Sliding motion and adhesion control through magnetic domamins

47 %
53 %
Information about Sliding motion and adhesion control through magnetic domamins

Published on January 5, 2017

Author: AndreaBenassi3


1. A.  Benassi   Sliding  mo*on  and  Adhesion  control   through  magne*c  domains     EMPA  Materials  Science  &  Technology,  Zürich  (Switzerland)   SINERGIA  project  CRSII2  136287/1        

2. Micro  and  nano  scale  fric*on  control   Geometrical  control   exploi=ng  the  surface  geometry  and    interac=on  poten=al  periodicity       •  Superlubricity   •  Commensurability   •  Nano  paDerning   Chemical  control   exploi=ng  chemical  reac=on  and  molecular  proper=es       •  Coa=ng  and  surface  func=onaliza=on   •  Lubricant  design   •  Ionic  liquids  based  lubrica=on   Dynamical  control   ac=ng  on  the  system  with  an   external  parameter     •  Mechanical  vibra=ons   •  Suppressing/promo=ng  a  phase  transi=on   •  Termolubricity     Lantz  et  al.  Nat.  Nanotech.  4  586  (2009)   Socoliuc  et  al.    Science  313    207  (2006)   Benassi  et  al.  PRL  106  256102  (2011)     Urbakh  et  al.  Nature  430  525  (2004)…   Dienwiebel  et  al.  PRL  92  126101  (2004)   Park  et  al.    Science  309  1354  (2005)   CoJn-­‐Bizonne  et  al.  Nat.  Mater.  2  237  (2003)   …   Perkin,  Mistura,  Drummond,   Bennewitz,  Spencer,  Szlufarska   talks  

3. Magne*c  domains  and  sliding  mo*on   New  ways  of  actua=ng  and  controlling  mo=on  in  MEMS   If  we  coat  two  nearby  bodies  with  ferromagne=c  films,   below  the  Curie  temperature  magne=c  domains  will   appear   Magne=c  domains  behave  like  micro-­‐scale  magnets   and  they  will  interact  via  magne=c  field     The  magne=c  domain  paDern  can  be  controlled  with  a   magne=c  field  crea=ng  disordered,  ordered  and  even   periodic  structures     If  the  magne=c  interac=on  is  strong  enough  we  can   thus  control  sliding  and  adhesion  dynamically  and   reversibly  by  a  magne=c  field.             Domains   can   be   ordered   into   periodic   paDerns   mimicking   the   atomic   periodicity   at   the   nanoscale.     Similar  aDempts  of  crea=ng  a  mesoscale  fric=on   lab   have   been   recently   proposed   exploi=ng   ion   traps  and  colloidal  suspensions.     Benassi  et  al.  Nat.  Comm.  2  236  (2011)     Mandelli  et  al.  PRB  87  195418  (2013)  (see  POSTER)   Bohlein  et  al.  Nat.  Mater.  11  126  (2012)     Vanossi  et  al.  PNAS  109  16429  (2012)  (see  POSTER)  

4. Why  magne*c  domains?   The  domain  width  ranges  over  many  order  of  magnitude  depending  on  the  film  thickness:   The  domain  shape  can  be  controlled  very  easily  applying  an  external  magne=c  field  perpendicular  to  the  film  surface,  maze   paDerns  can  be  formed  as  well  as  bubble  laQces:   2  µm   t  =  23  nm   60  µm   t  =  9  nm   110  µm   t  =  12  nm  

5. Why  magne*c  domains?   Maze-­‐like  domains  can  be  ordered  in  metastable  periodic  structures  like  stripes  whose  width  can  be  controlled  by  a  field   parallel  to  the  film  surface:   Defects,  impuri=es  and  inhomogenei=es  act  as  pinning  sites  for  the  domains,  determining  the  domain  mobility.   The  density  of  inhomogenei=s  can  be  controlled  changing  the  film  growing  condi=ons:     thickness   deposi=on  rate  

6. Modeling  the  magne*za*on  dynamics   Our  Simplified  scalar  model:   •  Less  accurate  than  Micro-­‐Magne=c  simula=ons   •  Allows  to  treat  large  system  sizes  (few  µm2  up  to  hundreds  of  µm2)   •  Quan=ta=ve  agreement  with  experiments     •  Ad-­‐hoc  for  perpendicular  anisotropy  ferromagne=c  films     E.  Jagla  PRB  72  094406  (2005)            E.  Jagla  PRB  70  046204  (2004)     A.  Benassi  et  al.  PRB  84  214441  (2011)   p hKuiA p A/hKuiDomain  width   Wall  thickness   Boundaries  and  mobility   ⌘ The  Landau-­‐Lifshtz-­‐Gilbert  equa=on  contains  3  material  parameters:     •  Anisotropy  constant  Ku   •  Exchange  s=ffness  A   •  Anisotropy  and  inhomogenei=es  strength  η They  set  all  the  domain  proper=es  (size,  walls,  regularity,  mobility…)

7. Modeling  the  magne*za*on  dynamics   Our  Simplified  scalar  model:   •  Less  accurate  than  Micro-­‐Magne=c  simula=ons   •  Allows  to  treat  large  system  sizes  (few  µm2  up  to  hundreds  of  µm2)   •  Quan=ta=ve  agreement  with  experiments     •  Ad-­‐hoc  for  perpendicular  anisotropy  ferromagne=c  films     E.  Jagla  PRB  72  094406  (2005)            E.  Jagla  PRB  70  046204  (2004)     A.  Benassi  et  al.  PRB  84  214441  (2011)   Each  dipole  moment  associated  to  the  infinitesimal  volume  elements  experiences  a  magne=c  field  due  to  the  rest  of  the   medium,  its  precession  mo=on  is  described  by  a  Landau-­‐Lifshitz-­‐Gilbert  equa=on:                           The  local  field  is  determined  by  the  Hamiltonian  containing  the  material  proper=es  and  the  physics  of  the  medium.   ⇤m ⇤t = 1 + ⇥2 m ⇥  B + ⇥ ✓ m ⇥ B ◆ B = 1 Ms H[m] m + Q(R, t) hQ(R, t)i = 0 hQ(R, t)Q(R0 , t0 )i = ⇥(t t0 )⇥(R R0 )2KBT⇤/Ms Bm precession  term   Bm damping  term   dissipa=on  by   microscopic   degrees  of  freedom     Bm stochas=c  term   thermal  fluctua=ons  

8. Modeling  the  magne*za*on  dynamics   Our  Simplified  scalar  model:   •  Less  accurate  than  Micro-­‐Magne=c  simula=ons   •  Allows  to  treat  large  system  sizes  (few  µm2  up  to  hundreds  of  µm2)   •  Quan=ta=ve  agreement  with  experiments     •  Ad-­‐hoc  for  perpendicular  anisotropy  ferromagne=c  films     External   field:   uniform   but  =me  dependent     Anisotropy  energy:   1)   Energy   gain   if   the   dipole   is   aligned  to  the  easy-­‐axis.     2)   Its   fluctua=ons   around   an   average   value   provides   strong   pinning   points   for   the   domain   walls.   Ku(R) = hKui(1 P(x, y)) Exchange  energy:   It   represents   the   energy   cost   for   the  magne=za=on  misalignment  in   the  walls             We  do  not  have  real  Block  or  Neel   walls,  just  their  projec=on  along  z.       Stray  field  energy:   Interac=on   energy   of   a   dipole   moment   field   with   the   rest   of   the  medium             This   is   a   non   local   term   to   be   treated  in  reciprocal  space   H = Z d3 R  Ku(R) m2 2 + A 2 (⇥Rm)2 + µ0M2 s d 8 Z d2 R0 m(R0 )m(R) |R R0|3 µ0Msm(Hext HUCS(R))= Z d3 R  Ku(R) m2 2 + A 2 (⇥Rm)2 + µ0M2 s d 8 Z d2 R0 m(R0 )m(R) |R R0|3 µ0Msm(Hext HUCS(R))

9. Modeling  the  film-­‐film  interac*on   Two  interac*ng  films:     •  The  domains  feel  the  presence  of  the  other  film  through   a  new  magne=c  field  and  they  can  mutually  modify  their   shape     •  The  boDom  film  exert  a  force  on  the  upper  one,  i.e.  to   the  slider   •  The  slider  is  driven  at  constant  velocity  through  a  spring.   Whit   2   LLG   equa=ons   +   one   Newton’s   equa=on   we   can   simultaneously   simulate   the   slider   mo=on   and   the   dynamics  of  the  magne=c  domains  and  study  how  the  influence  each  other         The   work   done   by   the   driving   force   is   dissipated   exci=ng   the   microscopic   degrees   of   freedom,   i.e.   phonons,   magnons  and  eddy  currents.  Dissipa=on  is  included  in  the  model  through  a  viscous  damping  term  in  the  domains   equa=ons  (Gilbert  damping)       For  the  moment  we  use  the  same  thickness  and  the  same  material  for  both  the  films  and  we  drive  the  slider  at   constant  height  d.  

10. S*ck-­‐slip  dynamics   Orien=ng   the   domains   into   parallel   stripes   we   can   obtain   a   periodic   magne=c   field   resul=ng   in   a   periodic   effec=ve   interac=on  poten=al  between  the  two  films.         With  an  effec=ve  periodic  poten=al  we  can  reach  a  s=ck-­‐slip  regime  if  we  drive  the  system  perpendicularly  to  the  stripe   direc=on.     N   N   S   S   N   S  S   N  

11. Controlling  magne*c  fric*on   -­‐  When  a  ferromagne=c  film  has  uniform  magne=za=on   it   behaves   like   a   plane   capacitor:   the   inner   field   is   constant,  the  outer  field  is  0.  No  domains,  no  field  à   zero  fric=on!     -­‐   Sliding   parallel   to   the   stripes   the   fric=on   force   is   almost   zero   except   when   the   stripes   brake.   Very   anisotropic  response!       -­‐  Changing  the  homogeneity  of  the  sample  the  fric=on   does  not  change  that  much.  S=ck-­‐slip  is  independent  of   the  regularity  and  perfect  periodicity  of  the  stripes:   top  film   boDom  film   sliding  direc=on  

12. Controlling  magne*c  fric*on   E(Hext=0)   E  >  E(Hext=0)   Hext  

13. Magne*c  fric*on  and  domain  proper*es   The  magne=c  fric=on  is  also  sensi=ve  to  the  material  proper=es  and  growing  condi=ons:       Larger  domain  width  results  in  a  larger  fric=on  force,  this  is   not  always  true:                 •  larger  domains  à  smaller  repulsion     •  larger  domains  à  less  interac=ng  wall  per  unit  area     a  non  monotonic  behavior  rises,  and  depends  on  the  film   separa=on  d.   Thinner   domain   walls   give   rise   to   a   larger   fric=on   force,   the  force  between  the  films  goes  as  the  field  deriva=ve:                       The   stripes   break   down   when   their   width   is   comparable   with   the   domain   wall   thickness.   Thinner   walls   resist   to   higher  external  field  before  breaking  down.   -1 +1mU x HU x F -1 +1mU x HU x F

14. Playing  with  commensurability   Non  trivial  behaviors  can  arise  from  the  domain  relaxa=on  that  can  some=mes  reduce  the  incommensurablity.     S=ll  under  inves=ga=on…    

15. Controlling  magne*c  adhesion   When  the  two  films  are  kept  in  close  contact  their  interac=on  is  so  strong  that  the  domain  paDern  on  both  of  them  is   exactly  the  same.         The  adhesion  force  is  propor=onal  to  the  total  domain  wall  length  (domain  perimeter)  per  unit  area.       Changing  the  domain  morphology  with  an  external  field  we  can  control  the  adhesion  between  the  plates!  

16. Magnet  fric*on  and  film  separa*on   mixed  state   pure  sliding  domain  plas=city   pure  s=ck-­‐slip   Decreasing  the  separa=on  between  films  makes  the  domain  interac=on     Stronger,  this  results  in  a  variety  of  non  trivial  sliding  regimes:                         At  fixed  driving  condi=ons  and  material  proper=es,  a  “phase  diagram”   of  the  different  regimes  can  be  drown:  

17. Possible  experimental  setups   Several  geometries  and  devices  can  be  exploited  to  measure  the  magne=c  contribu=on  of   fric=on…   non-­‐contact  AFM  with   colloidal  probe  =p   contact  AFM  or  MFT   spacing     layer   planar  geometry   non  magne=c  coa=ng   when  in  contact…   Ftot = Fk mag + Fmec = = Fk mag + µ(F? mag + L + A) L = vertical load A = Adhesion force F? mag ' Fk mag µ 0.8 ÷ 0.002 Fmag and A / plate area with:  Wang  et  al.     Experiment.  Mech.  47  123  (2007)   Tang  et  al.  Rev.  Sci.  Instrum.   84  013702  (2013)   Forces  à  1  nN  ÷  10  µN   Periodicty  à  50  nm  ÷  10  µm  

Add a comment