物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015)067503综述磁性材料的磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构张志东（中国科学院金属研究所，沈阳材料科学国家（联合）实验室，沈阳110016)（2015年1月26日收到；2015年2月11日收到修改稿）首先简要地介绍了磁性材料中磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构以及相互之间的关系。一方面，磁畴结构由材料的磁结构、内磁性和微结构因素决定：另一方面，磁畴结构决定了材料磁化和退磁化过程以及技术磁性。拓扑学与材料物理、材料性能的联系越来越紧密，最近的研究兴趣集中在一些拓扑磁性组态，如涡旋、磁泡、麦纫、斯格米子等、研究发现这些拓扑磁结构的拓扑性质与磁性能密切相关、然后从尺寸效应、缺陷、晶界三个方面介绍国际学术界在磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构方面的进展，最后介绍了在稀永磁薄膜材料的微观结构、磁畴结构和磁性能关系、交换耦合纳米盘中的拓扑磁结构及其动力学行为方面的工作。通过对文献的评述，得到以下结论：开展各向异性纳米复合稀土永磁材料的研究对更好地利用稀土资源具有重要的意义可以有目的地改变材料的微结构，可控地进行磁性材料的磁畴工程，最终获得优秀的磁性能拓扑学的概念正在应用于越来越多的学科领域，在越来越多的材料中发现拓扑学的贡献.研究磁畴结构、拓扑磁性基态或者激发态的形成规律以及动力学行为对理解量子拓扑相变以及其他与拓扑相关的物理效应是十分重要的.也会帮助理解不同拓扑学态之间相互作用的物理机制及其与磁性能之间的关系，同时拓展拓扑学在新型磁性材料中的应用.关键词：磁结构，磁畴结构，拓扑磁结构，磁性能PACS:75.60.Ch,75.70.-i,75.70.Kw,75.78.FgDOI:10.7498/aps.64.067503的磁性与不同的晶体结构可以组合成丰富多彩的磁结构.另一方面，技术磁性能包括剩余磁化强度、1引言矫顽力、最大磁能积、温度系数等.这些技术磁性能磁性材料（包括永磁、软磁、磁致伸缩、磁记录不但由材料的内票磁性控制，还与材料的微观结构等)在许多领域有广泛的应用.提高各类磁性材料密切相关.实际上，材料的尺寸、形状，晶粒大小、的性能一直是广大科技工作者努力的目标，众所周晶界、缺陷以及第二相等均会影响材料的磁性能知，磁性材料的磁性分内烹磁性和技术磁性能.内20世纪一系列突破性的科学成果（特别是量子磁性包括居里温度、饱和磁化强度、磁晶各向异力学的创立）促进了人们对自然的认识，也促进了性等，分别对应于磁性相互作用、自旋磁矩、晶体场人们对磁性起源的理解，对自发磁化的量子力学理等内票性质，主要由材料的晶体结构、磁结构、成分解和磁畴结构的发现被公认为20世纪磁学领域的两大重要进展量子力学的理论研究将人们对微等决定，磁结构与材料的晶体结构密切相关其对观磁性（包括电子自旋、各类交换作用等）的认识提称性可以与晶体结构相同，但绝大多数情况下磁有序会附加新的磁对称性.磁结构由晶体结构以及磁高到一个非常高的高度。但是，磁畴结构非常复杂，性相互作用、自旋磁矩共同决定、铁磁性、反铁磁不但由材料的内磁性控制，还受到微观结构和缺性、亚铁磁性、螺旋磁性、自旋玻璃、顺磁性等不同陷等因素的影响.尽管人们对磁畴结构已经有许多*国家自然科学基金（批准号：51331006)资助的课题.+通信作者.E-mail:zdzhang@imr.ac.cn2015中国物理学会ChinesePhysicalSocietyhttp://wuliab.iphy.ac.cn067503-1
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 综 述 磁性材料的磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构∗ 张志东† (中国科学院金属研究所, 沈阳材料科学国家 (联合) 实验室, 沈阳 110016) ( 2015 年 1 月 26 日收到; 2015 年 2 月 11 日收到修改稿 ) 首先简要地介绍了磁性材料中磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构以及相互之间的关系. 一方面, 磁畴结构 由材料的磁结构、内禀磁性和微结构因素决定; 另一方面, 磁畴结构决定了材料磁化和退磁化过程以及技术磁 性. 拓扑学与材料物理、材料性能的联系越来越紧密. 最近的研究兴趣集中在一些拓扑磁性组态, 如涡旋、磁 泡、麦纫、斯格米子等. 研究发现这些拓扑磁结构的拓扑性质与磁性能密切相关. 然后从尺寸效应、缺陷、晶界 三个方面介绍国际学术界在磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构方面的进展. 最后介绍了在稀土永磁薄膜材料的 微观结构、磁畴结构和磁性能关系、交换耦合纳米盘中的拓扑磁结构及其动力学行为方面的工作. 通过对文献 的评述, 得到以下结论: 开展各向异性纳米复合稀土永磁材料的研究对更好地利用稀土资源具有重要的意义. 可以有目的地改变材料的微结构, 可控地进行磁性材料的磁畴工程, 最终获得优秀的磁性能. 拓扑学的概念 正在应用于越来越多的学科领域, 在越来越多的材料中发现拓扑学的贡献. 研究磁畴结构、拓扑磁性基态或者 激发态的形成规律以及动力学行为对理解量子拓扑相变以及其他与拓扑相关的物理效应是十分重要的. 也会 帮助理解不同拓扑学态之间相互作用的物理机制及其与磁性能之间的关系, 同时拓展拓扑学在新型磁性材料 中的应用. 关键词: 磁结构, 磁畴结构, 拓扑磁结构, 磁性能 PACS: 75.60.Ch, 75.70.–i, 75.70.Kw, 75.78.Fg DOI: 10.7498/aps.64.067503 1 引 言 磁性材料(包括永磁、软磁、磁致伸缩、磁记录 等)在许多领域有广泛的应用. 提高各类磁性材料 的性能一直是广大科技工作者努力的目标. 众所周 知, 磁性材料的磁性分内禀磁性和技术磁性能. 内 禀磁性包括居里温度、饱和磁化强度、磁晶各向异 性等, 分别对应于磁性相互作用、自旋磁矩、晶体场 等内禀性质, 主要由材料的晶体结构、磁结构、成分 等决定. 磁结构与材料的晶体结构密切相关, 其对 称性可以与晶体结构相同, 但绝大多数情况下磁有 序会附加新的磁对称性. 磁结构由晶体结构以及磁 性相互作用、自旋磁矩共同决定. 铁磁性、反铁磁 性、亚铁磁性、螺旋磁性、自旋玻璃、顺磁性等不同 的磁性与不同的晶体结构可以组合成丰富多彩的 磁结构. 另一方面, 技术磁性能包括剩余磁化强度、 矫顽力、最大磁能积、温度系数等. 这些技术磁性能 不但由材料的内禀磁性控制, 还与材料的微观结构 密切相关. 实际上, 材料的尺寸、形状, 晶粒大小、 晶界、缺陷以及第二相等均会影响材料的磁性能. 20世纪一系列突破性的科学成果(特别是量子 力学的创立)促进了人们对自然的认识, 也促进了 人们对磁性起源的理解. 对自发磁化的量子力学理 解和磁畴结构的发现被公认为20世纪磁学领域的 两大重要进展. 量子力学的理论研究将人们对微 观磁性(包括电子自旋、各类交换作用等)的认识提 高到一个非常高的高度. 但是, 磁畴结构非常复杂, 不但由材料的内禀磁性控制, 还受到微观结构和缺 陷等因素的影响. 尽管人们对磁畴结构已经有许多 ∗ 国家自然科学基金 (批准号: 51331006) 资助的课题. † 通信作者. E-mail: zdzhang@imr.ac.cn © 2015 中国物理学会 Chinese Physical Society http://wulixb.iphy.ac.cn 067503-1
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503系统的研究，但远远没有达到深入理解的程度，对单极子等。在纳米磁性材料中常见的拓扑孤子有磁磁畴结构的理解基本上是在微磁学理论的层次开畴壁、涡旋(vortex）、麦纫(meron）磁泡(bubble)和展工作。对磁结构、磁畴结构和磁性能三者之间的斯格米子（Skyrmion).这些拓扑孤子的出现对于磁关系也缺少系统的认识存储以及自旋电子学的发展很重要涡旋是一种在磁畴结构是铁磁质的基本组成部分。在各磁畴自然界广泛存在的拓扑现象，如台风、星云、螺位错中，原子磁矩的排列各有相互平行的自发倾向，磁等，它也可以是一种拓扑自旋组态，出现在二维易矩方向保持一致。但是各磁畴的排列方向是混乱面铁磁体里：涡旋的自旋绕着一个特定点或者核呈的，所以铁磁体在没有被磁化前不显磁性.磁畴结涡旋态.图1为两种类型的涡旋态，分别为面内和构多种多样，通常有以下几种类型：片形畴、封闭面外涡旋，涡旋作为拓扑态的成员之一，它所携带畴、旋转畴、棋盘畴、柱形畴、蜂窝畴、迷宫畴、楔的拓扑荷为1/2.图2为一个典型的静态涡旋的拓形畴等，在磁畴的边界，磁矩从一个方向连续地过扑密度分布图，可见其拓扑密度分布局限在涡旋中渡到另一个方向，从而有磁畴壁，典型的磁畴壁有心附近布洛赫畴壁、奈尔畴壁等，在外磁场的作用下，不(a)D同方向的磁畴的大小发生变化，以致外磁场方向上的总磁矩随外磁场的增强而增加。所以，磁畴的结K-BS构影响磁化过程和退磁化过程，从而影响材料的磁性能.8=08=1另一方面，拓扑学与代数、几何一样，是一门图1两种类型的涡旋态态(a)，(b)分别为面内和面外涡基础性的学科。拓扑学是近代发展起来的一个研旋[9]究连续性现象的数学分支，主要研究拓扑空间在拓扑变换下的不变性质和不变量．最近的研究显q/103 nm2示，拓扑学与材料物理、材料性能的联系越来越紧-3密可以说，拓扑学的概念正在应用于越来越多的-6-9学科领域：在越来越多的材料中发现拓扑学的贡12献特别是，量子力学中波函数的拓扑相因子与许1518多著名的物理现象相联系．例如：Aharonov-Bohm-21效应、Berry相效应[2]、Josephson效应[3]、量子-24霍尔效应[4-6]、deHaas-vanAlphen效应[7]等均与拓扑学密切相关，所以，拓扑学也发展成为联系许图2静态涡旋的拓扑密度分布图9多学科方向的纽带，促进了学科交叉和各学科的发麦纫(meron)最初由DeAlfaro等[10]提出，作展.最近，在磁性材料中的自旋拓扑结构（包括涡为Yang-Mills方程的一个经典解.麦纫在粒子物旋（vortex），斯格米子（Skyrmion），麦纫（meron）等理中用来描述夸克禁闭因此麦纫只能以配对形组态），特别是斯格米子（Skyrmion）态近期引起学式存在，不能单独存在．Phatak等[1]在坡莫合术界的广泛关注：通过对自旋组态以及（磁性或铁金/Cr/坡莫合金的磁性纳米盘中观测到了麦纫对，电)磁畴的观察分析自旋组态以及磁畴结构的拓扑Wintz等[12]也在Co/Rh/NiFe的纳米盘中观察到学因素[8]，深入研究磁性材料的拓扑磁结构与磁性了麦纫态，麦纫是另一类拓扑保护态，与涡旋类似，能的关系，不但可以深入理解拓扑结构对材料物理麦纫也有核，其核中心自旋向上或者向下(方向)：性质的贡献，还可以通过调控材料的拓扑结构来改而远离核的位置，自旋在ry面内沿着径向方向分进材料的磁性，并在深层次理解拓扑结构的贡献布（向外或向里）；在中间的过渡区，自旋由之方向孤子是一个波包，在自然界广泛存在．当它通过一个非线性色散介质时，它的形状和速度不会发逐渐转向面内.麦纫的自旋分布图如图3所示.麦生改变．从数学上说，孤子是非线性偏微分方程的纫的拓扑荷为土1/2，正负与核的极性有关：图4为解，比如Landau-Lifshitz方程、Yang-Mills方程等一个典型的静态麦纫的拓扑密度分布图，可见麦纫拓扑孤子有晶体中的螺位错、铁磁体中的畴壁、磁的拓扑密度分布也局域在其中心附近067503-2
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 系统的研究, 但远远没有达到深入理解的程度. 对 磁畴结构的理解基本上是在微磁学理论的层次开 展工作. 对磁结构、磁畴结构和磁性能三者之间的 关系也缺少系统的认识. 磁畴结构是铁磁质的基本组成部分. 在各磁畴 中, 原子磁矩的排列各有相互平行的自发倾向, 磁 矩方向保持一致. 但是各磁畴的排列方向是混乱 的, 所以铁磁体在没有被磁化前不显磁性. 磁畴结 构多种多样, 通常有以下几种类型: 片形畴、封闭 畴、旋转畴、棋盘畴、柱形畴、蜂窝畴、迷宫畴、楔 形畴等. 在磁畴的边界, 磁矩从一个方向连续地过 渡到另一个方向, 从而有磁畴壁. 典型的磁畴壁有 布洛赫畴壁、奈尔畴壁等. 在外磁场的作用下, 不 同方向的磁畴的大小发生变化, 以致外磁场方向上 的总磁矩随外磁场的增强而增加. 所以, 磁畴的结 构影响磁化过程和退磁化过程, 从而影响材料的磁 性能. 另一方面, 拓扑学与代数、几何一样, 是一门 基础性的学科. 拓扑学是近代发展起来的一个研 究连续性现象的数学分支, 主要研究拓扑空间在 拓扑变换下的不变性质和不变量. 最近的研究显 示, 拓扑学与材料物理、材料性能的联系越来越紧 密. 可以说, 拓扑学的概念正在应用于越来越多的 学科领域. 在越来越多的材料中发现拓扑学的贡 献. 特别是, 量子力学中波函数的拓扑相因子与许 多著名的物理现象相联系. 例如: Aharonov-Bohm 效应 [1]、Berry相效应 [2]、Josephson 效应 [3]、量子 霍尔效应 [4−6]、de Haas-van Alphen效应 [7] 等均与 拓扑学密切相关. 所以, 拓扑学也发展成为联系许 多学科方向的纽带, 促进了学科交叉和各学科的发 展. 最近, 在磁性材料中的自旋拓扑结构(包括涡 旋(vortex), 斯格米子(Skyrmion), 麦纫(meron)等 组态), 特别是斯格米子(Skyrmion) 态近期引起学 术界的广泛关注. 通过对自旋组态以及(磁性或铁 电)磁畴的观察分析自旋组态以及磁畴结构的拓扑 学因素 [8] . 深入研究磁性材料的拓扑磁结构与磁性 能的关系, 不但可以深入理解拓扑结构对材料物理 性质的贡献, 还可以通过调控材料的拓扑结构来改 进材料的磁性, 并在深层次理解拓扑结构的贡献. 孤子是一个波包, 在自然界广泛存在. 当它通 过一个非线性色散介质时, 它的形状和速度不会发 生改变. 从数学上说, 孤子是非线性偏微分方程的 解, 比如Landau-Lifshitz方程、Yang-Mills方程等. 拓扑孤子有晶体中的螺位错、铁磁体中的畴壁、磁 单极子等. 在纳米磁性材料中常见的拓扑孤子有磁 畴壁、涡旋(vortex)、麦纫(meron)、磁泡(bubble)和 斯格米子(Skyrmion). 这些拓扑孤子的出现对于磁 存储以及自旋电子学的发展很重要. 涡旋是一种在 自然界广泛存在的拓扑现象, 如台风、星云、螺位错 等. 它也可以是一种拓扑自旋组态, 出现在二维易 面铁磁体里. 涡旋的自旋绕着一个特定点或者核呈 涡旋态. 图 1为两种类型的涡旋态, 分别为面内和 面外涡旋. 涡旋作为拓扑态的成员之一, 它所携带 的拓扑荷为1/2. 图 2为一个典型的静态涡旋的拓 扑密度分布图, 可见其拓扑密度分布局限在涡旋中 心附近. δ=1 (a) δ=0 (b) 图 1 两种类型的涡旋态 (a), (b) 分别为面内和面外涡 旋 [9] -24 -21 -18 -15 -12 -9 -6 -3 0 q/10-3 nm-2 图 2 静态涡旋的拓扑密度分布图 [9] 麦纫(meron)最初由De Alfaro等 [10] 提出, 作 为Yang-Mills方程的一个经典解. 麦纫在粒子物 理中用来描述夸克禁闭, 因此麦纫只能以配对形 式存在, 不能单独存在. Phatak 等[11] 在坡莫合 金/Cr/坡莫合金的磁性纳米盘中观测到了麦纫对. Wintz等 [12] 也在Co/Rh/NiFe 的纳米盘中观察到 了麦纫态. 麦纫是另一类拓扑保护态, 与涡旋类似, 麦纫也有核, 其核中心自旋向上或者向下(z 方向); 而远离核的位置, 自旋在xy 面内沿着径向方向分 布(向外或向里); 在中间的过渡区, 自旋由z 方向 逐渐转向面内. 麦纫的自旋分布图如图 3所示. 麦 纫的拓扑荷为±1/2, 正负与核的极性有关. 图4 为 一个典型的静态麦纫的拓扑密度分布图, 可见麦纫 的拓扑密度分布也局域在其中心附近. 067503-2
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015)067503子[17]图7展示的是一个刺猬球投影成一个斯格米子组态.从图8可见斯格米子组态拓扑密度分布是全局性的分布，与其他组态的局域分布不同q/10=3nm-21图3麦纫的两种自旋组态[11,12]0.81.62.4q/10-3nm=23.2-4.00.94.81.85.62.76.43.64.55.4图6拓扑荷为1的磁泡的拓扑密度分布图[9]6.3图4静态麦纫的拓扑密度分布图[9]在20世纪60年代，人们在具有强的垂直各向异性的铁磁性薄膜中观察到了磁泡(Bubble)的存在[13,14]，它的自旋分布如图5所示．其中红色区域和蓝色区域的磁矩垂直于纸面，并且反平行排列从红色到蓝色有一个很窄的过渡区域一畴壁，在畴壁的中心部位，磁矩是躺在面内的。磁泡有两种形态，一种是拓扑荷为1的磁泡，如图5(a)所示，它的畴壁形成一个闭合的圆环；另一种是拓扑荷为0的磁泡，如图5(b)所示，它的畴壁不是一个闭合的图7从一个刺猬球到一个斯格米子组态[17]圆环，在圆环上存在一对布洛赫线图6为拓扑荷为1的磁泡的拓扑密度分布图，可见其拓扑密度分q/10-anm=2布主要局域在畴壁处0.20.40.60.8图8静态斯格米子的拓扑密度分布[9]图5磁泡的自旋分布图【15]（a）拓扑荷为1的磁泡：(b)拓扑荷为0的磁泡磁畴结构处于介观层次，是沟通微观世界和宏斯格米子由TonySkyrme设想出来与重子观世界的桥梁，而拓扑磁结构的研究将磁性材料(baryons)有关的粒子[16]，包括重子与共振态的的性能与物质的拓扑结构相关联.一方面，可以揭叠加.这种称为斯格米子的准粒子是非线性sigma示物质的磁性的本质，从数学、拓扑学的角度分析模型的一个非平庸经典解，是一种拓扑孤立子问题：另一方面，可以与其他物理系统出现的物理人们发现在不同的领域（包括在经典液体、液晶、现象联系，促进物理学不同学科之间的交叉，甚至玻色-爱因斯坦凝聚、量子霍尔磁体）存在斯格米是与其他学科的交叉，有助于从一个统一的角度获067503-3
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 图 3 麦纫的两种自旋组态 [11,12] q/10-3 nm-2 -6.3 -5.4 -4.5 -3.6 -2.7 -1.8 -0.9 0 图 4 静态麦纫的拓扑密度分布图 [9] 在20世纪60年代, 人们在具有强的垂直各向 异性的铁磁性薄膜中观察到了磁泡(Bubble)的存 在[13,14] , 它的自旋分布如图5所示. 其中红色区域 和蓝色区域的磁矩垂直于纸面, 并且反平行排列. 从红色到蓝色有一个很窄的过渡区域——畴壁, 在 畴壁的中心部位, 磁矩是躺在面内的. 磁泡有两种 形态, 一种是拓扑荷为1的磁泡, 如图5 (a)所示, 它 的畴壁形成一个闭合的圆环; 另一种是拓扑荷为0 的磁泡, 如图5 (b)所示, 它的畴壁不是一个闭合的 圆环, 在圆环上存在一对布洛赫线. 图6 为拓扑荷 为1的磁泡的拓扑密度分布图, 可见其拓扑密度分 布主要局域在畴壁处. (a) (b) 图 5 磁泡的自旋分布图 [15] (a) 拓扑荷为 1 的磁泡; (b) 拓扑荷为 0 的磁泡 斯格米子由Tony Skyrme设想出来与重子 (baryons)有关的粒子 [16] , 包括重子与共振态的 叠加. 这种称为斯格米子的准粒子是非线性sigma 模型的一个非平庸经典解, 是一种拓扑孤立子. 人们发现在不同的领域(包括在经典液体、液晶、 玻色 - 爱因斯坦凝聚、量子霍尔磁体)存在斯格米 子 [17] . 图7 展示的是一个刺猬球投影成一个斯格 米子组态. 从图8 可见斯格米子组态拓扑密度分布 是全局性的分布, 与其他组态的局域分布不同. q/10-3 nm-2 -6.4 -5.6 -4.8 -4.0 -3.2 -2.4 -0.8 -1.6 0 图 6 拓扑荷为 1 的磁泡的拓扑密度分布图 [9] 图 7 从一个刺猬球到一个斯格米子组态 [17] -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 q/10-3 nm-2 0 图 8 静态斯格米子的拓扑密度分布 [9] 磁畴结构处于介观层次, 是沟通微观世界和宏 观世界的桥梁. 而拓扑磁结构的研究将磁性材料 的性能与物质的拓扑结构相关联. 一方面, 可以揭 示物质的磁性的本质, 从数学、拓扑学的角度分析 问题; 另一方面, 可以与其他物理系统出现的物理 现象联系, 促进物理学不同学科之间的交叉, 甚至 是与其他学科的交叉, 有助于从一个统一的角度获 067503-3
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503得更为基础性的认识，从而促进磁性材料性能的提着tFe的增大，它们开始聚集并形成复杂的拉长的岛状.他们认为在Fe层上形成这种非常小的单元高、本文第2章从尺寸效应、缺陷、晶界（和晶粒）三个方面介绍国际学术界在磁结构、磁畴结构和拓扑的机制是下层FeRh-Ir反铁磁层的精细磁结构决定的，也就是说它的台阶边沿和螺形位错中过多的磁磁结构方面的进展：第3部分简要介绍近年来在稀土永磁薄膜材料的磁畴结构和磁性能、多层膜纳米荷导致的盘中拓扑磁性组态以及动力学和共振激发方面取Bolte等[20]研究了多畴结构对各种厚度的矩得的进展.形坡莫合金微结构的磁电阻的影响可逆和不可逆的磁化反转导致复杂的各向异性磁电阻信号.通过比较各种厚度薄膜的磁输运测量、微磁学模拟和磁2磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构力显微镜结果，可以正确地把磁组态间的相变和观2.1尺寸效应察到的磁电阻改变联系起来。Portmann等[21]报道在磁化方向垂直铁薄膜许多研究者研究了尺寸效应对磁畴结构、磁性表面的样品中存在低温时比高温时具有更高对称能之间的关系：研究的对象包括连续薄膜、反点阵性相的逆相变效应.这些薄膜的磁化方向不是均一列、纳米管/线、纳米盘以及多边形等，调控的因素的，而是形成反向垂直磁化的条形畴，从扫描电子包括薄膜厚度、颗粒/晶粒大小、盘直径和形状等因显微镜成像上，Portmann等发现当温度升高，低温素，发现了一系列有趣的物理现象：量子点尺寸影下的条纹畴结构会转变为具有更高对称性的迷宫响反铁磁畴域的尺寸以及削弱反铁磁相钉扎铁磁结构.然而，在更高温度但在磁有序消失前，低对相磁化反转的强度：铁磁/反铁磁双层膜中反铁磁称的条纹畴结构会重新出现.这是第一次报道这种层的精细磁结构决定铁磁层的磁畴结构：薄膜中畴相变顺序和驱动它的微观不稳定性图9显示铁薄的尺寸以及条状畴的宽度随薄膜厚度的平方根而膜表面的磁畴结构随厚度的变化与随温度变化的变化：反点阵膜的磁性能与相同组成的连续薄膜不规律相似，所以可以把铁薄膜的尺寸效应视为有效同：纳米线的磁畴结构和磁化反转与纳米线的宽度温度有关：多边形单元的形状影响涡旋态的形成以及边缘缺陷通过涡旋机制促使磁化翻转：点阵的形状调(a)(b)控涡旋态的共振激发的频率：盘直径和形状影响涡旋、斯格米子等拓扑自旋组态的形成、手性和动力学行为；·..．下面做较为详细的介绍AXLBaltz等[18]发现，相比一个具有相同成分的连1续薄膜，在一个小于100nm的铁磁-反铁磁复合物中变化反铁磁层的厚度会增强或减弱磁滞回线的移动：同时还观察到矫顽力增加和冻结温度下降的（)8G(i)S(m313K268KS现象.这些现象主要归结于物理学上的限制作用包括量子点尺寸影响了反铁磁畴域的尺寸以及削弱了铁磁相磁化反转时被反铁磁相钉扎的强度图9铁薄膜表面的磁畴结构随厚度的变化与随温度变化Kawagoe等[19]用磁力显微镜研究了的规律相似[21]Fe/FeRh(001)交换耦合铁磁/反铁磁双层膜中与Hsieh等[22]用磁力显微镜研究了离子束溅矫顽力机制相关的畴壁结构随铁层厚度tFe的变化规律.磁光磁强计结果显示，在tre=5nm时矫射制备的镍和钻薄膜的畴壁，在高衬底温度下沉积顽场为250Oe，在tFe=20nm时降到80Oe.在的镍薄膜具有布洛赫壁和奈尔壁，在室温生长的薄te>20nm的未退火样品中，磁力显微镜图像显膜上交替分布着具有帽开关的布洛赫线.通过高示微米尺度的磁畴，非常直的畴壁平行或垂直于温退火处理，这些薄膜聚集结晶．由大晶粒所组成铁层的[110]晶体学方向.tFe<20nm时，可看到的薄膜具有更好的成核，从而趋向于形成闭合的磁由200—300nm的小单元构成的细小和混乱的磁畴，然而由小晶粒组成的薄膜具有更多的缺陷，从图案.在tre<4nm时，这些小单元是分离的.随而有利手形成交替的布落赫线，他们也观察到了067503-4
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 得更为基础性的认识, 从而促进磁性材料性能的提 高. 本文第2章从尺寸效应、缺陷、晶界(和晶粒)三 个方面介绍国际学术界在磁结构、磁畴结构和拓扑 磁结构方面的进展; 第3部分简要介绍近年来在稀 土永磁薄膜材料的磁畴结构和磁性能、多层膜纳米 盘中拓扑磁性组态以及动力学和共振激发方面取 得的进展. 2 磁结构、磁畴结构和拓扑磁结构 2.1 尺寸效应 许多研究者研究了尺寸效应对磁畴结构、磁性 能之间的关系. 研究的对象包括连续薄膜、反点阵 列、纳米管/线、纳米盘以及多边形等, 调控的因素 包括薄膜厚度、颗粒/晶粒大小、盘直径和形状等因 素. 发现了一系列有趣的物理现象: 量子点尺寸影 响反铁磁畴域的尺寸以及削弱反铁磁相钉扎铁磁 相磁化反转的强度; 铁磁/反铁磁双层膜中反铁磁 层的精细磁结构决定铁磁层的磁畴结构; 薄膜中畴 的尺寸以及条状畴的宽度随薄膜厚度的平方根而 变化; 反点阵膜的磁性能与相同组成的连续薄膜不 同; 纳米线的磁畴结构和磁化反转与纳米线的宽度 有关; 多边形单元的形状影响涡旋态的形成以及边 缘缺陷通过涡旋机制促使磁化翻转; 点阵的形状调 控涡旋态的共振激发的频率; 盘直径和形状影响涡 旋、斯格米子等拓扑自旋组态的形成、手性和动力 学行为; · · · · · · 下面做较为详细的介绍. Baltz等[18] 发现, 相比一个具有相同成分的连 续薄膜, 在一个小于100 nm的铁磁- 反铁磁复合物 中变化反铁磁层的厚度会增强或减弱磁滞回线的 移动. 同时还观察到矫顽力增加和冻结温度下降的 现象. 这些现象主要归结于物理学上的限制作用, 包括量子点尺寸影响了反铁磁畴域的尺寸以及削 弱了铁磁相磁化反转时被反铁磁相钉扎的强度. Kawagoe 等[19] 用 磁 力 显 微 镜 研 究 了 Fe/FeRh(001)交换耦合铁磁/反铁磁双层膜中与 矫顽力机制相关的畴壁结构随铁层厚度tFe 的变化 规律. 磁光磁强计结果显示, 在tFe = 5 nm 时矫 顽场为250 Oe, 在tFe = 20 nm时降到80 Oe. 在 tFe > 20 nm 的未退火样品中, 磁力显微镜图像显 示微米尺度的磁畴, 非常直的畴壁平行或垂直于 铁层的[110]晶体学方向. tFe < 20 nm时, 可看到 由200—300 nm的小单元构成的细小和混乱的磁 图案. 在tFe < 4 nm时, 这些小单元是分离的. 随 着tFe 的增大, 它们开始聚集并形成复杂的拉长的 岛状. 他们认为在Fe层上形成这种非常小的单元 的机制是下层FeRh-Ir反铁磁层的精细磁结构决定 的, 也就是说它的台阶边沿和螺形位错中过多的磁 荷导致的. Bolte等 [20] 研究了多畴结构对各种厚度的矩 形坡莫合金微结构的磁电阻的影响. 可逆和不可逆 的磁化反转导致复杂的各向异性磁电阻信号. 通过 比较各种厚度薄膜的磁输运测量、微磁学模拟和磁 力显微镜结果, 可以正确地把磁组态间的相变和观 察到的磁电阻改变联系起来. Portmann等[21] 报道在磁化方向垂直铁薄膜 表面的样品中存在低温时比高温时具有更高对称 性相的逆相变效应. 这些薄膜的磁化方向不是均一 的, 而是形成反向垂直磁化的条形畴. 从扫描电子 显微镜成像上, Portmann等发现当温度升高, 低温 下的条纹畴结构会转变为具有更高对称性的迷宫 结构. 然而, 在更高温度但在磁有序消失前, 低对 称的条纹畴结构会重新出现. 这是第一次报道这种 相变顺序和驱动它的微观不稳定性. 图 9显示铁薄 膜表面的磁畴结构随厚度的变化与随温度变化的 规律相似, 所以可以把铁薄膜的尺寸效应视为有效 温度. (e) (m) (b) (f) (k) (c) (g) (j) (d) (h) (i) (l) (a) 2.1 ML 1.91 ML 1.84 ML 1.73 ML 210 K 268 K 283 K 313 K 图 9 铁薄膜表面的磁畴结构随厚度的变化与随温度变化 的规律相似 [21] Hsieh等[22] 用磁力显微镜研究了氩离子束溅 射制备的镍和钴薄膜的畴壁. 在高衬底温度下沉积 的镍薄膜具有布洛赫壁和奈尔壁. 在室温生长的薄 膜上交替分布着具有帽开关的布洛赫线. 通过高 温退火处理, 这些薄膜聚集结晶. 由大晶粒所组成 的薄膜具有更好的成核, 从而趋向于形成闭合的磁 畴, 然而由小晶粒组成的薄膜具有更多的缺陷, 从 而有利于形成交替的布洛赫线. 他们也观察到了畴 067503-4
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503壁位移以及帽开关它们的出现是由小晶粒薄膜中了镶嵌在高有序孔状氧化铝基体中的100nm周期的析出粒子引起的.在厚度大于100nm的薄膜中Ni纳米线阵列的磁性行为．从55nm到30nm，降有条状畴出现当在垂直于薄膜表面方向施加一个低纳米线的直径而保持纳米线间距为常数，导致纳1.5T的外场时，条状畴变为锯齿状.实验表明，薄米线的矫顽力从600Oe增加到1200Oe，同时剩磁膜(5—45nm）中畴的尺寸以及厚膜(100—450nm)从30%增加到100%，阵列的畴壁结构显示出类迷中条状畴的宽度都随薄膜厚度的平方根而变化宫式的退磁态，这些结果显示出单畴纳米线的杂散由于几何结构限制对自旋的约束，使得它与磁场相互作用完全依赖于纳米线的直径Escrig等[27]通过理论计算研究了利用原子层体的特征尺度相当，从而引起了对纳采尺度自旋磁点阵的广泛研究兴趣。Chuang等[23]使用嵌段共沉积法生长的外径为50nm的氧化铁纳米管点阵聚物模板方法制备了具有26nm或40nm周期的的磁化反转和畴壁厚度dw之间的关系.研究表明：Co和Co/Cu/NiFe反点阵膜（具有周期性孔阵列)dw13nm时，磁化反转是由横向的畴壁移同.孔增加了单层Co薄膜的矫顽力，在多层膜中孔动引起的.纳米管间的静磁相互作用导致阵列的矫导致剩磁处Co层和NiFe层磁矩的反平行排列这顽力的减小，计算结果和近期的实验结果相一致是层间强的静磁相互作用的结果，微磁学模拟证实他们认为，在所研究的长度范围内，磁化反转的涡了这些结果，可以通过薄膜中纳米孔和畴壁之间的流和横向模式之间的过渡是一个普遍的现象，Kirk等[28]采用透射电镜中的磁图像检验亚微相互作用来解释矫顽力趋势Heyderman等[24]对方形格子Co反点阵的磁米单元.制备了大小为100一500nm的方形、圆形、化翻转开展了详细的研究．反点阵列周期为2μm三角形、五角形的单元，带有面内磁化强度36nm到200nm，其中反点尺寸与反点间隔尺寸相同.磁Co或8nmNisoFe20（NiFe）薄膜：用透射电镜中高分辨率微分相衬图像模式观察这些单元的磁畴光克尔效应测量显示，初始有少量反点阵行向的反点磁化翻转，紧接着有大量的列向（平行于外场结构，在这些图像中观察到了不均一的磁化结构方向）反点磁化强度发生翻转：利用X射线光电在剩磁态，降到100nm大小，36nm厚的所有形状子能谱电子显微镜（PEEM）和透射X射线显微镜的Co单元和降到116nm直径的圆形NiFe单元中(TXM)，对应于后一个不可逆过程，观察到离散的存在涡旋.三角形的NiFe单元中没有涡旋态存在，磁畴链的形核和增殖．通过磁性模拟，展现了行向代之以圆形曲线的磁化强度，但是没有达到复杂的反点阵的垂直方向链通过多种机制阻止增殖链端磁通关闭，通过模拟方形和圆形NiFe单元，发现单由于实验上很难实现直接观测纳米结构体系元边缘的缺陷通过涡旋机制促使磁化翻转，而没有的磁化反转，Leven和Dumpich[25]用间接手段磁缺陷的单元在更低的场下旋转翻转.阻测试来观测磁化反转，为了避免纳米线阵列中偶对于涡旋（带有卷曲磁结构的铁磁点）：理论极相互作用的影响，他们通过电子束刻蚀在硅基底上预测了在涡旋中心存在一个垂直的磁化强度上制备单根纳米线，通过特殊的两步法，将非磁性Shinjo等[29]使用磁力显微镜通过对NisoFe20的坡的金点电极连接到钻纳米线上来排除点电极结构莫合金环形点（直径0.3um至1um，50nm厚）分对磁化反转的影响为了辅助磁电阻的分析，对钻析提供了实验上的证明.纳米线的结构、形貌以及磁性也进行了表征，通过铁磁性纳米圆形点阵中的磁性涡旋中心具有调节磁场的方向，可以得到三种不同的磁电阻测试共振频率，该频率起源于涡旋中心的限制作用，通过考虑自旋传输矩的微磁学模拟，Kasai等[30]得到结果.基于各向异性磁电阻效应、横向磁电阻和极向磁电阻反映了纳米线中磁矩的一致旋转，且与纳涡旋中心能够被通过点阵的交流自旋极化电流共米线的宽度无关，然而，纳米线的纵向磁电阻结果振激发，并且可以通过改变点阵的形状调控共振表明其磁化反转与纳米线的宽度有关对手细的纳发的频率，通过测量自旋极化电流作用下的电阻成功地探测到了与模拟一致的共振频率米线，磁化反转时会出现成核现象：对手宽的纳米Novosad等[31]报道了被限制在盘型铁磁点阵线，会形成多畴结构：对于纳米线宽度介于两者之间时，会出现“过渡性”的磁化反转现象中磁性涡旋的共振行为的高分辨实验探测.通过Nielsch等[26]采用磁强计和磁力显微镜表征在共面微波波导管用电子束光刻制成直径分别为067503-5
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 壁位移以及帽开关, 它们的出现是由小晶粒薄膜中 的析出粒子引起的. 在厚度大于100 nm的薄膜中 有条状畴出现. 当在垂直于薄膜表面方向施加一个 1.5 T的外场时, 条状畴变为锯齿状. 实验表明, 薄 膜(5—45 nm)中畴的尺寸以及厚膜(100—450 nm) 中条状畴的宽度都随薄膜厚度的平方根而变化. 由于几何结构限制对自旋的约束, 使得它与磁 体的特征尺度相当, 从而引起了对纳米尺度自旋磁 点阵的广泛研究兴趣. Chuang等 [23] 使用嵌段共 聚物模板方法制备了具有26 nm或40 nm周期的 Co 和Co/Cu/NiFe反点阵膜(具有周期性孔阵列). 反点阵膜的磁性能与相同组成的连续薄膜截然不 同. 孔增加了单层Co薄膜的矫顽力, 在多层膜中孔 导致剩磁处Co层和NiFe层磁矩的反平行排列, 这 是层间强的静磁相互作用的结果. 微磁学模拟证实 了这些结果, 可以通过薄膜中纳米孔和畴壁之间的 相互作用来解释矫顽力趋势. Heyderman等[24] 对方形格子Co反点阵的磁 化翻转开展了详细的研究. 反点阵列周期为2 µm 到200 nm, 其中反点尺寸与反点间隔尺寸相同. 磁 光克尔效应测量显示, 初始有少量反点阵行向的 反点磁化翻转, 紧接着有大量的列向(平行于外场 方向)反点磁化强度发生翻转. 利用X射线光电 子能谱电子显微镜(PEEM)和透射X射线显微镜 (TXM), 对应于后一个不可逆过程, 观察到离散的 磁畴链的形核和增殖. 通过磁性模拟, 展现了行向 反点阵的垂直方向链通过多种机制阻止增殖链端. 由于实验上很难实现直接观测纳米结构体系 的磁化反转, Leven和Dumpich [25] 用间接手段磁 阻测试来观测磁化反转. 为了避免纳米线阵列中偶 极相互作用的影响, 他们通过电子束刻蚀在硅基底 上制备单根纳米线. 通过特殊的两步法, 将非磁性 的金点电极连接到钴纳米线上来排除点电极结构 对磁化反转的影响. 为了辅助磁电阻的分析, 对钴 纳米线的结构、形貌以及磁性也进行了表征. 通过 调节磁场的方向, 可以得到三种不同的磁电阻测试 结果. 基于各向异性磁电阻效应、横向磁电阻和极 向磁电阻反映了纳米线中磁矩的一致旋转, 且与纳 米线的宽度无关. 然而, 纳米线的纵向磁电阻结果 表明其磁化反转与纳米线的宽度有关. 对于细的纳 米线, 磁化反转时会出现成核现象; 对于宽的纳米 线, 会形成多畴结构; 对于纳米线宽度介于两者之 间时, 会出现“过渡性”的磁化反转现象. Nielsch等 [26] 采用磁强计和磁力显微镜表征 了镶嵌在高有序孔状氧化铝基体中的100 nm 周期 Ni纳米线阵列的磁性行为. 从55 nm到30 nm, 降 低纳米线的直径而保持纳米线间距为常数, 导致纳 米线的矫顽力从600 Oe增加到1200 Oe, 同时剩磁 从30%增加到100%. 阵列的畴壁结构显示出类迷 宫式的退磁态. 这些结果显示出单畴纳米线的杂散 场相互作用完全依赖于纳米线的直径. Escrig等[27] 通过理论计算研究了利用原子层 沉积法生长的外径为50 nm的氧化铁纳米管点阵 的磁化反转和畴壁厚度dw 之间的关系. 研究表明: dw 13 nm时, 磁化反转是由横向的畴壁移 动引起的. 纳米管间的静磁相互作用导致阵列的矫 顽力的减小. 计算结果和近期的实验结果相一致. 他们认为, 在所研究的长度范围内, 磁化反转的涡 流和横向模式之间的过渡是一个普遍的现象. Kirk等[28] 采用透射电镜中的磁图像检验亚微 米单元. 制备了大小为100—500 nm 的方形、圆形、 三角形、五角形的单元, 带有面内磁化强度36 nm Co 或8 nm Ni80Fe20 (NiFe) 薄膜. 用透射电镜中 高分辨率微分相衬图像模式观察这些单元的磁畴 结构. 在这些图像中观察到了不均一的磁化结构. 在剩磁态, 降到100 nm 大小, 36 nm 厚的所有形状 的 Co 单元和降到116 nm 直径的圆形NiFe单元中 存在涡旋. 三角形的NiFe单元中没有涡旋态存在, 代之以圆形曲线的磁化强度, 但是没有达到复杂的 磁通关闭. 通过模拟方形和圆形NiFe单元, 发现单 元边缘的缺陷通过涡旋机制促使磁化翻转, 而没有 缺陷的单元在更低的场下旋转翻转. 对于涡旋(带有卷曲磁结构的铁磁点), 理论 上预测了在涡旋中心存在一个垂直的磁化强度. Shinjo等 [29] 使用磁力显微镜通过对Ni80Fe20 的坡 莫合金环形点(直径0.3 µm至1 µm, 50 nm厚)分 析提供了实验上的证明. 铁磁性纳米圆形点阵中的磁性涡旋中心具有 共振频率, 该频率起源于涡旋中心的限制作用. 通 过考虑自旋传输矩的微磁学模拟, Kasai等 [30] 得到 涡旋中心能够被通过点阵的交流自旋极化电流共 振激发, 并且可以通过改变点阵的形状调控共振激 发的频率. 通过测量自旋极化电流作用下的电阻成 功地探测到了与模拟一致的共振频率. Novosad等[31] 报道了被限制在盘型铁磁点阵 中磁性涡旋的共振行为的高分辨实验探测. 通过 在共面微波波导管用电子束光刻制成直径分别为 067503-5
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）0675031.1μm和2.2μm，厚度分别为20nm和40nm的软列研究：观察到不同材料和不同厚度的样品的磁磁Fe-Ni盘.由在反射模式下的矢量网络分析仪获性组态从涡旋态到其他多畴态，即一个由两个涡旋得涡旋激发谱.失量网络分析仪记录了阻抗实部和核构成的态（“钻石”态）以及一个高剩磁“三角”态虚部的导数随频率的变化.在小于特征涡旋潼灭场在大多数情况下，不止一个磁组态共存于同一个点下谱线展示了明显的共振峰.分别在162MHz和阵具有相同磁场历程的不同盘中，这些观察以及磁272MHz发现直径为2.2μm和1.1μm，厚度40nm光克尔效应测量和微磁学模拟表明观测到的磁亚的盘的共振现象.在83MHz发现直径为2um，厚稳态是由缺陷稳定的或者通过去磁场的形核过程度20nm的盘的共振峰.共振频率会随看场的变产生的化而发生小的改变，大小是点阵几何形状比率的函Jamali等[3]采取两种不同的实验方法（分别数。测量的频率可以很好地用只依赖于点阵的已知为正弦共振激发和阻尼短脉冲激发）研究了无限大性质（如点的直径、厚度、饱和磁化强度、交换常数形磁性纳米结构的动力学、测量了畴壁的本征频等而无其他可调参数）的微磁学和解析计算来描述率，在频域分析测量中直接观察到了磁畴壁的形发现观测到的共振源于磁涡旋核的平移运动，核.在频域磁畴动力学的电性测量显示在大的激发Yakata等[32]提出了一种具有奇数边的常规振幅作用下存在多本征模，时间分辨测量显示，阻多边形纳米磁体中控制涡旋手性的方法.从均匀的尼回转和频域分析的频率是类似的，而这表明了样磁化态向涡旋态演化的不对称涡旋态形核能，使得品中存在自旋波激发，可以容易地通过外加面内磁场来控制涡旋的手性Phatak等[ii]直接观察非传统的拓扑自旋态通过数值计算和实验，分别在三角形、五边形、七边以及其在室温下反铁磁性耦合的NiFe磁盘中的行形和九边形的坡莫合金纳来磁体中验证了这种方为.图10为NiFe/Cr/NiFe磁盘中麦纫态的洛伦兹法的可靠性，也证实了边数目为偶数的体系中涡旋显微镜观察结合微磁学模拟研究所观察到的自旋态的手性不可控Vaz等[33]通过非破坏性图像技术（也就是光结构与理论预测的麦纫结构相似（首次实验报道）并且利用洛伦兹显微镜原位磁化实验结合微磁学发射电子显微镜）开展关于1.65um直径、不同厚度模拟研究麦纫态的稳定性和行为(538nm）的Co和NisoFe20盘的剩余磁状态的系聘Direction ofa)(b)electron beamNiFe (20 nm)Cr (2 nm)NiFe (20 nm)LTEM imageMag. Color Map(d)心1图10NiFe/Cr/NiFe磁盘中麦纫态的洛伦兹显微镜观察结合微磁学模拟研究[11]Wintz等[12]报道了在Co/Rh/NiFe三层圆盘磁结构，令人感兴趣的是，磁感应沿着一个闭合的中的缩放自旋涡流对.通过元素选择X射线显微镜磁通圆环，这个圆环面的拓扑产生了一个连接核心表征了这些有效的自旋麦纫的横向磁分布，通过这极化到发散组态的对称性破缺.Moutafis等[36]通过磁力显微镜观察证明了高个方法可以看到每一层的发散和循环状态都是反对称的，反复测量与之相对应的连续膜样品表明质量的FePt纳米圆点中磁泡形态的存在：着重研四次幂的层间交换耦合是导致有效的自旋麦纫对究不同尺寸的点，其中这种基本的磁状态是自发产形成的原因。此外用微磁学模拟来表征它们的三维生的本征态。同时，也观察了由同心圆环组成的三067503-6
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 1.1 µm和2.2 µm, 厚度分别为20 nm和40 nm的软 磁Fe-Ni盘. 由在反射模式下的矢量网络分析仪获 得涡旋激发谱. 矢量网络分析仪记录了阻抗实部和 虚部的导数随频率的变化. 在小于特征涡旋湮灭场 下谱线展示了明显的共振峰. 分别在162 MHz和 272 MHz发现直径为2.2 µm和1.1 µm, 厚度40 nm 的盘的共振现象. 在83 MHz发现直径为2 µm, 厚 度20 nm的盘的共振峰. 共振频率会随着场的变 化而发生小的改变, 大小是点阵几何形状比率的函 数. 测量的频率可以很好地用只依赖于点阵的已知 性质(如点的直径、厚度、饱和磁化强度、交换常数 等而无其他可调参数)的微磁学和解析计算来描述. 发现观测到的共振源于磁涡旋核的平移运动. Yakata等 [32] 提出了一种具有奇数边的常规 多边形纳米磁体中控制涡旋手性的方法. 从均匀的 磁化态向涡旋态演化的不对称涡旋态形核能, 使得 可以容易地通过外加面内磁场来控制涡旋的手性. 通过数值计算和实验, 分别在三角形、五边形、七边 形和九边形的坡莫合金纳米磁体中验证了这种方 法的可靠性, 也证实了边数目为偶数的体系中涡旋 态的手性不可控. Vaz等[33] 通过非破坏性图像技术(也就是光 发射电子显微镜)开展关于1.65 µm直径、不同厚度 (5—38 nm)的 Co和Ni80Fe20 盘的剩余磁状态的系 列研究. 观察到不同材料和不同厚度的样品的磁 性组态从涡旋态到其他多畴态, 即一个由两个涡旋 核构成的态(“钻石”态)以及一个高剩磁“三角”态. 在大多数情况下, 不止一个磁组态共存于同一个点 阵具有相同磁场历程的不同盘中. 这些观察以及磁 光克尔效应测量和微磁学模拟表明观测到的磁亚 稳态是由缺陷稳定的或者通过去磁场的形核过程 产生的. Jamali等[34] 采取两种不同的实验方法(分别 为正弦共振激发和阻尼短脉冲激发)研究了无限大 形磁性纳米结构的动力学, 测量了畴壁的本征频 率. 在频域分析测量中直接观察到了磁畴壁的形 核. 在频域磁畴动力学的电性测量显示在大的激发 振幅作用下存在多本征模. 时间分辨测量显示, 阻 尼回转和频域分析的频率是类似的, 而这表明了样 品中存在自旋波激发. Phatak等[11] 直接观察非传统的拓扑自旋态 以及其在室温下反铁磁性耦合的NiFe磁盘中的行 为. 图 10为NiFe/Cr/NiFe磁盘中麦纫态的洛伦兹 显微镜观察结合微磁学模拟研究. 所观察到的自旋 结构与理论预测的麦纫结构相似(首次实验报道). 并且利用洛伦兹显微镜原位磁化实验结合微磁学 模拟研究麦纫态的稳定性和行为. x y z (a) (b) (c) 1 mm (d) Direction of electron beam NiFe (20 nm) Cr (2 nm) LTEM image Mag. Color Map NiFe (20 nm) 图 10 NiFe/Cr/NiFe 磁盘中麦纫态的洛伦兹显微镜观察结合微磁学模拟研究 [11] Wintz等 [12] 报道了在Co/Rh/NiFe三层圆盘 中的缩放自旋涡流对. 通过元素选择X射线显微镜 表征了这些有效的自旋麦纫的横向磁分布. 通过这 个方法可以看到每一层的发散和循环状态都是反 对称的. 反复测量与之相对应的连续膜样品表明, 四次幂的层间交换耦合是导致有效的自旋麦纫对 形成的原因. 此外用微磁学模拟来表征它们的三维 磁结构. 令人感兴趣的是, 磁感应沿着一个闭合的 磁通圆环. 这个圆环面的拓扑产生了一个连接核心 极化到发散组态的对称性破缺. Moutafis等[35] 通过磁力显微镜观察证明了高 质量的FePt 纳米圆点中磁泡形态的存在. 着重研 究不同尺寸的点, 其中这种基本的磁状态是自发产 生的本征态. 同时, 也观察了由同心圆环组成的三 067503-6
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503Du等[37]使用蒙特卡罗方法研究了多种尺寸畴态，利用数值模拟证实了这些磁性状态的稳定范围，并在参数空间描绘了相图．这些态在拓扑学上的螺旋磁体纳米薄盘中手性自旋织构在外场驱动的差异暗示着不同的动力学性质，为基本的动力学下的演化，在这里复杂的自旋织构可被简化地视为研究提供了研究基础边界态和块体态的叠加：边界态的自旋具有面内取Yu等[36]报道了MnSi纳米线中斯格米子和螺向，垂直或平行于边界；块体态则具有类似于二维旋磁畴结构的洛伦兹透射电子显微镜的实空间观手性磁性薄膜的性质，随着外场的增大，边界态平测，通过聚焦离子束将MnSi纳米线铣削成矩形断行自旋的比例上升，而自旋织构最终演化为有边的面以降低阻塞性菲涅耳条纹，观测到的螺旋磁畴磁性涡旋．斯格米子的排布强烈依赖于盘的尺寸.是6K下的自发磁基态，它以18nm为一个周期明图11为不同尺寸螺旋磁体纳米薄盘中手性自旋织暗间隔的条纹成像.而当外加210mT垂直磁场构在外场驱动下的演化.此外，在纳米盘尺寸和螺可以观测到畴直径为18nm的六角斯格米子晶格旋态的波长相近时，一定范围内的单轴各向异性和温度依赖测量显示六角斯格米子晶格在纳米线体偶极相互作用可以稳定具有斯格米子核心的特殊系（6—35K）比MnSi块体（26—30K）和MnSi薄磁性涡旋结构膜（5—23K)在更大温度区间内能稳定存在0.30(a)0.8EdgedVortex.-H:SkymionGas0.6-Hs0.35skyrm-Hsinediatnter-HhHelix-1.0101214161820R(b)R=5,H=0.2R=8.H=0.4R=9,H=0.38R=9,H=0.38R=11,H=0.4R=12,H=0.4PooR=13.H=0.36R=16,H=0.52R=17.H=0.4R=20,H=0.430.H=0.4R=40,H=0.4R-89188888?理图11（a)斯格米子随磁场和盘尺寸变化的相图：(b）斯格米子随盘尺寸变化的依赖关系[37]畴态：在实空间中观察到金属硅化物中的螺旋自旋2.2缺陷序结构及其动态特征；孔洞的大小可以决定孔洞附近的磁畴结构和畴壁的钉扎强度；.一些重要研究人员还从缺陷的角度来研究表面粗糙度的研究进展介绍如下。表面划痕、原子空位、线缺陷、孔洞等对磁畴结构、通过测量生长在(In，AI)As准台阶过渡层和磁化过程、磁性能等的影响。也发现了一系列有意(In，Ga)As过渡层上的(Ga，Mn)As层磁场导致的义的效应：薄膜外延生长过程中交叉位错导致的表畴壁速度，Kanda等[38]比较了两者磁性畴壁蠕变面粗糙度影响磁性畴壁蠕变行为；Co/CoO体系中交换偏置起源于反铁磁体内部的由缺陷稳定的磁标度公式中的标度指数两者不同的临界指数说067503-7
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 畴态. 利用数值模拟证实了这些磁性状态的稳定范 围, 并在参数空间描绘了相图. 这些态在拓扑学上 的差异暗示着不同的动力学性质, 为基本的动力学 研究提供了研究基础. Yu等 [36] 报道了MnSi纳米线中斯格米子和螺 旋磁畴结构的洛伦兹透射电子显微镜的实空间观 测. 通过聚焦离子束将MnSi纳米线铣削成矩形断 面以降低阻塞性菲涅耳条纹. 观测到的螺旋磁畴 是6 K下的自发磁基态, 它以18 nm为一个周期明 暗间隔的条纹成像. 而当外加210 mT垂直磁场, 可以观测到畴直径为18 nm的六角斯格米子晶格. 温度依赖测量显示六角斯格米子晶格在纳米线体 系(6—35 K)比MnSi块体(26—30 K) 和MnSi薄 膜(5—23 K)在更大温度区间内能稳定存在. Du等[37] 使用蒙特卡罗方法研究了多种尺寸 的螺旋磁体纳米薄盘中手性自旋织构在外场驱动 下的演化. 在这里复杂的自旋织构可被简化地视为 边界态和块体态的叠加: 边界态的自旋具有面内取 向, 垂直或平行于边界; 块体态则具有类似于二维 手性磁性薄膜的性质. 随着外场的增大, 边界态平 行自旋的比例上升, 而自旋织构最终演化为有边的 磁性涡旋. 斯格米子的排布强烈依赖于盘的尺寸. 图 11 为不同尺寸螺旋磁体纳米薄盘中手性自旋织 构在外场驱动下的演化. 此外, 在纳米盘尺寸和螺 旋态的波长相近时, 一定范围内的单轴各向异性和 偶极相互作用可以稳定具有斯格米子核心的特殊 磁性涡旋结构. (a) 0.8 H 0.6 0.4 0.2 0 6 8 10 12 14 16 18 R 20 ֓⊲ (b) R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ R/֒ H/⊲ ֓⊲ ֓⊲ τ Hh HS1 HS2 HE 图 11 (a) 斯格米子随磁场和盘尺寸变化的相图；(b) 斯格米子随盘尺寸变化的依赖关系 [37] 2.2 缺 陷 研究人员还从缺陷的角度来研究表面粗糙度、 表面划痕、原子空位、线缺陷、孔洞等对磁畴结构、 磁化过程、磁性能等的影响. 也发现了一系列有意 义的效应: 薄膜外延生长过程中交叉位错导致的表 面粗糙度影响磁性畴壁蠕变行为; Co/CoO体系中 交换偏置起源于反铁磁体内部的由缺陷稳定的磁 畴态; 在实空间中观察到金属硅化物中的螺旋自旋 序结构及其动态特征; 孔洞的大小可以决定孔洞附 近的磁畴结构和畴壁的钉扎强度; · · · · · · 一些重要 的研究进展介绍如下. 通过测量生长在(In, Al)As准台阶过渡层和 (In, Ga)As过渡层上的(Ga, Mn)As层磁场导致的 畴壁速度, Kanda等 [38] 比较了两者磁性畴壁蠕变 标度公式中的标度指数. 两者不同的临界指数说 067503-7
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503明实验发现的蠕变运动属于不同的普适类，它们储，这是实现更高密度数据存储所面对的巨大挑受控于外延生长过程中交叉位错导致的表面粗糙战.Krusin-Elbaum等[42]发现磁性薄膜的线缺陷度．生长于(In，Al)As过渡层上具有平坦表面的产生的应变不仅使几百微米范围内粗糙的磁畴变(Ga，Mn)As，其畴壁蠕变运动属于随机场无序，而平滑，而且还有效地抑制了磁畴壁的移动，运用无在(In，Ga)As上的则属于键无规无序序调控弹性线理论，对上述发现的物理机制进行了Song和Hua[39]研究了通过低频交变磁场处理标度分析研究，进而提出了一种可以实现1T/平方减小低合金钢中的残余应力及其机制.结果表明英尺的超高磁性媒质存储的实验方案焊接样品中的平均应力减少了20%—24%.并且与一直以来，人们只在倒易空间中观测到磁性材较低初始应力的区域相比，更明显的应力减少发生料中的螺旋自旋序结构.Uchida等【43]】利用洛伦兹在应力集中区：他们用扫描电子显微镜和原子力显电子显微镜成像技术在实空间中观察到金属硅化微镜观察了其微观结构和磁畴，基于对微结构和磁物中的螺旋自旋序结构及其动态特征.实空间中的畴变化的分析，得出关于通过磁场处理减少应力机螺旋自旋序结构比平均结构理论预测更丰富，它表制的结论如下：1)由于位错更均匀的重新分布导致现出一系列类似于晶格中原子位错的磁缺陷，在磁塑形变是应力弛豫的基本原因：2）证明表面形貌磁场作用下，直接观测到螺旋自旋序结构的变形过在某种程度上通过影响磁畴而影响磁处理结果程，并且伴随着磁缺陷的产生、运动和灭，Philip等[40]研究了导致铁磁性产生的磁性相(i)(i)(ii)互作用对载流子浓度明显的依赖关系，测量出了(a)个0.95kA/m3.2kA/m与载流子浓度相关的高达850—930K的居里温度0kA/同时观察到了薄膜样品中清晰的磁畴结构Keller等[1]发现，可以通过稀释反铁磁CoQ层而增强和控制外延生长的Co/CoO双层膜在铁LTm磁/反铁磁界面上出现的交换偏置耦合．具体有b)16kA/m个32kA/m两种稀释反铁磁CoO层的方式：1)用非磁性替代0kA/nCo1=~MgO；2)引入Co空位，得到Co1-yO薄膜01tt四这些非磁性离子或者缺陷会远离界面而遍及反铁0.2m磁层的内部，保持Co/CoO界面的粗糙度基本一(c)致，对于这两种缺陷情况，交换偏置场会增大3一4个6.2kA/m2.5kA/m倍.因此，交换偏置大小主要由反铁磁层内部的缺陷调控，而与界面的粗糙度无关他们系统地研究了各种交换偏置现象与缺陷的关系。这些现象有：7磁滞回线上磁矩的垂直偏移量，交换偏置场随温度(d)个32kA/m16kA/m的变化关系，锻炼效应，冷却场大小以及反铁磁层kA/n1厚度对交换偏置的影响.所有这些现象直接与蒙特O1+卡罗模拟结果相对比，发现这些现象可以用交换偏置的磁畴态模型来描述，实验结果与理论结果表0.2m明，Co/CoO体系中交换偏置起源于反铁磁体内部的由缺陷稳定的磁畴态图12电工硅钢片中空洞缺陷对磁畴壁的钉扎作用【44]磁性超高密度存储媒质中纳米尺度的磁畴在热扰动下其自旋会发生反转，这会导致存储于磁为了用透射电子显微镜研究电工硅钢片中磁性媒质中的数据比特因失稳而丢失，研究表明，磁畴壁和缺陷之间的相互作用，用聚焦离子束在样品中人工引入了尺寸大小可控的孔洞[4.在透射电化方向垂直于薄膜表面的磁性媒质，诸如超薄钻薄膜或多层膜结构，具有比普通磁性存储媒质强子显微镜中外加磁场，可以通过洛伦兹显微术动态的抗热扰动丢失存储信息的能力．磁畴的粗糙度地观察孔洞附近的磁畴结构.图12显示电工硅钢和迁移率会阻碍磁性数据比特的更紧密的压缩存片中空洞缺陷对磁畴壁的钉扎作用.虽然孔洞附近067503-8
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 明实验发现的蠕变运动属于不同的普适类, 它们 受控于外延生长过程中交叉位错导致的表面粗糙 度. 生长于(In, Al)As过渡层上具有平坦表面的 (Ga, Mn)As, 其畴壁蠕变运动属于随机场无序, 而 在(In, Ga)As上的则属于键无规无序. Song和Hua [39] 研究了通过低频交变磁场处理 减小低合金钢中的残余应力及其机制. 结果表明, 焊接样品中的平均应力减少了20%—24%. 并且与 较低初始应力的区域相比, 更明显的应力减少发生 在应力集中区. 他们用扫描电子显微镜和原子力显 微镜观察了其微观结构和磁畴. 基于对微结构和磁 畴变化的分析, 得出关于通过磁场处理减少应力机 制的结论如下: 1)由于位错更均匀的重新分布导致 磁塑形变是应力弛豫的基本原因; 2)证明表面形貌 在某种程度上通过影响磁畴而影响磁处理结果. Philip等[40] 研究了导致铁磁性产生的磁性相 互作用对载流子浓度明显的依赖关系. 测量出了 与载流子浓度相关的高达850—930 K的居里温度, 同时观察到了薄膜样品中清晰的磁畴结构. Keller等 [41] 发现, 可以通过稀释反铁磁CoO 层而增强和控制外延生长的Co/CoO双层膜在铁 磁/反铁磁界面上出现的交换偏置耦合. 具体有 两种稀释反铁磁CoO层的方式: 1)用非磁性替代 Co1−xMgxO; 2)引入Co空位, 得到Co1−yO薄膜. 这些非磁性离子或者缺陷会远离界面而遍及反铁 磁层的内部, 保持Co/CoO界面的粗糙度基本一 致. 对于这两种缺陷情况, 交换偏置场会增大3—4 倍. 因此, 交换偏置大小主要由反铁磁层内部的缺 陷调控, 而与界面的粗糙度无关. 他们系统地研究 了各种交换偏置现象与缺陷的关系. 这些现象有: 磁滞回线上磁矩的垂直偏移量, 交换偏置场随温度 的变化关系, 锻炼效应, 冷却场大小以及反铁磁层 厚度对交换偏置的影响. 所有这些现象直接与蒙特 卡罗模拟结果相对比, 发现这些现象可以用交换偏 置的磁畴态模型来描述. 实验结果与理论结果表 明, Co/CoO体系中交换偏置起源于反铁磁体内部 的由缺陷稳定的磁畴态. 磁性超高密度存储媒质中纳米尺度的磁畴在 热扰动下其自旋会发生反转, 这会导致存储于磁 性媒质中的数据比特因失稳而丢失. 研究表明, 磁 化方向垂直于薄膜表面的磁性媒质, 诸如超薄钴 薄膜或多层膜结构, 具有比普通磁性存储媒质强 的抗热扰动丢失存储信息的能力. 磁畴的粗糙度 和迁移率会阻碍磁性数据比特的更紧密的压缩存 储, 这是实现更高密度数据存储所面对的巨大挑 战. Krusin-Elbaum等 [42] 发现磁性薄膜的线缺陷 产生的应变不仅使几百微米范围内粗糙的磁畴变 平滑, 而且还有效地抑制了磁畴壁的移动. 运用无 序调控弹性线理论, 对上述发现的物理机制进行了 标度分析研究, 进而提出了一种可以实现1 T/平方 英尺的超高磁性媒质存储的实验方案. 一直以来, 人们只在倒易空间中观测到磁性材 料中的螺旋自旋序结构. Uchida等[43] 利用洛伦兹 电子显微镜成像技术在实空间中观察到金属硅化 物中的螺旋自旋序结构及其动态特征. 实空间中的 螺旋自旋序结构比平均结构理论预测更丰富, 它表 现出一系列类似于晶格中原子位错的磁缺陷. 在 磁场作用下, 直接观测到螺旋自旋序结构的变形过 程, 并且伴随着磁缺陷的产生、运动和湮灭. (a) (i) (ii) (iii) (c) (d) (b) 1 µm 2.5 kA/m 6.2 kA/m 0 kA/m 0 kA/m 16 kA/m 32 kA/m 0 kA/m 0.95 kA/m 3.2 kA/m 1 µm 0.2 µm 0.2 µm 0 kA/m 16 kA/m 32 kA/m 图 12 电工硅钢片中空洞缺陷对磁畴壁的钉扎作用 [44] 为了用透射电子显微镜研究电工硅钢片中磁 畴壁和缺陷之间的相互作用, 用聚焦离子束在样品 中人工引入了尺寸大小可控的孔洞[44] . 在透射电 子显微镜中外加磁场, 可以通过洛伦兹显微术动态 地观察孔洞附近的磁畴结构. 图 12显示电工硅钢 片中空洞缺陷对磁畴壁的钉扎作用. 虽然孔洞附近 067503-8
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503的磁畴结构相同，但是畴壁的钉扎强度取决于孔洞的影响，使用背散射电子衍射和透射电子显微镜评的大小，孔洞越大，对畴壁的钉扎越强，通过微磁估了晶界错排以及微观结构.使用磁光克尔显微镜分析，确定了孔洞附近的磁畴结构以及在畴壁钉扎研究了在不同外磁场强度下晶界处的磁畴结构和过程中磁能的变化磁畴壁运动。发现晶界的几何结构对于磁畴壁在磁在二维磁性纳米线中，两个畴壁在外磁场驱动化过程中穿透晶界的能力有显著的影响.研究结果下运动，并有可能产生碰撞.Kunz[45]给出，当纳米表明，对于取向钢中有不同特征晶界的区域，需要线细到一定程度，在碰撞过程中，可以通过控制决有不同的外磁场强度才能磁化饱和．一个倾斜的定畴壁的拓扑缺陷控制碰撞过程中畴壁的消失和晶界（晶界平面一般与轧制方向呈小于10°的夹角）维持，这个畴壁维持过程可以用来施加小磁场从凹会更有利于在磁化过程中柳叶刀磁畴穿透晶界，表位释放钉扎畴壁明这种晶界对取向电工钢的性能产生更小的负面Compton等[46]测量了直径为600nm到2μm影响.的单个软铁磁圆盘中形成的一个磁性涡旋回旋小角度中子散射实验揭示了纳米尺寸Fe，Co模的频率fG：对于低激发振幅，观察结果表明频Ni颗粒中跨越晶界的磁性关联与晶粒尺寸的关率fG的涨落是外磁场的函数.外磁场与涡旋核系[49]，对于Fe颗粒，具有与块体畴壁宽度尺度相偏离圆盘中心的位移之间的关系表明，涨落源于当的晶粒尺寸时发现最小的磁关联长度，并且其矫钉扎直径约为10nm涡旋核的纳米级缺陷的分顽力有最大值.用随机各向异性推广模型解释了布：在f=ideal极限下，其中fideal是分析模型这些结果，在这个模型中考虑了在晶粒内部形成畴和微磁学模拟预测的理想涡旋行为的频率，在壁，且界面耦合作用被削弱实验和微磁学模拟中，他们均发现平均频率漂移O'Grady等[50]阐述了关于晶粒为5—15nm《f）=《fmax一fideal）与圆盘直径无关：从这些观的多晶薄膜交换偏置的进展，他们研究了交换偏置察到的结果，他们认为对于某一特定的涨落（△f）体系中反铁磁层的单个晶粒包含单个反铁磁畴和和涡旋核与单个纳米缺陷之间的相互作用能Wp成克服与晶粒体积相关的能垒的翻转.反铁磁晶粒间正比彼此独立没有相互耦合.通过对整个过程的认识和Garcia-Sanchez等【47]用微磁学研究了包含晶测量方案的设计，他们确定了反铁磁晶粒冻结温度体缺陷的垂直磁化体系中磁场和/或极化电流对磁的分布、反铁磁的各向异性常数，理解反铁磁晶粒畴壁动力学的影响。通过研究两种不同系统的动形成过程和预测它的磁粘滞，可以解释和预测交换力学表明：一个系统表明在电流区域存在缺陷的偏置场Hex与晶粒大小和薄膜厚度的依赖关系.他影响：另一个系统则表明存在热激活松动单一缺陷们也研究了界面效应，并且发现这种效应是在界面的钉扎，在后一种情况，可以通过单能垒分析脱钉处存在，独立于反铁磁晶粒的大小。通过三层膜的在这种情况下，电流密度的作用可以类比于外磁场研究和不影响冻结温度的磁场变化观察到了这种的作用：还发现能垒的大小与外场和输入电流呈线效应.在不同的实验中观察到了在界面处存在类似性关系.自旋玻璃的无序自旋团簇这些团簇能够在低温下自发有序或通过外加磁场达到有序他们认为这是2.3晶界和晶粒可以在交换偏置体系中产生矫顽力的界面自旋有序度.基于对反铁磁体中晶粒行为和界面自旋行为研究人员还系统地研究了晶界和晶粒大小，退的新理解，他们得到了关于磁控溅射制备的多晶薄火改变应力和微结构等，也获得一些有价值的研究膜中交换偏置现象的新的范例.成果.例如：晶界的几何结构对于磁畴壁在磁化过Anglada-Rivera等[51]研究了1005商用钢中程中穿透晶界的能力有显著的影响：交换偏置体系拉应力和晶粒大小对磁巴克豪森噪声和磁滞回中界面效应影响交换偏置：磁畴尺寸、形貌和关联长度的变化源自样品中结构和化学变化，例如化学线的影响随着应力增大，巴克蒙森电压峰值增大达到一个最大值后在更高的应力下，随着应力增大偏析和晶粒形成以及表面和界面粗糙度；．些重要进展介绍如下而下降.这种行为可用由畴壁动力学即磁场和应力Shin等[48]研究了晶粒取向化的电工钢（或者对畴壁运动的综合效应来解释，研究还揭示了样品说硅钢)中晶界特征对于晶界附近磁畴构型和行为的晶粒大小能够影响磁巴克蒙森噪声电压和磁滞067503-9
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 的磁畴结构相同, 但是畴壁的钉扎强度取决于孔洞 的大小. 孔洞越大, 对畴壁的钉扎越强. 通过微磁 分析, 确定了孔洞附近的磁畴结构以及在畴壁钉扎 过程中磁能的变化. 在二维磁性纳米线中, 两个畴壁在外磁场驱动 下运动, 并有可能产生碰撞. Kunz [45] 给出, 当纳米 线细到一定程度, 在碰撞过程中, 可以通过控制决 定畴壁的拓扑缺陷控制碰撞过程中畴壁的消失和 维持. 这个畴壁维持过程可以用来施加小磁场从凹 位释放钉扎畴壁. Compton等 [46] 测量了直径为600 nm到2 µm 的单个软铁磁圆盘中形成的一个磁性涡旋回旋 模的频率fG. 对于低激发振幅, 观察结果表明频 率fG 的涨落是外磁场的函数. 外磁场与涡旋核 偏离圆盘中心的位移之间的关系表明, 涨落源于 钉扎直径约为10 nm涡旋核的纳米级缺陷的分 布. 在fG = fideal 极限下, 其中fideal 是分析模型 和微磁学模拟预测的理想涡旋行为的频率. 在 实验和微磁学模拟中, 他们均发现平均频率漂移 ⟨ f⟩ = ⟨fmax − fideal⟩与圆盘直径无关. 从这些观 察到的结果, 他们认为对于某一特定的涨落⟨∆f⟩ 和涡旋核与单个纳米缺陷之间的相互作用能Wp 成 正比. Garcia-Sanchez等[47] 用微磁学研究了包含晶 体缺陷的垂直磁化体系中磁场和/或极化电流对磁 畴壁动力学的影响. 通过研究两种不同系统的动 力学表明: 一个系统表明在电流区域存在缺陷的 影响; 另一个系统则表明存在热激活松动单一缺陷 的钉扎. 在后一种情况, 可以通过单能垒分析脱钉. 在这种情况下, 电流密度的作用可以类比于外磁场 的作用. 还发现能垒的大小与外场和输入电流呈线 性关系. 2.3 晶界和晶粒 研究人员还系统地研究了晶界和晶粒大小, 退 火改变应力和微结构等, 也获得一些有价值的研究 成果. 例如: 晶界的几何结构对于磁畴壁在磁化过 程中穿透晶界的能力有显著的影响; 交换偏置体系 中界面效应影响交换偏置; 磁畴尺寸、形貌和关联 长度的变化源自样品中结构和化学变化, 例如化学 偏析和晶粒形成以及表面和界面粗糙度; · · · · · · 一 些重要进展介绍如下. Shin等[48] 研究了晶粒取向化的电工钢(或者 说硅钢)中晶界特征对于晶界附近磁畴构型和行为 的影响. 使用背散射电子衍射和透射电子显微镜评 估了晶界错排以及微观结构. 使用磁光克尔显微镜 研究了在不同外磁场强度下晶界处的磁畴结构和 磁畴壁运动. 发现晶界的几何结构对于磁畴壁在磁 化过程中穿透晶界的能力有显著的影响. 研究结果 表明, 对于取向钢中有不同特征晶界的区域, 需要 有不同的外磁场强度才能磁化饱和. 一个倾斜的 晶界(晶界平面一般与轧制方向呈小于10◦ 的夹角) 会更有利于在磁化过程中柳叶刀磁畴穿透晶界, 表 明这种晶界对取向电工钢的性能产生更小的负面 影响. 小角度中子散射实验揭示了纳米尺寸Fe, Co, Ni颗粒中跨越晶界的磁性关联与晶粒尺寸的关 系 [49] . 对于Fe颗粒, 具有与块体畴壁宽度尺度相 当的晶粒尺寸时发现最小的磁关联长度, 并且其矫 顽力有最大值. 用随机各向异性推广模型解释了 这些结果, 在这个模型中考虑了在晶粒内部形成畴 壁, 且界面耦合作用被削弱. O’Grady等 [50] 阐述了关于晶粒为5—15 nm 的多晶薄膜交换偏置的进展. 他们研究了交换偏置 体系中反铁磁层的单个晶粒包含单个反铁磁畴和 克服与晶粒体积相关的能垒的翻转. 反铁磁晶粒间 彼此独立没有相互耦合. 通过对整个过程的认识和 测量方案的设计, 他们确定了反铁磁晶粒冻结温度 的分布、反铁磁的各向异性常数, 理解反铁磁晶粒 形成过程和预测它的磁粘滞, 可以解释和预测交换 偏置场Hex 与晶粒大小和薄膜厚度的依赖关系. 他 们也研究了界面效应, 并且发现这种效应是在界面 处存在, 独立于反铁磁晶粒的大小. 通过三层膜的 研究和不影响冻结温度的磁场变化观察到了这种 效应. 在不同的实验中观察到了在界面处存在类似 自旋玻璃的无序自旋团簇. 这些团簇能够在低温下 自发有序或通过外加磁场达到有序. 他们认为这是 可以在交换偏置体系中产生矫顽力的界面自旋有 序度. 基于对反铁磁体中晶粒行为和界面自旋行为 的新理解, 他们得到了关于磁控溅射制备的多晶薄 膜中交换偏置现象的新的范例. Anglada-Rivera 等[51] 研 究 了 1005 商 用 钢 中 拉应力和晶粒大小对磁巴克豪森噪声和磁滞回 线的影响. 随着应力增大, 巴克豪森电压峰值增大, 达到一个最大值后在更高的应力下, 随着应力增大 而下降. 这种行为可用由畴壁动力学即磁场和应力 对畴壁运动的综合效应来解释. 研究还揭示了样品 的晶粒大小能够影响磁巴克豪森噪声电压和磁滞 067503-9
物理学报ActaPhys.Sin.Vol.64,No.6(2015）067503回线与拉应力的关系，这些研究结果表明磁巴克豪通过改变磁控溅射沉积压强来调控结构无序观森噪声能够用来评估商用碳钢中的显微和机械性察表明磁畴尺寸，形貌和关联长度的变化源自样品质变化中结构和化学变化，例如化学偏析和晶粒形成以及Thvenard等[52]通过几种技术得到了具有垂表面和界面粗糙度，所有这些都受到沉积压强的影直易各向异性轴的稀磁半导体Ga1-Mn.As层的响，所有样品在主磁滞回线的重要部分展现出短程磁性和磁畴结构的数据.利用限制螺位错密度的“类液体”位置有序，而仅仅最低的无序样品在成核之后和饱和之前显示了一类随机“类气体”磁畴分过程，在拉应力下将该磁性层生长于Gai-ylnyAs缓冲层上磁强计、磁性输运和极化磁光克尔效应布的特征：更高的沉积压强引起结构和化学无序首测量显示了薄膜的高品质，尤其是它的高居里温度先导致磁性点缺陷的增加，这会限制自由畴壁的传(130K）和明确的磁各向异性.他们展示了磁化翻播：其次，随着溅射压强进一步增加，由于形成磁矩降低的局域区域，畴壁能量密度会降低，最终出转是由有限的形核中心处开始，通过容易运动的畴现无磁性区域，类似于偏析的颗粒磁记录介质，这壁蔓延扩展：此外，磁光克尔显微镜允许在细节上限制了磁畴和团簇描绘畴壁结构．特别地，他们展示了磁畴形状和畴为了澄清低矫顽力原因，研究了甩带法制备的壁运动对缺陷很敏感，这阻止了磁畴的周期排列把这些缺陷归咎于生长于过渡层上的磁性层的生(Fe0.75Bo.15Sio.10)100-Nb（=1—4）玻璃合金的密度和磁化过程[55]。随着锯含量增加，矫顽力和长模式导致的固有螺位错Seo等[53]从实验上研究了在W(110)表面生结晶相与玻璃相之间的密度差别（相当于玻璃相中的自由体积）都降低了：基于铁磁饱和趋近理论的长的Fe双层膜中应力释放对磁性基态的影响．从磁化过程分析，指出准位错偶极子类型缺陷是弹性自旋极化扫描隧道显微镜/谱的成像结果可以看应力的主要来源，结果也表明由一个准位错偶极子出，随着位错线密度的改变，出现了垂直和面内型缺陷产生的磁畴壁钉扎力与Nb含量无关，但是磁化强度间的自旋重取向转变（如图13所示）：出准位错偶极子的数目密度随Nb含量增加而降低。现了预料之外的沿着W001晶向的磁畴壁和非因此，可以得出这样的结论：玻璃态合金的低矫顽周期性的磁畴图案，这意味着，应力释放引发了力原因是准位错偶极子的低数目密度，这与畴壁钉磁畴沿W[001]而非W[110]的易磁化轴（后者与扎位的低数目密度相符合，Dzyaloshinskii-Moriya相互作用有关)。他们还进一步确认了通过降低退火温度来减小位错线密度可以抑制自旋重取向转变3稀土永磁薄膜材料的磁畴结构、多层膜纳米盘拓扑磁性组态[110]]DL下面简要介绍近年来在稀土永磁薄膜材料的磁畴结构和磁性能、多层膜纳米盘中拓扑磁性组态以及动力学和共振激发方面取得的进展SL1001]3.1、稀土永磁薄膜材料的微结构、磁畴结构和磁性能理论预言纳米复合永磁材料具有磁性能高、稀土含量少的优点，有望成为新一代永磁材料。但是，纳米复合永磁材料的实验结果与理论预言之间一图13通过退火改变位错线密度可以改变铁薄膜磁畴的直存在差距，以至学术界长期以来对能否实现纳米方向[53]耦合磁性增强持怀疑态度.我们分析纳米复合永磁综合利用软X射线共振散射、磁强计、X射线材料磁性能低的主要原因是：用机械合金化、快率反射和显微镜技术，Pierce等[54]研究了一系列垂等工艺制备的材料中的晶粒大小和分布、两相分隔直各向异性Co/Pt多层膜的磁性质和微结构，涉及的状态等微观结构与理论计算中理想模型相距甚067503-10
物 理 学 报 Acta Phys. Sin. Vol. 64, No. 6 (2015) 067503 回线与拉应力的关系. 这些研究结果表明磁巴克豪 森噪声能够用来评估商用碳钢中的显微和机械性 质变化. Thvenard等 [52] 通过几种技术得到了具有垂 直易各向异性轴的稀磁半导体Ga1−xMnxAs层的 磁性和磁畴结构的数据. 利用限制螺位错密度的 过程, 在拉应力下将该磁性层生长于Ga1−yInyAs 缓冲层上. 磁强计、磁性输运和极化磁光克尔效应 测量显示了薄膜的高品质, 尤其是它的高居里温度 (130 K)和明确的磁各向异性. 他们展示了磁化翻 转是由有限的形核中心处开始, 通过容易运动的畴 壁蔓延扩展. 此外, 磁光克尔显微镜允许在细节上 描绘畴壁结构. 特别地, 他们展示了磁畴形状和畴 壁运动对缺陷很敏感, 这阻止了磁畴的周期排列. 把这些缺陷归咎于生长于过渡层上的磁性层的生 长模式导致的固有螺位错. Seo等[53] 从实验上研究了在W(110)表面生 长的Fe双层膜中应力释放对磁性基态的影响. 从 自旋极化扫描隧道显微镜/谱的成像结果可以看 出, 随着位错线密度的改变, 出现了垂直和面内 磁化强度间的自旋重取向转变(如图 13所示). 出 现了预料之外的沿着W[001]晶向的磁畴壁和非 周期性的磁畴图案, 这意味着, 应力释放引发了 磁畴沿W[001]而非W[1¯10] 的易磁化轴(后者与 Dzyaloshinskii-Moriya 相互作用有关). 他们还进 一步确认了通过降低退火温度来减小位错线密度 可以抑制自旋重取向转变. 图 13 通过退火改变位错线密度可以改变铁薄膜磁畴的 方向 [53] 综合利用软X射线共振散射、磁强计、X射线 反射和显微镜技术, Pierce等 [54] 研究了一系列垂 直各向异性Co/Pt多层膜的磁性质和微结构, 涉及 通过改变磁控溅射沉积压强来调控结构无序. 观 察表明磁畴尺寸, 形貌和关联长度的变化源自样品 中结构和化学变化, 例如化学偏析和晶粒形成以及 表面和界面粗糙度, 所有这些都受到沉积压强的影 响. 所有样品在主磁滞回线的重要部分展现出短程 “类液体”位置有序, 而仅仅最低的无序样品在成核 之后和饱和之前显示了一类随机“类气体”磁畴分 布的特征. 更高的沉积压强引起结构和化学无序首 先导致磁性点缺陷的增加, 这会限制自由畴壁的传 播. 其次, 随着溅射压强进一步增加, 由于形成磁 矩降低的局域区域, 畴壁能量密度会降低, 最终出 现无磁性区域, 类似于偏析的颗粒磁记录介质, 这 限制了磁畴和团簇. 为了澄清低矫顽力原因, 研究了甩带法制备的 (Fe0.75B0.15Si0.10)100−xNbx (x = 1—4) 玻璃合金 的密度和磁化过程 [55] . 随着铌含量增加, 矫顽力和 结晶相与玻璃相之间的密度差别(相当于玻璃相中 的自由体积)都降低了. 基于铁磁饱和趋近理论的 磁化过程分析, 指出准位错偶极子类型缺陷是弹性 应力的主要来源. 结果也表明由一个准位错偶极子 型缺陷产生的磁畴壁钉扎力与Nb含量无关, 但是 准位错偶极子的数目密度随Nb含量增加而降低. 因此, 可以得出这样的结论: 玻璃态合金的低矫顽 力原因是准位错偶极子的低数目密度, 这与畴壁钉 扎位的低数目密度相符合. 3 稀土永磁薄膜材料的磁畴结构、多 层膜纳米盘拓扑磁性组态 下面简要介绍近年来在稀土永磁薄膜材料的 磁畴结构和磁性能、多层膜纳米盘中拓扑磁性组态 以及动力学和共振激发方面取得的进展. 3.1 稀土永磁薄膜材料的微结构、磁畴结构 和磁性能 理论预言纳米复合永磁材料具有磁性能高、稀 土含量少的优点, 有望成为新一代永磁材料. 但是, 纳米复合永磁材料的实验结果与理论预言之间一 直存在差距, 以至学术界长期以来对能否实现纳米 耦合磁性增强持怀疑态度. 我们分析纳米复合永磁 材料磁性能低的主要原因是: 用机械合金化、快淬 等工艺制备的材料中的晶粒大小和分布、两相分隔 的状态等微观结构与理论计算中理想模型相距甚 067503-10