего поля к критическому, тем проще переход, и происходит, наоборот, относительно роста а, стягивание чередующихся зон переключения к началу координат. Это хорошо заметно по движению светлых полос от правого нижнего угла к верхнему правому по мере приближения величины внешнего поля к Всг^ (рис. 4). Регулировка величины внешнего поля позволяет более тонко настроить желаемый диапазон длительностей или мощности лазерного излучения, при котором будет происходить переключение. Далее достаточно отключить внешнее магнитное поле, и заданное акустическим импульсом направление намагниченности наномагнита будет перманентно зафиксировано, с очень высоким энергетическим порогом переключения в обратное положение, исключающим случайное стирание информации, например, из-за действий агрессивной окружающей среды.
1
4. Магнитное поведение наночастиц за порогом однодоменности
Рассмотрим петлю гистерезиса компонент единичного вектора намагниченности от внешнего поля Ву, направленного по оси У, для эллипсоидальной никелевой частицы размерами выше порога однодоменности Ьу = 600 нм (рис. 3,б). Два состояния, между которыми может происходить переход, появляются только для компоненты тх в диапазоне внешних полей от 10 до 40 мТл и к тому же имеют одинаковое направление по полю, т. е. будет сложно различить два этих состояния при определении положения вектора намагниченности такой частицы. Ещё одним минусом является обнуление намагниченности частицы при отключении внешнего поля, т. е. такая память не может быть энергонезависимой.
Приложим внешнее поле к оси У, совпадающей с направлением наибольшей оси эллипсоида. В этом случае не только компонента тх намагниченности частицы будет близка к нулю, но и тх, как для однодоменных частиц, так и для частиц с размерами, превышающими порог одно-доменности. Для однодомен-ной частицы предпочтительными направлениями намагниченности в отсутствие внешнего поля являются только направления вдоль и против оси У, поэтому на петле гистерезиса (рис. 5) для компоненты ту
си
М н о
0
-1
У__________
Ьу = 150пт — Ьу = 600пт
-40
-20
0
Ву, мТл
20
40
Рис. 5. Петли гистерезиса до (пунктирная линия) и после (сплошная линия) перехода через порог однодоменности при поле по У
и наблюдается только два этих положения с одномоментным переходом из мета-состояния против поля в метасостояние по полю при превышении критического значения Всг^ ^ 25 мТл, аналогично случаю, показанному на рис. 3, а.
В отличие от предыдущего случая (рис. 3, а) эти два метасостояния не равноценны, переход из положения намагниченности, направленной против поля, в направление по полю происходит гораздо легче, чем в обратном направлении. Диаграммы переключения для такого направления поля, т. е. как если бы частицу просто повернули на 90° вокруг оси Z (рис. 1), будут иметь схожий вид с диаграммами, изображёнными на рис. 4.
Если рассматривать эллипсоидальную частицу с большей осью, равной Ьу = 600 нм, то петля гистерезиса имеет схожий вид с петлёй гистерезиса в однодоменном случае (рис. 5), при этом наблюдается более плавный переход между двумя крайними состояниями вдоль и против оси У, но надо отметить, что в отсутствие внешнего магнитного поля возможно и третье состояние — с околонулевой намагниченностью частицы (рис.2). В таком случае при попытке перехода из состояния против направления внешнего поля Ву > 0 (ту = —1, тёмно-серые области на рис. 6) можем перейти как в состояние с ту ~ 0 (серые области), так и в ту = +1 (светло-серые области), чего не могло быть для однодоменной частицы. Опять же, переходы из направления по полю в другие положения гораздо энергозатратнее и менее вероятны. Это видно из диаграммы переключения, построенной для эллипсоидальной
никелевой частицы с размерами выше порога однодоменности (Ьу = 600 нм), когда внешнее поле Ву совпадает с направлением большей оси эллипсоида и растяжение частицы происходит в этом же направлении (пуу > 0), т. е. вдоль оси У (рис. 6).
0.5
(ту = — 1, тёмно-серые области), которое уже при полях Ву < единственным (всевозможные промежуточные состояния ту ^
-10 -5 0 5 10
В , мТл
.у
Рис. 6. Диаграмма переключения для эллипсоидальной частицы с Ьу = 600 нм от величины внешнего магнитного поля Ву и величины акустического импульса пуу
при его длительности в т = 500 пс
Первоначальное положение намагниченности частицы задавалось против оси У
-10 мТл является 0.5 объединены в
одно с ту = —1, как трудно различимые на практике). Аналогично происходит и при противоположном значении Ву > 10 мТл, есть только одно состояние вдоль поля, ту = +1, светло-серые области. Третье, промежуточное состояние с близкой к нулю намагниченностью частицы, |т| ~ 0, помечено серым цветом. Как видно из построенной диаграммы переключения (рис.6), чётко можно выделить только порог перехода из тёмно-серой области во все остальные. Далее наблюдается слишком хаотичное распределение областей с разными состояниями, выделить широкие зоны с преобладанием только одного заданного положения вектора намагниченности частицы не представляется возможным, что затруднит использование таких наномагнитов на практике. Можно отметить для частиц размерами за порогом однодоменности, как положительный момент, наличие трёх хорошо различимых метасостояний, а не двух, как у однодоменных частиц.
Заключение
Таким образом, в работе было проведено микромагнитное моделирование при помощи пакета MuMax3 переключения намагниченности в эллипсоидальных нано-частицах поликристаллического никеля при прохождении через них коротких акустических импульсов. Получены магнитоупругие диаграммы переключения, позволяющие подобрать желаемое направление намагниченности наночастицы в зависимости от величины и длительности акустического гауссового импульса, который на практике может быть индуцирован фемтосекундным лазерным излучением. Было оценено влияние размеров частиц на сохранение в них однодоменной внутренней магнитной структуры, что сильно отражается и на полученных петлях гистерезиса и диаграммах переключения.
Было выявлено, что на практике предпочтительнее использовать малые одно-доменные частицы простой формы, а именно, в форме эллипсоида, поведение которых достаточно точно и просто описывается уравнениями микромагнетизма для частицы как целого и обладающих при этом чётко очерченными областями переключения между двумя равнозначными метасостояниями, в отличие от частиц, размеры которых превышают порог однодоменности, физика магнитной динамики которых гораздо сложнее и хаотичнее, хотя и детерминирована.
В перспективе результаты работы можно использовать как в компактных и энергоэффективных устройствах электроники и спинтроники, так и для развития современных устройств магнитной записи.
Список литературы
1. KovalenkoO., PezerilT., TemnovV. V. New concept for magnetization switching by ultrafast acoustic pulses // Physical Review Letters. 2013. Vol. 110. 266602.
2. Власов В. С., Голов А. В., Котов Л. Н., Щеглов В. И., Ломоносов А. М., Тем-
новВ.В. Современные проблемы сверхбыстрой магнитоакустики (обзор) // Акустический журнал. 2022. Т. 68, № 1. С. 22-56.
3. TemnovV. V. Ultrafast acousto-magneto-plasmonics // Nature Photonics. 2012. Vol. 6. P. 728-736.
4. TemnovV. V., KlieberC., Nelson K. A., ThomayT., KnittelV., Leitenstorfer A., MakarovD., AlbrechtM., Bratschitsch R. Femtosecond nonlinear ultrasonics in gold probed with ultrashort surface plasmons // Nature Communications. 2013. Vol. 4. 1468.
5. Vansteenkiste A., LeliaertJ., DvornikM., HelsenM., Garcia-Sanchez F., Van Waeyenberge B. The design and verification of MuMax3 // AIP Advances. 2014. Vol. 4, no. 10. 107133.
6. Beaurepaire E., Merle J. C., DaunoisA., Bigot J. Y. Ultrafast spin dynamics in ferromagnetic nickel // Physical Review Letters. 1996. Vol. 76, no. 22. 4250.
7. KimJ.W., VomirM., Bigot J. Y. Controlling the spins angular momentum in ferromagnets with sequences of picosecond acoustic pulses // Scientific Reports. 2015. Vol. 5. 8511.
8. Kim J. W., Bigot J. Y. Magnetization precession induced by picosecond acoustic pulses in a freestanding film acting as an acoustic cavity // Physical Review B. 2017. Vol. 95, no. 14. 144422.
9. YangW. G., Schmidt H. Greatly enhanced magneto-optic detection of single nanomagnets using focused magnetoelastic excitation // Applied Physics Letters. 2020. Vol. 116, no. 21. 212401.
10. YangW. G., Schmidt H. Acoustic control of magnetism toward energy-efficient applications // Applied Physics Reviews. 2021. Vol. 8, no. 2. 021304.
11. VlasovV. S., Lomonosov A. M., GolovA.V., KotovL.N., BesseV., AlekhinA., KuzminD. A., BychkovI. V., TemnovV. V. Magnetization switching in bistable nanomagnets by picosecond pulses of surface acoustic waves // Physical Review B. 2020. Vol. 101, no. 2. 024425.
12. Chang C. L., TammingR. R., Broomhall T. J., JanusonisJ., Fry P. W., TobeyR. I., HaywardT.J. Selective excitation of localized spin-wave modes by optically pumped surface acoustic waves // Physical Review Applied. 2018. Vol. 10, no. 3. 034068.
Поступила в 'редакцию 05.08.2022. После переработки 19.01.2023.
Сведения об авторах
Голов Антон Владимирович, кандидат физико-математических наук, доцент кафедры радиофизики и электроники, Сыктывкарский государственный университет имени Пити-рима Сорокина, Сыктывкар, Россия; e-mail: antongolov@mail.ru.
Плешев Дмитрий Александрович, кандидат физико-математических наук, доцент кафедры «Физика и автоматизация технологических процессов и производств», Сыктывкарский лесной институт (филиал) Санкт-Петербургского государственного лесотехнического университета имени С. М. Кирова, Сыктывкар, Россия; доцент кафедры радиофизики и электроники, Сыктывкарский государственный университет имени Питирима Сорокина, Сыктывкар, Россия; e-mail: dpleshev@gmail.com.
Асадуллин Фанур Фаритович, доктор физико-математических наук, заведующий кафедрой «Физика и автоматизация технологических процессов и производств», Сыктывкарский лесной институт (филиал) Санкт-Петербургского государственного лесотехнического университета имени С.М.Кирова, Сыктывкар, Россия; e-mail: aff@sfi.komi.com. Власов Владимир Сергеевич, кандидат физико-математических наук, доцент кафедры радиофизики и электроники, Сыктывкарский государственный университет имени Пи-тирима Сорокина, Сыктывкар, Россия; e-mail: vlasovvs@syktsu.ru.
Котов Леонид Нафанаилович, доктор физико-математических наук, заведующий кафедрой радиофизики и электроники, Сыктывкарский государственный университет имени Питирима Сорокина, Сыктывкар, Россия; e-mail: kotovln@mail.ru. Бычков Игорь Валерьевич, доктор физико-математических наук, профессор кафедры радиофизики и электроники, Челябинский государственный университет, Челябинск, Россия; e-mail: bigv@mail.ru.
Темнов Василий Владимирович, доктор физико-математических наук, научный исследователь Политехнической школы, Политехнический институт Парижа, Палезо, Франция; e-mail: vasily.temnov@univ-lemans.fr.
Chelyabinsk Physical and Mathematical Journal. 2023. Vol. 8, iss. 1. P. 92-103.
DOI: 10.47475/2500-0101-2023-18108
MICROMAGNETIC SIMULATION OF MAGNETIC REORIENTATION AND SELF-DEMAGNETIZATION IN NICKEL ELLIPSOIDAL NANOPARTICLES BY ULTRASHORT ACOUSTIC PULSES
A.V. Golov1", D.A. Pleshev12, F.F. Asadullin2, V.S. Vlasov1, L.N. Kotov1, I.V. Bychkov3, V.V. Temnov4
1 Syktyvkar State University named after Pitirim Sorokin, Syktyvkar, Russia 2Saint-Petersburg State Forest Technical University named after S.M. Kirov, Saint-Petersburg, Russia
3 Chelyabinsk State University, Chelyabinsk, Russia
4Ecole Polytechnique, Institut Polytechnique de Paris, Palaiseau, France
" antongolov@mail.ru
Micromagnetic modeling of the possibility of switching the magnetization in ellipsoidal nickel nanoparticles during the passing of short acoustic pulses through them has been carried out by using the MuMax3 package. The effect of particle sizes on their internal magnetic structure is estimated. The critical particle size at which their single-domain property lost is found. The magnetoelastic diagrams of the nanoparticles magnetization switching analysis was made for nanoparticles sizes before and after exceeding the threshold of their absolute single-domain property.
Keywords: ferromagnetism, magnetoacoustics, ultrafast phenomena, nickel nanomagnet.
References
1. Kovalenko O., Pezeril T., Temnov V.V. New concept for magnetization switching by ultrafast acoustic pulses. Physical Review Letters, 2013, vol. 110, 266602.
2. Vlasov V.S., Golov A.V., Kotov L.N., Shcheglov V.I., Lomonosov A.M., Temnov V.V. The modern problems of ultrafast magnetoacoustics (review). Acoustical Physics, 2022, vol. 68, iss. 1, pp. 18-47.
3. Temnov V.V. Ultrafast acousto-magneto-plasmonics. Nature Photonics, 2012, vol. 6, pp. 728-736.
4. TemnovV.V., KlieberC., NelsonK.A., ThomayT., KnittelV., Leitenstorfer A., MakarovD., AlbrechtM., Bratschitsch R. Femtosecond nonlinear ultrasonics in gold probed with ultrashort surface plasmons. Nature Commuications, 2013, vol. 4, 1468.
5. Vansteenkiste A., LeliaertJ., DvornikM., HelsenM., Garcia-Sanchez F., Van Waeyenberge B. The design and verification of MuMax3. AIP Advances, 2014, vol. 4, no. 10, 107133.
6. Beaurepaire E., Merle J.C., DaunoisA., Bigot J.Y. Ultrafast spin dynamics in ferromagnetic nickel. Physical Review Letters, 1996, vol. 76, no. 22, 4250.
7. KimJ.W., VomirM., Bigot J.Y. Controlling the spins angular momentum in ferromagnets with sequences of picosecond acoustic pulses. Scientific Reports, 2015, vol. 5, 8511.
8. Kim J.W., Bigot J.Y. Magnetization precession induced by picosecond acoustic pulses in a freestanding film acting as an acoustic cavity. Physical Review B, 2017, vol. 95, no. 14, 144422.
The research was carried out with the financial support of the RFBR in the framework of the scientific project No. 20-42-110004 (Republic of Komi) "Magnetoacoustics of ferromagnetic nanostructures".
9. YangW.G., Schmidt H. Greatly enhanced magneto-optic detection of single nanomagnets using focused magnetoelastic excitation. Applied Physics Letters, 2020, vol. 116, no. 21, 212401.
10. YangW.G., Schmidt H. Acoustic control of magnetism toward energy-efficient applications. Applied Physics Reviews, 2021, vol. 8, no. 2, 021304.
11. VlasovV.S., Lomonosov A.M., GolovA.V., KotovL.N., BesseV., AlekhinA., KuzminD.A., BychkovI.V., TemnovV.V. Magnetization switching in bistable nanomagnets by picosecond pulses of surface acoustic waves. Physical Review B, 2020, vol. 101, no. 2, 024425.
12. Chang C.L., TammingR.R., Broomhall T.J., JanusonisJ., FryP.W., TobeyR.I., HaywardT.J. Selective excitation of localized spin-wave modes by optically pumped surface acoustic waves. Physical Review Applied, 2018, vol. 10, no. 3, 034068.
Article received 05.08.2022.
Corrections received 19.01.2023.
