Спин-волновой резонанс в структурах nife/dyxco1−x/nife с положительной величиной обменного взаимодействия между ферромагнитными слоями Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 537.635

Спин-волновой резонанс в структурах NiFe/DyxCo1-x/NiFe с положительной величиной обменного взаимодействия между ферромагнитными слоями

Рауф С. Исхаков* Сергей В. Столяр

Институт физики им. Л. В. Киренского СО РАН, Академгородок, 50/38, Красноярск, 660036.

Сибирский федеральный университет, Свободный, 79, Красноярск, 660041,

Россия

Михаил В. Чижик^

Сибирский федеральный университет, Свободный, 79, Красноярск, 660041,

Россия

Лидия А. Чеканова Виктор Ю. Яковчук

Институт физики им. Л. В. Киренского СО РАН, Академгородок, 50/38, Красноярск, 660036.

Сибирский федеральный университет, Свободный, 79, Красноярск, 660041,

Россия

Получена 01.12.2011, окончательный вариант 30.12.2011, принята к печати 10.02.2012 В 'работе методом спин-волнового резонанса исследован спектр стоячих обменных спиновых волн в магнитных сэндвичах Мг80Ее20/Ву20Со80/Мг80Ее20. Слой аморфного ферримагнитного сплава здесь имел докомпенсационный состав, поэтому его магнитная структура обеспечивала положительную величину обменной связи между ферромагнитными слоями. Показано, что спиновые моды спектра СВР, удовлетворяющие известному киттелевскому соотношению Нг (п) ~ п2, являются стоячими акустическими обменными спиновыми колебаниями. Установлено, что спиновые моды, представляющие собой оптические сателлиты акустических пиков СВР, характеризуются иной зависимостью резонансных полей Нг(п) ~ п°/2.

Ключевые слова: трехслойные магнитные пленки, обменно-связанные структуры, ферромагнитный и спин-волновой резонанс, акустические колебания, оптические сателлиты.

Введение

Ферромагнитный (ФМР) и спин-волновой (СВР) резонансы являются наиболее простыми методами определения фундаментальных констант ферромагнитного материала (намагниченность насыщения, константа анизотропии, константа обменного взаимодействия), изго-

* [email protected] [email protected] © Siberian Federal University. All rights reserved

товленного в виде тонкой пленки. Когда внешнее магнитное поле Н приложено ортогонально к плоскости пленки (Н ± Ь), условием резонанса служит соотношение

Н = Ш + 4пМе// - Мк2, (1)

где ш — фиксированная частота микроволнового поля, А — обменная константа, представляемая выражением (А = 2JS2/a), к — волновое число спиновой волны (к = 'пп/й). (Здесь п — порядок моды, й — толщина пленки.) График зависимости Нг от и2 дает возможность рассчитать намагниченность (Мя и Мец) и обменную константу А. В настоящее время большое внимание уделяется многослойным обменно-связанным пленкам, в которых индивидуальные слои различаются по свойствам. Примером таких структур является система [ферромагнетик / ферромагнетик , в которой величина обменного взаимодействия между слоями приводит к созданию единой магнитной системы с модулированными магнитными константами вдоль нормали к плоскости пленки. Данные системы характеризуются специальными спектральными особенностями различного вида возбуждений. В частности, закон дисперсии для спиновых волн в таких мультислойных структурах характеризуется разрешенными и запрещенными частотными интервалами [1-3].

В многослойных структурах ферромагнетик/(неферромагнитный металл) возможно управление величиной и знаком обменного взаимодействия ферромагнитных слоев путем варьирования толщиной проводящей прослойки [4,5]. В свою очередь знак и величина обменного взаимодействия ферромагнитных слоев, разделенных металлической прослойкой, как оказалось, могут зависеть от толщины ферромагнитного слоя [6].

Основная часть экспериментальных работ, посвященная данной проблеме, выполнена на структурах, в которых толщина ферромагнитного слоя ¿рм <10 пт, а толщина проводящей прослойки порядка одного пт [7, 8]. В настоящей работе приведены результаты исследований, выполненных методом ферромагнитного резонанса на пленочных структурах, состоящих из ферромагнитных слоев пермаллоя толщиной ¿рм ~ 100 пт, разделенных слоем ферримагнитного сплава БуСо (0 < ¿оуОо < 150 пт). Выбор интервалов толщин в данной работе диктовался следующим причинами. Исследуемые структуры были получены методом термического напыления на покровные стекла толщиной 18 цт. Используемые стекла характеризуются размером шероховатости не более 3 пт. Применяемый способ получения покрытия на таких подложках обеспечивает сплошность слоя напыляемых металлов при толщинах ~ 10 пт. Поэтому "многослойные" структуры с малыми толщинами индивидуальных слоев скорее могут быть идентифицированы как гранулированные. Для таких материалов применимость стандартных методик спорна, например, изучение гранулированных материалов методом ферромагнитного резонанса требует существенной модификации

[9].

В общем случае спектр ФМР (длина стоячей спиновой волны А ^ то) трехслойной обменно-связанной системы (ЕМ / X / ЕМ) характеризуется двумя резонансными модами. В геометрии выполнения эксперимента: внешнее магнитное поле перпендикулярно плоскости пленки, условия резонанса для акустической моды (+) и оптической моды (-) описываются следующим выражением [10]: \ 2

V ± = (Но - Н11 + НА - НЕ ± Н )(Но - Н" - НЕ ± НЕ)- (2)

где Неf f — эффективное внутреннее поле, включает в себя размагничивающее поле 4пМеf f, Но — внешнее постоянное поле, На — поле анизотропии (в случае поликристаллических пленок величина На = 0), НЕ = Л1ауег/й ■ М — однородное обменное поле, й — толщина ферромагнитного слоя. Из данного выражения видно, что взаимное расположение резонансных мод обусловлено знаком межслойного однородного обмена Л1ау ег. При Нр=0

(^аУег=0) спектр ФМР характеризуется единственным резонансным поглощением, обусловленным сфазированными колебаниями векторов намагниченности в ферромагнитных слоях (при условии одинаковых величин магнитных параметров ферромагнитных слоев). При толщине ферромагнитных слоев ! « 100 пт и закреплении переменной намагниченности (наличии поверхностной анизотропии) на приподложечной и внешней поверхностях ферромагнитных слоев даже при условии Не =0 в магнитной системе должен реализовываться спектр стоячих спиновых колебаний (акустических — магнитные моменты ферромагнитных слоев прецессируют в фазе), сопровождаемый оптическими сателлитами (магнитные моменты ферромагнитных слоев прецессируют в противофазе). Резонансные поля в этом случае должны описываться модифицированным выражением

Н± = - +4пМ - Не ± Не - ^к2, (3)

7 М

где Н+ — резонансное поле акустической п-й моды с волновым вектором к = пп/!, Н- — резонансное поле оптического сателлита п-й моды, А — константа обменного взаимодействия ферромагнетика, в общем случае обменное поле Не содержит неоднородную составляющую — неизвестную функцию п. Величина А определяется из спектров СВР (по акустическим поглощениям) по киттелевской формуле

А = М (^ Н - Н (4)

А 2 \п2 п2 - п2 • (4)

4 ' 3 4

Спин-волновой резонанс акустических колебаний векторов намагниченности, сопровождаемый оптическими сателлитами, впервые нам удалось зарегистрировать на трехслойной обменно-связанной системе №Ее/Си/№Ее [10]. В работе [11], выполненной методом ФМР на структурах №81Ее19(30 пт)/И,и/№81Ее19(30 пт), при отрицательной величине обменного взаимодействия между ферромагнитными слоями помимо акустического и оптического ФМР-поглощений также регистрировались дополнительные резонансные поглощения, которые, однако, не получили в этой работе должной интерпретации.

Образцы и методика эксперимента

Полная намагниченность аморфных ферромагнитных сплавов ВухСо1-х задается суммой антипараллельных намагниченностей подрешеток редкоземельного металла (РЗМ) и переходного металла (ПМ). Вследствие разной температурной зависимости намагниченностей подрешеток в этих магнитоупорядоченных материалах существует как температура компенсации (Тсотр при х=еопв£), так и компенсационный состав (хсотр при комнатной температуре), определяемые условием обращения в нуль суммарной намагниченности. Обычно эти материалы, изготовленные в виде пленок с составами, близкими к компенсационным, применяются как среды для термомагнитной записи с ультравысокой плотностью [12]. В этих пленках в точках Тсотр (либо хсотр) коэрцитивная сила имеет резкий максимум. Достаточно уйти на несколько градусов от Тсотр (либо на 2-3 ат. % от хсотр), чтобы коэрцитивная сила уменьшилась в несколько раз.

Компенсационным составом, при котором намагниченности подрешетки 3^ металла и редкоземельного элемента компенсируют друг друга, при комнатной температуре является сплав Бу22Со78. В интервале концентраций 17 < х <26 ат. % пленки сплава БухСо1-х характеризуются перпендикулярной магнитной анизотропией. Величины намагниченности насыщения Мя, измеренные на вибрационном магнитометре, для пленок РЗМ-ПМ (БуСо) в интервале составов 17-28 ат. % меняются в пределах 250-20 Св, коэрцитивная сила Нс

достигает значений ^15 kOe. Константы одноосной анизотропии этих пленок РЗМ-ПМ, измеренные на вращательном анизометре, составляют 5-105^106 erg/cm3 [13].

Структуры Nii-xFex/Dy^Coi-x, Nii-xFe^/Dy^Coi-xH/Nii-xFex, как и реперные однослойные пленки NiFe, были получены методом термического испарения в вакууме 3-10-6 Torr последовательным напылением слоев Nii-xFex (18 < x <23 ат. %) и DyxCoi-x (17 < x <26 ат. %) из независимых испарителей с кольцевым катодом на подложки из покровного стекла. Слой аморфного сплава DyCo характеризовался перпендикулярной магнитной анизотропией, а во время напыления ферромагнитного слоя NiFe, как реперного, так и входящего в слоистую структуру, в плоскости образца прикладывалось постоянное внешнее магнитное поле Ho=50 Oe. Толщина и химический состав получаемых конденсатов контролировались методом рентгеноспектрального анализа.

Спектры спин-волнового резонанса (СВР) на частоте 9,2 GHz записывались при комнатной температуре в геометриях выполнения эксперимента: внешнее магнитное поле перпендикулярно и параллельно плоскости пленки.

Исследование однослойных пленок №1-:^ех и двухслойных структур DyxCo1_x(70 nm)/Ni77Fe2з(300 пш)

Спектры СВР однослойных пленок №1_хЕех, а также рассчитанные из них величины магнитных характеристик в дальнейшем рассматривались как реперные. Для этих пленок экспериментальные значения резонансных полей Нг укладывались на линейную зависимость в координатах Нг (п2). Тангенс угла наклона этой зависимости по формуле (4) определяется величиной константы обменного взаимодействия А. На рис.1 приведена зависимость резонансных полей Нг(п2) спектра СВР однослойной пленки состава №82Ее18. Рассчитанные

Нг. Ое -12300 -

11800 -

11300 -

10800 -

10300 -

9800 -

0 5 10 15 П2

Рис. 1. Зависимость резонансного поля от номера моды n в спектре СВР реперной пленки NiFe (126 nm)

значения эффективной намагниченности Mef f и константы обменного взаимодействия A для этой пленки оказались равными 600 Gs и 0,55-10-6 erg/cm соответственно. Для однослойных пленок состава Ni77Fe23 аналогичный спектр СВР и расчеты дают величины Mef f и A равными 800 Gs и 0,8-10-6 erg/cm соответственно.

На рис. 2 приведены спектры поглощения СВР исследуемых двухслойных пленок DyxCo1-x(70 nm)/Ni77Fe23(300 nm). Кривая на рис. 2a описывает спектр СВР двухслойной

пленки Ву2оСо8о/№77Ее2з, в которой магнитожесткий слой является сплавом докомпенса-ционного состава; кривая на рис. 26 — спектр СВР двухслойной пленки Бу25Со75/№77Ее2з с магнитожестким слоем послекомпенсационного состава. Анализ приведенных спектров показывает: первое — в этих образцах возбуждаются спин-волновые моды как с нечетными, так и с четными номерами (п = 1, 2, 3, ...); второе — величины интенсивности четных пиков значительно меньше величин интенсивностей соседних нечетных пиков; третье — величины интенсивностей четных пиков спектра СВР двухслойных пленок с магнитожестким слоем Оу25Со75 (рис.26) существенно превышают аналогичные величины в спектре СВР двухслойных пленок с магнитожестким слоем Бу2оСо8о (рис.2а).

9 7 5 321

а 9 7 5 3/ "

|-1-1-1-1-1-1-1-1 I_,_г_I_1_.___J__I

ю II 12 13 14 10 11 12 13 14

И, Юе Н, кОе

Рис. 2. Спектры СВР пленок БуСо/№Ее: а — докомпенсационный состав БуСо; 6 — после-компенсационный состав БуСо

На рис. 3 приведены экспериментальные дисперсионные кривые в координатах Нг (п2) для исследуемых двухслойных пленок ВужСо1_ж(70 пт)/№77Ее2з(300 пт) с одинаковыми толщинами слоев, но отличающихся составом магнитожесткого слоя (рис. 3а — Оу20Со80/№77Ее23, рис. 36 — Бу25Со75/№77Ее23). Пунктирная прямая на рис. 3 соответству-

Рис. 3. Зависимость резонансного поля от номера моды n в спектре СВР пленок DyCo/NiFe: a — докомпенсационный состав DyCo; b — послекомпенсационный состав DyCo

ет значению константы обменного взаимодействия A=0,8-10-6 erg/cm, равного аналогичной величине в реперной пленке. Видно, что численное значение величины A двухслойных пленок, вычисляемое из коротковолновой части спектра СВР, совпадает с реперным значением A однослойной пленки состава Ni77Fe23 как для бислоев с докомпенсационным, так и для

бислоев с послекомпенсационным составом сплава магнитожесткого слоя. Также видно, что численные значения резонансных полей Hr первых мод спектров СВР двухслойных пленок характеризуются систематическим отклонением от реперной зависимости Hr (n2 ). В случае пленок с докомпенсационным (послекомпенсационным) составом жесткого слоя величины регистрируемых резонансных полей Hr первых мод спектра больше (меньше) реперных на величину SHr (см. рис. 3). Рассмотрим конфигурацию векторов намагниченностей исследуемых двухслойных пленок DyxCoi_x(70 nm)/Ni77Fe23. В двухслойной пленке с магнито-жестким слоем докомпенсационного состава векторы намагниченностей насыщения ферромагнитного сплава NiFe и подрешетки атомов Со ферримагнитного сплава DyCo параллельны. Благодаря обменному взаимодействию локальных магнитных моментов сплава NiFe с локальными магнитными моментами Со, находящимися вблизи межслойной поверхности, последние будут вовлечены в прецессионное движение суммарной намагниченности ферромагнитного слоя, обусловленное СВЧ полями. Поэтому обменное граничное условие для переменной намагниченности m (условие Киттеля: m|s = 0), определяющее узел стоячей спиновой волны, будет выполняться не на самой межслойной поверхности, а на некой эффективной плоскости в магнитожестком слое. Последнее эквивалентно перемещению узла стоячей спиновой волны с межслойной поверхности в магнитожесткий слой сплава Dy2oCo8o на величину S. Это означает, что волновой вектор первых мод спектра СВР в выражении (1) будет определяться не соотношением ki = п/do, где do — толщина пленки пермаллоя, а соотношением ki = n/deff, в котором величина deff (толщина эффективного магнитного слоя для спиновой волны) удовлетворяет условию: deff = do + S. Рассчитанная из наших данных величина S составляет 30-40 nm. Для двухслойных структур с послекомпенсацион-ным составом магнитожесткого слоя векторы намагниченностей подрешетки Со ферримаг-нитного сплава и ферромагнитного сплава NiFe в полях насыщения антипараллельны. Как следствие минимизации энергии (обменного взаимодействия сплавов Со со сплавами NiFe и одноосной анизотропии магнитожесткого слоя DyCo), возникает переходной слой между NiFe и DyCo, в котором осуществляется плавный разворот спинов З^металлов на угол п. В этой ситуации в области межслойной границы обменное граничное условие Киттеля за-

меняется на граничные условия Амента-Радо = 0, где n — нормаль к поверхности

ферромагнетика. Об этом свидетельствует увеличение интенсивностей четных пиков СВР. Причем это граничное условие для свободных поверхностных спинов осуществляется на некой эффективной плоскости в магнитомягком слое №Ее. Последнее означает, что величина , определяющая величины волновых векторов первых мод СВР к1 = , в данном случае уменьшается на величину 6: deff = ¿о _ 6.

На рис. 4-6 представлены спектры СВР исследуемых трехслойных структур при толщине слоя аморфного ферримагнитного сплава ¿дуСо=45, 82, 110 пт соответственно (на рис.7-9 представлены зависимости резонансных полей от номера моды). Видно, что как количество резонансных поглощений, так и их полевые координаты и интенсивности зависят от толщины ферромагнитной прослойки. В то же время величина резонансного поля максимального поглощения (которое составляет 11-12 кОе), а также полевой интервал развертки магнитных полей, в котором реализуются спектр СВР ( « 1,7 кОе), от толщины слоя БуСо не зависят. Таким образом, представленные на рис. 4-6 спектры СВР свидетельствуют о некой зависимости величины эффективного обменного взаимодействия ферромагнитных слоев от толщины слоя БуСо. Кривую СВР №82Ее18(110 пт)/Бу20Со80(45 пт)/№82Ее18(110 пт) (см. рис. 4) разумно идентифицировать как единый спектр стоячих спиновых волн это-

Исследование трехслойных структур

Nis2Feis/Dy2oCo8o/Nis2Fei8

Рис. 4. Спектр СВР трехслойной пленки №Ее(110 пт)/БуСо(45 пт)/№Ее(110 пт)

Рис. 5. Спектр СВР трехслойной пленки №Ее(110 пт)/БуСо(82 пт)/№Ее(110 пт)

я

£• о

С/3

3

я

>

'С

<и

а

_к) 1

V :

9 10.6 12.2

Н, Юе

Рис. 6. Спектр СВР трехслойной пленки №Ее(110 пт)/БуСо(110 пт)/№Ее(110 пт)

го сэндвича, узлы стоячих волн, удовлетворяющие условию Киттеля, при этом расположены на внешних границах слоев ферромагнитного сплава. Действительно, для данной структуры выполняется неравенство d(Dy2oCo8o) < 25, где величина 5 определялась выше. На рис. 10 a схематично изображена первая мода СВР обсуждаемого спектра. Доказательством данного утверждения является зависимость резонансного поля Hr от номера моды n (n — число длин полуволн, укладывающихся по эффективной толщине пленки), представленная на рис. 7. Для резонансных полей спектра СВР этой структуры выполняется стандартная киттелевская зависимость Hac(n) ~ n2. Из тангенса угла зависимости Hr ^ n2 по формуле (4) определяется константа обменного взаимодействия. Для структуры Ni82Feis(110 nm)/Dy2oCo8o(45 nm)/Ni82Feis(110 nm) рассчитанная величина константы обменного взаимодействия оказалась равной A=0,6-106 erg/cm при использовании в формуле (4) deff = 2dNiFe + dDyCo, что хорошо согласуется с величиной A=0,55-106 erg/cm реперной пленки.

Я,,Ое 12000

11500

11000

10500

10000

9500

9000 1111111111 ..... I . ■ ■ ■ I ■ ■ .....

0 10 20 30 40 50 П2

Рис. 7. Зависимость Hr от номера моды n для трехслойной пленки NiFe(110 nm)/DyCo(45 nm)/NiFe(110 nm)

Таким образом, сопоставление спектра СВР Ni82Fei8(110 nm)/Dy2oCo8o(82 nm)/ Ni82Fei8(11 nm) трехслойной структуры со спектрами СВР реперных пленок сплава NiFe (с толщиной d=100 nm, 200 nm), а также со спектром СВР пленки Ni82Fei8(110 nm)/ Dy2oCo8o(45 nm)/Ni82Fei8(110 nm) выявляет его существенные отличия. Здесь отсутствуют известные закономерности спадания интенсивности резонансной восприимчивости от номера моды n. Полевые координаты резонансных поглощений также указывают на то, что регистрируемый спектр нельзя описать как стандартный спектр СВР индивидуального слоя толщиной d=110 nm либо пленки с эффективной толщиной 2d (3d). Исходя из спектров реперных образцов, мы интерпретировали наблюдаемые СВЧ спектры структуры Ni82Fei8(110 nm)/Dy2oCo8o(82 nm)/Ni82Fei8(110 nm) как спектр СВР ферромагнитного слоя толщиной d = 110 nm, в котором у каждого резонансного акустического поглощения присутствует оптический сателлит (см. формулу (3)). Используемые нами докомпенсационные составы ферромагнитного сплава DyxCoi_x (x<22 ат. %) обеспечивают положительный знак обменного взаимодействия между ферромагнитными слоями NiFe. В случае положительной связи (Jlayer > 0) резонансные поля сателлитов H!0pt < H^c. На рис. 10 b схематично изображены первые моды (акустическая и оптическая) СВР обсуждаемого спектра. Для резонансных полей акустических колебаний здесь выполняется стандартная киттелевская зависимость Hac(n) ^ n2 (см. рис. 8), тангенс угла которой определяется константой обменного взаимодействия. Координаты резонансных полей оптических колебаний намаг-

ниченности описываются нестандартной зависимостью Н^рЪ(п) ~ п5/2.

Н„ Ое° 5 10 15 //"

Рис. 8. Зависимость Нг от номера моды п для трехслойной пленки NiFe(110 пш)/БуСо(82 nm)/NiFe(110 пт)

Резонансную кривую структуры Ni82Fel8(110 пш)/Бу2оСо8о(110 nш)/Ni82Fel8(110 пш) (см. рис. 6) разумно интерпретировать как стандартный спектр СВР одного слоя NiFe толщиной й = 110 пш. Используемая в данной трехслойной пленке толщина ферромагнитного сплава ВужСо1-ж, по-видимому, приводит к отсутствию обменного взаимодействия ферромагнитных слоев (31аУег ^ 0, Не=0), поэтому на спектре СВР отсутствуют антифазные поглощения. На рис. 10 (в) схематично изображена первая мода СВР обсуждаемого спектра. Зависимость резонансного поля Нг от номера моды п для этой структуры Ni82Fel8(110 пш)/Бу2оСо8о(110 nm)/Ni82Fel8(110 пш) приведена на рис. 9. Рассчитанная по выражению (4) (в котором 4=110 пш) константа обменного взаимодействия согласуется с реперными величинами для сплава NiFe. Таким образом, при толщинах слоя аморфного ферромагнитного сплава й^уСо < 70 пш в трехслойных пленках Ni82Fel8(110 nm)/Dy2оCo8о(d)/Ni82Fel8(110 пш) спектр СВР этой структуры описывается стоячими спиновыми волнами, закрепленные узлы которых расположены на внешних поверхностях ферромагнитных слоев (й^уСо < 2$, обменное взаимодействие между слоями 31ауег сопоставимо с величиной обмена 3 внутри ферромагнитных слоев). При толщинах 70 < й^уСо < 100 пш спектры СВР трехслойной системы Ni82Fel8(110 nm)/Dy2оCo8о(d)/Ni82Fel8(110 пш) характеризовались акустическими колебаниями индивидуальных слоев (векторы намагниченности ферромагнитных слоев пре-цессируют в фазе, закрепленные узлы стоячих спиновых волн находятся на поверхностях слоев NiFe). Каждое акустическое поглощение сопровождается оптическим сателлитом (векторы намагниченности ферромагнитных слоев прецессируют в противофа-зе, закрепленные узлы стоячих спиновых волн также находятся на поверхностях слоев NiFe). Для данного диапазона толщин 70 < &ъуСо < 100 пш величина 31ауег ^ 3. При толщине слоя ферримагнетика й^уСо > 100 пш спектр СВР трехслойной системы Ni82Fel8(110 пш)^у2оCo8о(d)/Ni82Fel8(110 пш) аналогичен спектру СВР индивидуального слоя NiFe (векторы намагниченности ферромагнитных слоев прецессируют в фазе, закрепленные узлы стоячих спиновых волн находятся на поверхностях слоев NiFe). Для данного диапазона толщин й^уСо > 100 пш, величина 31ауег ^ 0.

Рис. 9. Зависимость Нг от номера моды п для трехслойной пленки №Ее(110 пт)/БуСо(110 пт)/№Ее(110 пт)

Рис. 10. Схематичное изображение закрепления узлов стоячей спиновой волны

Заключение

Таким образом, в данной работе методом спин-волнового резонанса исследован спектр СВР, обусловленный обменными спиновыми колебаниями в двухслойных обменносвязан-ных структурах №1_хЕех(100 пт)/БухСо1-х. Установлено, что эффективная магнитная

толщина deff = do + б, определяющая волновые вектора первых мод спектра СВР ферромагнитного слоя, отлична от значения do, задаваемого технологическим процессом получения пленок NiFe. Знак б зависит от состава ферромагнитного слоя: докомпенсационный состав характеризуется знаком (+), послекомпенсационный — знаком ( —).

Спектр СВР трехслойной системы Ni82Fei8/Dy2oCo8o/Nig2Fei8 существенно зависит от толщины слоя аморфного ферромагнитного сплава, который, в силу магнитной конфигурации подрешеток, обеспечивает положительную величину связи между ферромагнитными слоями. При толщинах d^yCo ^ б в этой трехслойной системе реализуется единый спектр обменных спиновых колебаний, описываемый формулой Киттеля. При расчете эффективного обмена A в этой формуле нужно использовать величину deff = 2d^iFe + d_oyco. При толщинах d^yco ^ б спектр СВР формируется только стоячими колебаниями намагниченности в индивидуальных ферромагнитных слоях. Здесь спин-волновые моды двукратно вырождены. При толщинах d^yco ~ б вырождение снимается, здесь спектр СВР характеризуется акустическими (однофазными) и оптическими (антифазными) колебаниями вектора намагниченности в ферромагнитных слоях. Для резонансных полей акустических колебаний выполняется стандартная киттелевская зависимость H^c(n) ~ n2, которая позволяет вычислить величину эффективного обменного взаимодействия. Координаты резонансных полей оптических колебаний намагниченности в спектре СВР описываются нестандартной зависимостью H^pt(n) ~ n5/2.

Работа выполнена при финансовой поддержке Целевой программы "Развитие научного потенциала высшей школы" (2011) и в рамках программы "Научные и научно-педагогические кадры инновационной России" на 2009-2013 годы.

Список литературы

[1] В.А.Игнатченко, О.Н.Лалетин, ФТТ, 46(2004), №12, 2216.

[2] В.А.Игнатченко, Ю.И.Маньков, Д.С.Цикалов, ЖЭТФ, 134(2008), 706.

[3] Р.С. Исхаков, С.В.Столяр, Л.А.Чеканова, М.В.Чижик, Письма в ЖЭТФ, 94(2011), №4, 325.

[4] S.P.Parkin, Phys. Rev. Let., 67(1991), 3598.

[5] Р.С.Исхаков, Ж.М.Мороз, Е.Е.Шалыгина и др., Письма в ЖЭТФ, 66(1997), №7, 487.

[6] L.C.C.M.Nagamine, J.Geshev, T. Monegotto and others, J. Magn. Magn. Mater., 288(2005), 205.

[7] Z.Zhang, L.Zhou, P.E.Wigen, K.Ounadjela, Phys. Rev. B, 50(1994), 6094.

[8] H.Watanable, J. Phys. Soc. Japan, 63(1994), №2, 762.

[9] А.В.Горбинский, Ферромагнитный резонанс в композитных магнитных наноструктурах, Автореф. дисс. канд. физ.-мат. наук, Ростов-на-Дону, 2011.

[10] Р.С.Исхаков, С.В.Столяр, Л.А.Чеканова, В.Ю.Яковчук, М.В.Чижик, Известия РАН. Серия физическая, 75(2011), №2, 200.

[11] M.Belmeguenai, T.Nartin, G.Woltersdorf and others, Phys. Rev. B, 76 (2007), 104414.

[12] Г.И.Фролов, ЖТФ, 71(2001), №12, 50.

[13] В.Ю.Яковчук, Получение и исследование магнитных свойств аморфных пленок DyCo и пленочных планарных структур (РЗМ-ПМ)/NiFe, Автореф. дисс. канд. физ.-мат. наук, Красноярск, 2003.

Spin-wave Resonance in NiFe/DyxCo1-x/NiFe Structures with Positive Exchange Interaction Value Between the Ferromagnetic Layers

Rauf S. Iskhakov Sergey V. Stolyar Mihail V. Chizhik Lidiya A. Chekanova Viktor Yu. Yakovchuk

Standing exchange spin-waves spectrum of Ni80Fe20/Dy20Co80/Ni80Fe20 magnetic sandwiches was investigated by the spin-wave rasonance technique. The layer of the amorphouse ferrimagnetic alloy has precompensation composition, therethore its magnetic structure provided positive value of the exchange coupling between the ferromagnetic layers. It was shown that spin modes of SWR specrum whitch according to the Kittel's ratio Hr (n) ~ n2 are the standing acoustic exchange spin oscillations. It was determined, that spin modes of optical satellites of the SWR acoustic peaks are characterized by another ratio Hr (n) ~ n5/2.

Keywords: threelayer magnetic films, exchange coupled structures, ferromagnetic and spin-wave resonance, acoustic oscillations, optic satellites.