简介

交换偏倚现象被描述为一种单向磁各向异性的形式，这是由于铁磁体(FM)和反铁磁体(AF)之间的界面交换耦合而产生的，它可以有效地延迟超顺磁极限1，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="2" href="#ref-CR2" id="ref-link-section-d17506548e443_1">2，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="3." href="#ref-CR3" id="ref-link-section-d17506548e443_2">3.，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="4" href="#ref-CR4" id="ref-link-section-d17506548e443_3">4，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="5" href="#ref-CR5" id="ref-link-section-d17506548e443_4">5，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" aria-label="Reference 6" title="6" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4" id="ref-link-section-d17506548e446">6．除了典型的AF-FM系统外，在含有铁磁体(FMs)和稀土(RE)的双层和多层中诱导的交换偏置测量可以用于在拓扑域配置的背景下研究具有不同(低-高)磁各向异性的系统的磁状态。内部相互作用，如交换、ruderman - kittell - kasuya - yosida (RKKY)或长偶极相互作用可以通过自旋自由度来影响信息处理。在这些相互作用之上附加的磁各向异性可以稳定拓扑自旋构型，如自旋螺旋或涡。稀土螺旋结构的拓扑稳定性可以在全自旋技术中得到控制。

拓扑学是一种可以连续地相互变形的形状分类。在大多数情况下，它们是由非中心对称磁性化合物中原子自旋之间的手性相互作用诱导的，例如在skyrmions中或在反转对称破碎的薄膜中。同胚可以描述为具有连续逆函数的拓扑空间之间的连续函数。形成磁螺旋或非共线结构\π(\ \)-多层中的dw是这种拓扑结构的典型例子，其形状保护它不受平凡unwind(非平凡缠绕)的影响，因此可以在没有电场或磁场的情况下进行操作。螺旋中的保护不是由手性引起的，而是由磁各向异性、长程相互作用和交换相互作用稳定的7．

此前，有证据表明重叠的螺旋磁构型或2\π(\ \)域壁在这两个发现了FM-RE或RE-RE材料6，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="7" href="#ref-CR7" id="ref-link-section-d17506548e497_1">7，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="8" href="#ref-CR8" id="ref-link-section-d17506548e497_2">8，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" aria-label="Reference 9" title="9" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4" id="ref-link-section-d17506548e500">9．有趣的是，磁性研究也揭示了交换偏倚耦合与超顺磁(SPM)或超自旋玻璃(SSG)类似的行为，归因于自旋挫折界面9．然而，Mn的非共线和共线自旋织构之间存在交换偏置耦合\ (_ {3} \)红外10，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="11" href="#ref-CR11" id="ref-link-section-d17506548e531_1">11，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" title="12" href="#ref-CR12" id="ref-link-section-d17506548e531_2">12，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" aria-label="Reference 13" title="13" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4" id="ref-link-section-d17506548e534">13稀土的螺旋自旋结构研究较少。这是由于AF-RE之间的交换耦合对于两种高各向异性材料是非常弱的。最低阶单轴AF和RE子格各向异性常数为\ (K_ {{\ textrm{你}}}\)（\ (K_ {{\ textrm {Dy}}} \ \ sim 1.7 * 10 ^ {5} ~ {\ mathrm {J / m}} ^ {3} \)14),\ (K_ {{\ textrm {AF}}} \)（\ (K_ {{\ mathrm {Mn_{3}红外}}}\ \ sim 6.2 * 10 ^ {5} ~ {\ mathrm {J / m}} ^ {3} \)15),分别。尽管如此，AF-FM之间广泛建立了强耦合6以及FM-RE接口之间7．在像Tb或Dy这样的REs中，大轨道动量的存在导致强烈的自旋-轨道耦合和较大的磁各向异性。AF和RE元素自旋轨道耦合的巨大差异也会对退磁过程产生重大影响。在RKKY相互作用的帮助下，磁调制通常在长时间内相干传播，甚至在中间的非磁性或磁性层内。

稀土中的螺旋结构本质上是由于具有竞争交换相互作用的系统中的空间调制磁态。因此，FM层夹在AF和RE材料之间将是有趣的探索，因为我们期望通过FM层在AF和RE层之间间接耦合。因此，只需翻转底层AF-FM系统的场冷却方向，就可以为耦合到FM的RE量身定制具有相关手性或手性的螺旋度反转。倒螺旋度表示a\π(\ \)亚晶格自旋运动方向的投影，它经历一个伴随的手性(\(\circlearrowleft \leftrightarrow \circlearrowright\))逆转。图中的草图。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">1展示了螺旋-手性反转的可能情况。然而，当我们考虑RE的螺旋相位时，图中的场景是可能的情况。由于非相干畴结构是预期的，在解释基于af的系统的磁行为时，我们不需要考虑螺旋相位。AF-RE系统中域动力学的操纵和/或控制可以促进功能手性纳米材料的设计和构建，作为全自旋自旋电子学的额外自由度。稀土与过渡金属自旋的亚晶格间交换具有反铁磁性16．

图1
图1

示例草图年代3.考虑Dy in的螺旋相年代3，我们展示了不同方向的非共线自旋构型的草图。当场冷却方向由正偏变为负偏时，会产生不同的方向。这种反转可能导致螺旋性和伴随手性反转的可能情况。然而，磁化测量不能区分螺旋。

全尺寸图像

在这里，我们通过界面工程研究了AF-FM, AF-RE和AF-FM - re在异质外延和多晶双分子层中的磁性能。交换偏向耦合对于所有三个系统都很明显。对于AF-RE体系，在螺旋相温度附近，它的值可以忽略不计，而对于AF-FM-RE体系，在相同的温度范围内，它的值相对较高。在基于AF-RE的样品的交换耦合界面上，我们发现了一种受挫的畴间磁相互作用，导致螺旋自旋调制温度范围内的自旋冻结有序共存。这种自旋冻结现象在AF-FM-RE系统中不再存在，从而扩展了SPM极限。在af耦合界面的场冷却过程中，通过中间的FM层改变偏置方向，我们可以引入相反场冷却选项的非共线方向的差异，并演示其对交换耦合RE层的偏置场的影响。

结果和讨论

样品

磁控溅射样品在三种不同成分的MgO(100)衬底上进行了研究。

  • 样本年代1: [Mn\ (_ {3} \)Ir(6.0 nm)/CoFe(10.0 nm)]/TaN(2.5 nm)是表征AF-FM间交换偏置的典型模型。

  • 样本年代2: [Mn\ (_ {3} \)Ir(6.0 nm)/Dy(50.0 nm)]/TaN(2.5 nm)表示AF-RE之间的耦合。

  • 样本年代3: [Mn\ (_ {3} \)Ir(6.0 nm)/CoFe(10.0 nm)/Dy(50.0 nm)]/TaN(2.5 nm)表示AF-FM-RE之间的耦合。

x射线衍射

x射线衍射(XRD)图。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">2的结构特征年代1，年代2,年代3.所有样品都表现出高度的锰晶体取向(外延)\ (_ {3} \)Ir和CoFe (in年代1,年代3) Dy (in年代2,年代3)和TaN17．各层的主峰与Mn相对应\ (_ {3} \)Ir(002)在46.9\(^ \保监会\)， CoFe(001)为30.3\(^ \保监会\),十六进制Dy(0002)在31.2处\(^ \保监会\)．

图2
图2

XRD对年代1，年代2,年代3.外延Mn的x射线衍射图\ (_ {3} \)红外光谱(年代1，年代2,年代3)和CoFe (年代1，年代3)指示主要构造峰。Dy峰(年代2,年代3)对应于各种多晶相。此外，从盖层(TaN)和衬底(MgO)可以看到不同的峰。

全尺寸图像

透射电子显微镜

对样品进行了截面透射电镜实验年代1，年代2,年代3 .检查微观结构。数据<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">3.一个,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">4一个,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">5a显示沿样品[010]带轴的TEM和HRTEM晶格图像年代1，年代2,年代3.MgO与Mn的界面\ (_ {3} \)Ir在原子上是突变的，在所有样品中都能很容易地鉴定出来。相似的界面对比Mn\ (_ {3} \)Ir和CoFe进来了年代1,年代3，和Mn之间的\ (_ {3} \)Ir和Dy年代2、也是清楚的。界面是尖锐的，表明很少在他们的界面混合。

图3
图3

TEM和EDS年代1.（一个)试样横切面TEM和HRTEM图像年代1、显示MgO衬底上的层序。（b)中方格所标示区域的FFT模式(一个)，含MgO、Mn\ (_ {3} \)Ir, CoFe和TaN。（c)能谱及(d)层叠中元素C、Mg、O、Mn、Ir、Co、Fe、Ta、N的EDS图谱与界面的HAADF STEM图像一起显示出清晰的界面。最上层的C来自于FIB处理样品制备过程中使用的盖层。

全尺寸图像
图4
图4

TEM和EDS年代2.（一个)试样横切面TEM和HRTEM图像年代2、显示MgO衬底上的层序。（b)中方格所标示区域的FFT模式(一个)，含MgO、Mn\ (_ {3} \)Ir和Dy。c)层叠中Mg、O、Dy、Mn、Ir、Ta、N元素的EDS图谱与界面的HAADF STEM图像显示了清晰的界面。

全尺寸图像

快速傅里叶变换(FFT)模式(图。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">3.b,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">4b,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">5b)含MgO, Mn区域的晶格图像\ (_ {3} \)Ir CoFe和TaN for年代1、MgO, Mn\ (_ {3} \)Ir, Dy for年代2, MgO, Mn\ (_ {3} \)Ir CoFe Dy for年代3、如图HRTEM图中虚线方格所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">3.一个,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">4一个,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">5A在旁边。MgO的002、004和200,400的反射在所有样品中都清晰可见。一方面，Mn的001、002和100,200的反射\ (_ {3} \)Ir或分裂或叠加，表明薄膜存在面内应变。CoFe (00\({1} \ \酒吧),00\({2} \ \酒吧)和1\({1} \ \酒吧)0, 2\({2} \ \酒吧)0)年代1,年代3、另一方面，都不变形。对于TaN没有这样的反射，这意味着一个无序的晶格。环状反射，标志着TaN和Dy的多晶性年代1,年代3,分别。Dy in的六边形反射年代2个，与中比较明显年代3.

图5
图5

TEM和EDS年代3.（一个)试样横切面TEM和HRTEM图像年代3、显示MgO衬底上的层序。（b)中方格所标示区域的FFT模式(一个)，含MgO、Mn\ (_ {3} \)Ir, CoFe和Dy。c)层叠中Mg、Ta、Ir、Mn、Dy、Co、Fe元素的EDS图谱和界面的HAADF STEM图像显示出清晰的界面。

全尺寸图像

我们从FFT点进行详细的峰值分析，以估计所有样本中的晶格错配。为年代1，我们发现一个小的晶格不匹配(\盅(\ \)5%)与MgO (001) (一个＝b＝c= 4.217 Å)，保证Mn\ (_ {3} \)主任(001)(一个＝b＝c= 4.001 Å)以保持与衬底的耦合。这足以使立方体对立方体生长，允许一个小的外延应变。Mn之间的界面\ (_ {3} \)另一方面，Ir和CoFe晶格没有看到足够的错配(\盅(\ \)1%)，确保无应变的异质外延生长。为年代2、MgO/Mn\ (_ {3} \)Ir界面显示更小的晶格失配(\盅(\ \)2%)比年代1和Mn之间的\ (_ {3} \)由于Dy的结构变化，Ir/Dy界面不可能确定年代3、MgO/Mn\ (_ {3} \)Ir界面再次显示出一点晶格不匹配(\盅(\ \)3%)， Mn\ (_ {3} \)Ir/CoFe界面的晶格失配明显较小(\盅(\ \)−0.1%)。类似于年代2、这里也不能确定由于Dy的结构变化而导致CoFe/Dy界面之间的不匹配。

数字<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">3.c为的EDS谱年代1和图中相应的EDS图。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">3.d表示跨堆栈的元素识别，而EDs映射为年代2,年代如图3所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">4c和<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">5c,分别。通过MgO衬底Mn的EDS图谱，可以很容易地识别出这些层\ (_ {3} \)Ir, CoFe, Dy和TaN被用来直接揭示各自样品的界面层排列。还显示了界面区域的高角度年度暗场扫描TEM (HAADF STEM)图像，显示了两个样品的相干界面特征。

数字<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">6a-d显示了图中FFT模式的放大FFT (5 nm尺度)模拟。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">3.b,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">4b,<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">5MgO沿[010]区轴，Mn沿[010]区轴\ (_ {3} \)Ir，[110]表示CoFe，[001]表示Dy。

图6
图6

FFT模式模拟。在放大(5.0 nm)尺度上的FFT模式模拟，以及不同区域轴的FFT模式:(一个)[010]的MgO， (b) [010] Mn\ (_ {3} \)红外光谱(c)[110]，以及(d)[001]表示Dy。

全尺寸图像

图中放大的HRTEM图像进一步说明了界面的清晰度。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">7a-c为MgO/Mn的界面\ (_ {3} \)Ir和Mn\ (_ {3} \)红外/钴铁年代1,年代3,分别以/锰\ (_ {3} \)Ir和Mn\ (_ {3} \)红外/ Dy年代2, RMS粗糙度为\ \ approxeq \ ()0.1 - -0.3海里。

图7
图7

介绍了年代1，年代2,年代3.截面放大HRTEM图像显示了锐利的界面(均方根粗糙度\ \ approxeq \ ()0.2±0.1 nm) MgO/Mn\ (_ {3} \)样本的Ir (一个）年代1, (b）年代2及(c）年代3.

全尺寸图像

磁化测量

场冷和零场冷测量

磁特性的表征是使用场相关磁化强度(米)测量温度的函数(T)使用场冷却(FC)和零场冷却(ZFC)协议。我们施加了不同的磁场\ (\ textbf {H} _a \)= 5 Oe (0.5 mT)至500 Oe (50 mT)，冷却至2 K后测量\ (\ textbf {H} _a \)= 5 kOe/500公吨(FC)和50 kOe/5000公吨(FC)。当样品在无磁场(ZFC)下冷却到2 K时，使用了相同的方案。

样品年代1,年代2

磁化强度(米（T))曲线如图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">8为年代1、图中。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">9a、b为年代2 .在各种应用领域。ZFC曲线为年代图1。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">8当FC曲线随着磁场的增加而向更高的温度移动时，不显示任何峰值，这是铁磁薄膜的典型特征。人们可能会注意到反铁磁体(Mn\ (_ {3} \)Ir)通常具有多畴结构，由于AF-FM与顶部铁磁体(CoFe)的耦合，会对FC和ZFC曲线产生不同的影响。

图8
图8

FC-ZFC测量年代1.直流电磁化的温度依赖性。测量是在5 kOe (500 mT)中进行零场冷却(ZFC)和现场冷却(FC)后的不同场加热。

全尺寸图像
图9
图9

FC和ZFC测量和\ (T_ {{\ textrm {F}}} \)，\ (T_ {{\ textrm {irr}}} \)与\ (\ textbf {H} _a \)为年代2.（一个)直流电磁化的温度依赖性。测量是在50 kOe (5000 mT)中进行零场冷却(ZFC)和现场冷却(FC)后的不同场地加热。（b)放大后的ZFC曲线(\ (T_ {{\ textrm {F}}} \))．峰位随位移的增大而增大\ (\ textbf {H} _a \)由虚线表示。（c)的情节\ (T_ {{\ textrm {F}}} \)从ZFC曲线和的估计\ (T_ {{\ textrm {irr}}} \)而不是不断增加的测量领域\ (\ textbf {H} _a \)．线条是眼睛的向导。（d)的情节\ (\ textbf {H} _a \)\ (^ {2/3} \)与\ (T_ {{\ textrm {irr}}} \)，在有限的温度范围内按照Almeida-Thouless (AT)方程拟合(蓝色虚线)。

全尺寸图像

然而,年代2(无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">9a,b)为宽ZFC极大值，可称为阻塞或冻结温度(\ (T_ {{\ textrm {F}}} \))．ZFC曲线在70-180 K范围内出现一个峰值，表明它可能源于磁自旋簇的组装，随着温度的升高，磁自旋簇可以从阻塞或冻结状态(SSG)过渡到SPM状态。人们可能会注意到，Dy的螺旋结构预计会出现在类似的温度范围内(87-179 K)，至少是散装的。的情节\ (T_ {{\ textrm {F}}} \)作为场的函数\ (\ textbf {H} _a \)如图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">9c年代2.我们发现\ (T_ {{\ textrm {F}}} \)随场的增大而减小，说明冻结状态逐渐被场抑制。随着磁场的增加，晶体场各向异性开始减小，跨越两个易轴方向之间能量势垒高度所需的热能也减少。ZFC和FC曲线随着磁场的增大逐渐收敛，表明两种样品在接近平衡态时都获得了相似类型的磁结构。

不可逆温度\ (T_ {{\ textrm {irr}}} \)，通常表示FC和ZFC曲线的散度温度年代2 .随温度升高而向较低温度转移\ (\ textbf {H} _a \)．这种位移可以跟随阿尔梅达-索利斯(AT)线，这表明了类似ssg的行为18，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" aria-label="Reference 19" title="19" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4" id="ref-link-section-d17506548e2889">19．AT线的表达式由

$ ${对齐}\ \开始textbf {H} _aδJ / \ \ propto \离开(1 - \压裂{T_ {{\ textrm {irr}}} (\ textbf {H} _a)} {T_ {{\ textrm {irr}}}(0)} \右)^{\压裂{3}{2}},\{对齐}$ $
(1）

在哪里\ (T_ {{\ textrm {irr}}} \)(0)为零场冻结温度δJ \ (\ \)是交换交互作用分布的宽度。的情节\ (\ textbf {H} _a \)\ (^ {2/3} \)作为函数\ (T_ {{\ textrm {irr}}} \)如图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">9d.该曲线不能拟合到AT线上，AT线将非遍历相(SSG)与遍历相(SPM)分开，除非在有限的温度范围内(150-165 K)，因为拟合的(蓝色虚线)线切割x轴在\ (T_ {{\ textrm {irr}}} (0) \)\盅(\ \)165 K。因此,年代2显示了一个集体冻结行为，它类似于自旋玻璃型，但在有限的温度下，人们期望Dy的螺旋相。

样本年代3.

数字<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">10显示了米（T)曲线年代3.ZFC曲线未出现任何峰值。然而，在低温下，它们显示为负值\ (\ textbf {H} _a \)\通用电气(\ \)100 Oe。在一定温度下，负值转为正值，且随温度升高而减小\ (\ textbf {H} _a \)(附图)<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">10)．围绕能量势垒景观的竞争铁磁和反铁磁相互作用导致具有相反极化的冻结自旋域，它们表现为共存的双畴态20.．

图10
图10

FC-ZFC测量年代3.直流电磁化的温度依赖性。测量是在50 kOe (5000 mT)中进行零场冷却(ZFC)和现场冷却(FC)后的不同场地加热。插图显示了畴的相变温度作为函数\ (\ textbf {H} _a \)．

全尺寸图像

场滞回线

在不同温度下测量了平面内磁场迟滞回线年代1在+ 5 kOe/−5 kOe (500 mT/−500 mT)存在的现场冷却后进行正(负)偏置和用于年代2,年代3个样品，在+ 70 kOe/−70 kOe (7000 mT/−7000 mT)现场冷却后的不同温度下进行负(正)偏置。饱和场年代1 (年代2，年代3)是2 kOe (50 kOe, 50 kOe)。剩余磁化强度(r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)＝\ [m_ ({{\ textrm {r }}}^{+} - m_ {{\ textrm {r}}} ^ {-}] / 2 \))，矫顽力(\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)＝\ [H_ ({{\ textrm {c }}}^{+} - H_ {{\ textrm {c}}} ^ {-}] / 2 \))和交换偏差(\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)＝\ [H_ ({{\ textrm {c }}}^{+} + H_ {{\ textrm {c}}} ^ {-}] / 2 \))定义了磁滞回线的两个分支。滞回周期内的界面交换场包括可逆的(r \ (n_ {{\ textrm {}}} \))和不可逆(\ (n_ {{\ textrm{红外}}}\))正的矩分量(\ (n _{{{+}}} = n_ {{\ textrm {r}}} + n_ {{\ textrm{红外}}}\))和负磁场方向(\ (n _{{{-}}} = n_ {{\ textrm {r}}} -n_ {{\ textrm{红外}}}\))表示迟滞回线的递减分支和递增分支。剩余磁化强度的差异\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)＝\ [m_ ({{\ textrm {r }}}^{+} + m_ {{\ textrm {r}}} ^ {-}] / 2 \)，归因于无补偿自旋[(\ (n _{{{+}}}\)- - - - - -\ (n _{{{-}}}\))/2]在AF中通常称为垂直位移，也有定义。\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)与未补偿自旋的数量成正比。

样品年代1,年代2

我们已经在图中展示过。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">11A迟滞回线为年代1在+ 5 kOe (500 mT)存在的现场冷却后年代图2。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12a-p在+ 70 kOe (7000 mT)存在的现场冷却后，均为正偏置。的变化r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)的单调递减\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)而且\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)随着T都是为年代1(无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">11b)和年代2(无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12q).单位体积磁化强度为\盅(\ \)2．3\μ_B (\ \)/原子在2 K处年代1当它是\盅(\ \)7.0\μ_B (\ \)/原子在2 K处年代2.磁化体积值为2.58\μ_B (\ \)/原子和2.3左右\μ_B (\ \)/原子用于CoFe薄膜21．Dy等于10.6\μ_B (\ \)原子体积22和7.1\μ_B (\ \)/原子用于薄膜9．

图11
图11

磁滞回路,r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)，\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)，\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)为年代1.（一个)在不同温度下的磁滞回线显示了在正场冷却后，磁滞回线随温度的不同位移。(b)剩余磁化强度r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)，强制场\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)，交换偏置场\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)作为温度的函数。（c)直流电磁化的温度依赖性。测量是在5 kOe (500 mT)中进行零场冷却(ZFC)和现场冷却(FC)后的不同场加热。CoFe单位体积饱和磁化强度估计为\盅(\ \)2．3\μ_B (\ \)/原子在2 K处。

全尺寸图像
图12
图12

磁滞回线测量和r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)而且\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)而且\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)为年代2.（p)不同温度下的磁滞回线显示了在正场冷却后，磁化强度随温度和场的演变。Dy单位体积饱和磁化强度估计为\盅(\ \)7.0\μ_B (\ \)/原子在2 k处(问)剩余磁化r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)，强制场\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)，交换偏置场\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)作为温度的函数。插图显示\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)与\ (T ^{\压裂{1}{2}}\)图及其线性拟合(黑色虚线)显示了零场冷却(ZFC)曲线的最大值\ (T_ {{\ textrm {F}}} (0) \)= 150 k。r)的情节\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)对于正冷却场(正偏置)和负冷却场(负偏置)。阴影区域标记螺旋相或SPM区域的温度范围。还显示了垂直位移\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)分别为正偏置和负偏置。

全尺寸图像

为年代1,既不r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)也不\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)(无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">11B)尽管是零\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)逐渐减少并趋向于零。所有这些都是典型的交换耦合铁磁系统。垂直磁化位移的观测，源于反铁磁体，是稀疏的，因为仅仅是总力矩的一部分，在系统中参与。温度在哪里\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)\ \ rightarrow \ ()0，表示交换耦合系统的阻塞温度。迟滞回线为年代1显示\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)如图2所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">11C为两组现场冷却，分别为正负极。相应的磁滞回线和\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)值应该是镜像的。

然而,对于年代2(无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12问),两r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)还有\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)趋于零，表示弛豫和磁不可逆性T<\ (T_ {{\ textrm {F}}} \)这是超磁阻塞或冻结自旋团簇的典型效应23．人们可能会注意到，单调的减少也可以表明磁相互作用的减弱。对于SPM/SSG弛豫的各向异性的能量势垒可以通过施加外部场来降低，这可以有效地消除在一定场值下的磁化强度。这个场是强制场，由

$ $ \{对齐}开始H_ {{\ textrm {c}}} = 2 \压裂{K_ {{\ textrm{你}}}}{m_ {{\ textrm{年代}}}}\左左1 - \[(\压裂{T} {T_ {{\ textrm {F}}}} \右)^{\压裂{1}{2}}\右]\{对齐}$ $
（2）

对于不相互作用的自旋簇的集合\ (K_ {{\ textrm{你}}}\)各向异性是常数和吗\ (m_ {{\ textrm{年代}}}\)是否饱和磁化24．因此，一个线性的行为\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)与\ (T ^ {5} \)图(图。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12q)在Eq. (<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="equation anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">2)以及r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)随着增加趋于0T，表示自旋集群的SPM/SSG类型，非线性行为表示自旋集群的SSG类型。在这里，与数据(黑色虚线)的线性拟合表明它至少处于超磁性状态\ (T_ {{\ textrm {F}}} (0) \)= 150k。线性延伸到\盅(\ \)25 K。超磁性的特征在很大程度上是在人们期望Dy的螺旋自旋构型的温度范围内扩展的。

的\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)作为温度的函数如图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12R为两组场冷却，正和负，呈现各自的负和正交换偏置场大小相等和相反，即，它们的值预期是镜像的。然而，在预期Dy的螺旋自旋构型的温度范围内(用青色标记，范围从25 - 150k)，显示出微弱的交换偏场(范围从\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)= 1±1 Oe至10±1 Oe)，任意降低温度。人们可能会注意到，与另一磁层界面的Dy薄膜中的螺旋结构可以在比体积更大的扩展或移动的温度范围内表现出来7．注意\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)在这个温度范围内，由于各自的正偏置和负偏置协议，值不会按照预期保持其镜像值。有趣的是，高得多\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)在低于20 K的温度下，Dy层应该保持在FM状态，而不是螺旋状态，可以看到高达−115±12 Oe/+ 117±12 Oe(分别为正/负偏压)的值。这表明AF-RE交换耦合在RE的螺旋相中非常弱，而在FM相中则相当高。

非共线磁结构是垂直位移的主要原因\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)．在Fe/MnO的非共线中更容易观察到\ (_ {2} \)而非共线af耦合系统25．早些时候，极化中子反射率揭示了平面2形式的螺旋的直接证据\π(\ \)-DWs在Fe和Dy两层内6，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" aria-label="Reference 7" title="7" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4" id="ref-link-section-d17506548e5477">7在RE-RE两种材料中也是如此9．因此,\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)因子，反过来，可以看作是一个非共线性或交换耦合螺旋在一个基于re的系统的足迹。的情节\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)随温度的变化(图;<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12R)表示其与对应的相关性\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)值。在这个样本中，没有可检测到的不可逆自旋(\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\))在螺旋相的温度附近，这意味着Dy界面的界面磁化可以忽略不计，解释了几乎消失的\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)．因此，由于AF-RE之间的弱耦合，非共线方向对\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)仍然是模糊的。

样本年代3.

的磁滞回线年代如图3所示，在+ 70 kOe (+ 7000 mT)存在的情况下，现场冷却后的正偏置。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">13l。在这里，我们可以看到下半部(上半部分)沿着低于170 K的循环的减少(增加)分支的类似移位。我们根据两个回线位移的叠加来分类磁滞回线:第一个被称为主回线，围绕0.0 Oe沿x轴。第二个被称为二次回路，它的中心沿轨道水平移动x轴，正轴和负轴。这种两个回路(主回路和次回路)的叠加在Fe/Tb中早有报道10Fe/Dy也一样7并被命名为“双滞回线”(double hysteresis loop, DHL)。作用在dhl上的交换偏置大小相等的相对偏置子系统是对称的。此外，我们发现的系统变异\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)对应于主回路位移作为温度函数的值。迟滞量的三个典型双回线特征如图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">14a-c在2 K、100 K、170 K三个不同的温度下。我们还展示了两组场冷却(正的和负的)的影响，在图中显示了回路各自的负和正交换偏置偏移。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">14d-f。

图13
图13

迟滞回线年代3.（l)在正场冷却后，不同温度下的磁滞回线随温度的变化有不同的变化。

全尺寸图像
图14
图14

迟滞回线测量年代3由于正、负场冷却。（得了)磁滞回线显示了在2 K、100 K和170 K时主要和次要回线的矫顽力(d-f)正场冷却(正偏置)和负场冷却(负偏置)绘制的环路移位图\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)值,分别。

全尺寸图像

的r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)，\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)而且\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)数值随温度的变化如图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">15A受正偏置和负偏置，分别为年代3.对于这两个现场冷却协议，r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)值永远不会归零，即使\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)数值趋向于零。的non-vanishingr \ (m_ {{\ textrm {}}} \)值是由于CoFe层的存在。这些因素都表明，该研究中不存在传统的超磁型自旋冻结(SSG型)或阻塞(SPM型)年代3，这与中观察到的情况相反年代2(无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">12q).这也符合ZFC没有任何峰值的要求年代3(图。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">10)．然而，图的插入。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">15A显示出线性的行为\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)与\ (T ^ {5} \)图跟随eq\ (^ {n} \)2．与数据的线性拟合(黑色虚线)表明至少在下面是一种超磁性类型的状态\ (T_ {{\ textrm {F}}} (0) \)= 120 K延伸到\盅(\ \)25 K。我们相信超磁性年代3，这也是由于Dy在温度范围内的螺旋自旋构型，被FM层的存在所掩盖。

图15
图15

r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)，\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)，\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)为年代3.（一个)剩余磁化r \ (m_ {{\ textrm {}}} \)，强制场\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)，交换偏置场\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)作为温度的函数。插图显示\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)与\ (T ^{\压裂{1}{2}}\)正偏置图及其线性拟合(黑色虚线)显示零场冷却(ZFC)曲线的最大值\ (T_ {{\ textrm {F}}} (0) \)= 120 k。(b)的情节\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)S表示正冷却场和负冷却场作为温度的函数。还显示了各自的垂直位移\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)正偏和负偏的值。

全尺寸图像

在无花果。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">15B我们展示。\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)而且\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)值作为一个函数温度为两套现场冷却，正和负。更高的\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)值，对于负/正偏置，在20 K以下Dy变为FM时观察到高达195±20 Oe。我们发现在250k和300k左右的正场冷却有一个小的正交换偏置，这可能是由于反铁磁界面单层重构为足够刚性的倾斜弯矩配置27或者在内部创建一个AF域墙28， RE层变得顺磁性。

最有趣的是，我们看到了四个重要的特性年代3：

  1. (我)

    在温度(25-170 K)下，即使在我们期望Dy螺旋结构发挥作用的地方，也会产生相当大的交换偏置场。

  2. (2)

    的\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)数值被视为温度的函数而振荡，直到它们在一定温度下被阻尼(\盅(\ \)250 K)。

  3. (3)

    的\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)值(正偏倚/负偏倚)并没有像预期的那样，反映出它们的正偏倚和负偏倚。

  4. (iv)

    的\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)值也不是镜像的，它们也不遵循相应的模式\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)值。

增加\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)T值\ (\ \)30k是由于Dy的铁磁相，耦合到FM层(CoFe)。T以上\通用电气(\ \)30k时，CoFe与Dy在螺旋相的交换耦合明显。的情节\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{-/+}\)随温度的变化(图;<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">15B)显示其与相应的相关性\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)值，这是相关的，因为它的螺旋或非共线自旋配置。早些时候,柱身et al。是否观察到FM (Fe)层内靠近RE (Dy)层的感应磁矩保持AF或FM相互耦合，取决于温度和外部场7．在目前的情况下，一个额外的AF耦合之间的无补偿力矩的AF (Mn\ (_ {3} \)Ir)与FM (CoFe)自旋存在于AF-FM界面。所有这些导致了系统中相互竞争的铁-反铁磁相互作用共存的复杂情况。这种竞争导致了补偿温度，在70k时确定\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)\ \ rightarrow \ ()0.因此，不是直接对应的\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)与\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)作为温度的函数，我们看到一个明显的振荡\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)，装在信封里\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)．

在非共线结构中，例如Dy，固定自旋产生于每个磁亚晶格中自旋数量的微小不平衡，这是由于自然发生的原子无序造成的26．这些固定的(未补偿的)自旋与各向异性的体积样Dy螺旋强耦合，这解释了它们的稳定性，从而导致了\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)转变。这些自旋也伴随着可逆分量，这解释了\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)．几乎是重叠的\ (H_ {{\ textrm {c}}} \)正偏值和负偏值证明可逆分量在两种情况下保持相似。螺旋度的影响表现为自旋数的一个小的统计不平衡，由\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)，用于正负偏倚。因此,\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)对于相反的偏置方向，值不重叠。偏压场的方向和强度取决于沿着螺旋的所有亚晶格磁化方向的矢量组合，这取决于无序原子的位置和跨堆栈的交换耦合程度。因此，它们的值与非共线方向或螺旋度的变化不重叠。

自旋构型的统计不平衡\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)和相应的不匹配\ (H_ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)在我们绘制图表时，可以更深入地研究作为正面和负面偏见的结果的价值观\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)= (\(\mid \delta m_{{\textrm{r}} ^{-}\mid\)-\(\mid \delta m_{{\textrm{r}}}^{+}\mid\)),\ \(δH_ {{\ textrm {eb}}} \)= (\ \(中期H_ {{\ textrm {eb}}} ^{-} \ \)中期-\ \(中期H_ {{\ textrm {eb}}} ^{+} \ \)中期)年代2,年代图3。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">16．为年代2，\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)\ \ simeq \ ()0和\ \(δH_ {{\ textrm {eb}}} \)贡献微不足道。为年代3 .然而，两者皆有\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)展示和\ \(δH_ {{\ textrm {eb}}} \)明显高于年代2和都显示在60 K左右的符号变化。这些较高的值，表明了自旋构型的改变，这是由于冷却协议导致的自旋螺旋度的改变。有人可能会注意到，我们并不期望自旋螺旋度的变化年代2，由于几乎没有任何AF-RE耦合(也在年代1，因为没有RE)，但肯定是预期在年代3(由于强的AF-FM-RE耦合)如图示意图所示。<一个d一个ta-track="click" data-track-label="link" data-track-action="figure anchor" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4">1对于两个不同的偏压方向。

图16
图16

\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)而且\ \(δH_ {{\ textrm {eb}}} \)与温度。旋转不平衡\ \(δm_ {{\ textrm {r}}} \)以及相应的偏置场不匹配\ \(δH_ {{\ textrm {eb}}} \)由各自的垂直位移得到\δm_ (\ {{\ textrm {r }}}^{+/-}\)而且\δH_ (\ {{\ textrm {eb }}}^{-/+}\)值和为正负偏置中年代2,年代3.阴影区为Dy螺旋相的温度范围。

全尺寸图像

我们认为，本文得到的结果反映了FM-RE中非常规非共线自旋结构与常规AF-FM-RE结构耦合形成的磁性结构的复杂性。尽管非重叠偏差表明，在两种冷却条件下，形成螺旋的RE亚晶格内存在自旋不平衡的差异，但使用偏振中子反射率等矢量磁测技术，基于对精确磁结构的理解，进行更定量的分析是必要的。考虑到稀土材料的非共线磁性结构，目前的工作仍停留在对测量结果的粗略定性描述上。

总结与结论

在典型的AF - fm系统中，交换偏置效应的微观来源是AF亚晶格中的少量不可逆矩\ (_ {3} \)Ir)，与共线FM (CoFe)耦合10．近年来，在各种FM-RE体系(即Fe-Tb, Fe-Dy)中也建立了强交换偏置耦合以及螺旋形式的非共线自旋构型。6，<一个d一个ta-track="click" data-track-action="reference anchor" data-track-label="link" data-test="citation-ref" aria-label="Reference 7" title="7" href="//www.scienovate.com/articles/s41598-022-26407-4" id="ref-link-section-d17506548e8015">7或RE-RE系统(即Dy-Tb)9．由于RE中螺旋形式的非共线磁子点阵，耦合FM - RE系统中的交换偏置是由RE中不可逆矩数量的微小统计不平衡引起的，导致在固定FM(在FM - RE中)或RE在FM相中(在RE - RE中)的界面上产生净场。值得注意的是，RE中的这种不平衡不能耦合到AF中的未补偿力矩，从而在AF - RE系统的界面(即Mn\ (_ {3} \)Ir-Dy)17．我们还发现在非共线或螺旋自旋调制温度范围内存在自旋冻结有序，这是由于在Mn处磁畴间相互作用受挫造成的\ (_ {3} \)Ir-Dy接口。

我们在这里演示了通过使用FM (CoFe)的干涉自旋来克服AF - re中缺乏耦合的方法，它耦合了AF (Mn)中的无补偿自旋\ (_ {3} \)Ir)和AF-FM-RE体系中RE (Dy)的非共线磁构型(Mn\ (_ {3} \)Ir-CoFe-Dy)。自旋螺旋度或非共线方向的依赖性原则上可以由相等但相反的场冷却方案引起。然而，这里提出的磁化测量对螺旋度不敏感。

利用AF-FM-RE系统内磁化曲线垂直位移的变化进一步跟踪\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)值是温度的函数。我们演示了对场冷却协议的影响\ (H_ {{\ textrm {eb}}} \)由于参与的不可逆自旋数量的统计变化很小，正场和负场偏置的不可逆自旋数量明显不同。然而，尽管存在FM层，RE层仍然存在自旋冻结样的有序。通过裁剪非共线磁自旋亚晶格的排列来控制交换偏置，这将为优化纳米级交换偏置系统提供新的途径。我们的发现不仅为稀土和铁磁体中非共线自旋结构界面交换各向异性的物理起源提供了新的见解，而且还显示了利用非共线取向作为即将到来的自旋电子器件领域的附加自由度的可能性。

方法

样品制备

采用磁控溅射(直流和射频)在三种不同成分的MgO(100)衬底上制备样品。样本年代1: [Mn\ (_ {3} \)Ir(6.0 nm)/CoFe(10.0 nm)]/TaN(2.5 nm)样品年代2: [Mn\ (_ {3} \)Ir(6.0 nm)/Dy(50.0 nm)]/TaN(2.5 nm)和样品年代3: [Mn\ (_ {3} \)红外(6.0海里)/钴铁(10.0海里)/ Dy (50.0 nm)] / TaN(2.5海里)。请注意，我们选择了50.0 nm的Dy厚度，而不是10.0 nm，因为在35 K以上，10.0 nm的Dy磁矩可以忽略不计。

底材为5\ \(\倍)5毫米\ (^ {2} \)使用前先用异丙醇清洗，然后用丙酮和乙醇超声波清洗，然后机械夹在支架上，随后加热到250度\(^ \保监会\)C在真空下沉积30分钟。目标是直径2英寸的圆盘。Dy的靶材厚度为0.25英寸(纯度为99.9%)，Co的靶材厚度为0.055英寸\ (_ {80} \)菲\ (_ {20} \)(纯度99.95%)，0.125英寸为Mn\ (_ {80} \)红外\ (_ {20} \)(纯度99.95%)和0.125英寸的TaN(纯度99.5%)。TaN和Mn\ (_ {3} \)它们被粘在一块铜底板上。在Ar气氛中预溅射1 ~ 5 min清洗靶材。沉积是在升高的衬底温度300下进行的\(^ \保监会\)C无需后期退火，实现了高质量晶体结构和光滑表面之间的妥协\ (_ {3} \)Ir和CoFe。Dy和TaN的沉积温度为室温(RT)。沉积速率是预先校准的，Mn的沉积速率约为0.03 nm/s\ (_ {3} \)Ir, CoFe为0.07 nm/s, Dy为0.07 nm/s，磁控溅射室Ar压力为4\ \(\倍)10\ (^ {3} \)Mn的毫巴\ (_ {3} \)在沉积过程中，基底压力维持在1.6\ \(\倍)10\ (^ {8} \)mbar。实际厚度随后通过测量x射线反射率得到确认，并与数据相吻合，得到各个层的厚度。样品生长具有高度的锰晶体取向(结构)\ (_ {3} \)Ir和CoFe，而Dy和TaN的多结晶性与平面内易轴选择的个别层厚度作为标准程序。

x射线衍射

x射线衍射(XRD)测量在GTIIT实验室的Rigaku SmartLab (9 kW)衍射仪上进行。

透射电子显微镜

透射电子显微镜(TEM)的样品制备使用ThermoFisher Talos F200X在电子显微镜中心(GTIIT)进行。采用Thermo Scientific Helios 5 DualBeam (SEM/FIB)系统对透射电子显微镜(TEM)样品进行了制备。采用典型的聚焦离子束(FIB)工艺制备TEM样品，并采用低电压(5 kV和2 kV)进行最终抛光，以减少离子束相关样品的非晶损伤。高分辨率TEM (HRTEM)观测使用ThermoFisher Talos F200X TEM在200kv电压下进行，图像使用200kv Ceta 16M摄像机和Velox成像软件进行记录。能量色散x射线能谱(EDS)实验在ThermoFisher Talos F200X TEM上进行。晶格不匹配的数据分析是使用ThermoFisher Scientific的Velox™用户界面生成的沿斑点的线轮廓进行的。FFT模拟是使用SingleCrystal™软件生成的。

磁力测定

使用量子设计公司(MPM)的超导量子干涉装置(SQUID)磁力计在不同温度和场下测量了传统的平面内磁化年代3)广东理工学院纳米磁与高级散射(Nam-AST)实验室(保罗实验室)，汕头。