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