Управление магнитной гистерезисом в наноструктурах через термически настраиваемое RKKY взаимодействие

Аннотация

Обсуждаются механизмы недавно продемонстрированного экс-ситу термического управления непрямым обменным связыванием в магнитных многослойных структурах для разных конструкций промежуточного слоя. Показано, что температурно-индуцированные изменения в гистерезисе намагниченности ассоциированы с разными типами конкурирующих межслойных обменных взаимодействий. Теоретический анализ указывает, что измеренная ступчатая форма и гистерезис циклов намагниченности обусловлены локальной в-плоскостной магнитной анизотропией нанокристаллитов внутри сильно ферромагнитных пленок. Сравнение эксперимента и теории используется для контрастирования механизмов коммутации намагниченности, основанных на конкуренции (i) непрямого (RKKY) и прямого (не-RKKY) межслойных обменных взаимодействий, а также (ii) непрямого ферромагнитного и непрямого антиферромагнитного (оба типа RKKY) межслойных обменных взаимодействий. Эти результаты, детализирующие богатое магнитное фазовое пространство системы, должны помочь практическому использованию RKKY для термического переключения намагниченности в магнитных многослойных структурах.

Введение

Важные открытия непрямого обменного связывания (IEC) типа Рудермана-Киттел-Касуи-Ёсида (RKKY) и гигантского магнитосопротивления породили множество новых фундаментальных физических результатов и многочисленных приложений. Открытое IEC осциллирует по величине и знаку в зависимости от разделения отдельных ферромагнитных слоев в металлическом стеке, давая либо параллельное (P), либо антипараллельное (AP) магнитные основные состояния. Это RKKY-тип взаимодействие почти не зависит от температуры и в значительной степени нечувствительно к любому другому внешнему контролю после фабрикации, что ограничивает использование эффекта. Недавние попытки усилить эффект температуры на RKKY и использовать его для управления IEC в Tb/Y/Gd и Co/Pt многослойных структурах сообщают о относительно слабом RKKY без прямого параллельно-антипараллельного (P-к-AP) термического переключения, с широкими термическими переходами (~100 К).

Мы недавно продемонстрировали новый механизм экс-ситу термического управления межслойным RKKY связыванием в магнитных многослойных структурах. Идея основана на использовании разбавленного ферромагнитного сплава с относительно низкой температурой Кюри (T_C*) вместо немарнитного промежуточного слоя между сильно ферромагнитными (FM) слоями. В исходном дизайне Cr промежуточный слой в классическом RKKY трислое Fe/Cr/Fe заменяется разбавленным сплавом Fe_xCr_{100-x} (рис. 1a, b). Когда промежуточный слой параметрический (PM) при T > T_C* (рис. 1a), трислои демонстрируют антипараллельное выравнивание моментов Fe из-за антиферромагнитного (AFM) непрямого обменного связывания (RKKY). Параллельное выравнивание обеспечивается прямым обменным связыванием, когда промежуточный слой FM (T < T_C*) (рис. 1b). При изменении температуры эти трислои демонстрируют параллельно-антипараллельное переключение намагниченности, с довольно широким переходом ~100 К из-за магнитного эффекта близости. В отличие от трислоев с однородным промежуточным слоем, трислои с неоднородными, композитными промежуточными слоями демонстрируют значительно улучшенную производительность с ширинами термо-магнитного перехода до ~10 К. Более того, настраивая свойства промежуточного слоя, можно получить либо антипараллельное (рис. 1c), либо параллельное (рис. 1e) основное состояние при T < T_C*. При нагреве выше T_C* моменты Fe меняют свое взаимное ориентирование либо в параллельное для Fe/sp1/Fe (рис. 1d), либо в антипараллельное для Fe/sp2/Fe (рис. 1f). Узкий термический переход и способность выбирать магнитный режим (P/AP) а также рабочий температурный интервал — все важные преимущества для практических последствий.

Антиферромагнитное межслойное связывание в наших многослойных структурах явно проявляется как нулевая остаточная намагниченность, отражающая антипараллельное выравнивание моментов Fe слоев. Помимо нулевой остаточной намагниченности, кривые намагниченности M(H) характеризуются ступчатым приближением к насыщению и гистерезисом при реверсе сканирования поля (рис. 2a). Би-линейная модель обменного связывания дает M(H) как линию, приближающуюся к насыщению при эффективном поле непрямого обмена, H_J. Ступчатый характер насыщения возникает из-за в-плоскостной магнитной анизотропии ферромагнитных слоев структуры, результатом в один шаг для легкоосевой анизотропии, и два последовательных шага для четырехслойной анизотропии. Однако наши углозависимые магнетометрические и ферромагнитные резонансные исследования многослойных структур не раскрывают макроскопической в-плоскостной магнитной анизотропии. Последний факт требует более комплексного анализа экспериментальных результатов, сопровождаемого модельным моделированием. В следующем таком комплексном подходе используется для контрастирования механизмов коммутации намагниченности для двух ключевых многослойных дизайнов — с однородными (рис. 1a, b) по сравнению с композитными промежуточными слоями (рис. 1c, e).

Мы указываем на важность понимания механизмов, участвующих в межслойном обмене в данной системе. Пионерская работа по RKKY в многослойных структурах и ее расширения, например, на би-квадратичный обмен, запустили крупное развитие в физике и технологиях, известной как спинтроника. RKKY в исходной форме сегодня не используется из-за отсутствия подходящего механизма коммутации, но часто играет вспомогательную роль в устройствах для, например, потокозамкнутых референсных слоев. В этой работе мы изучаем такой первичный RKKY-коммутационный механизм и, более конкретно, анализируем взаимодействие среди взаимодействий, ведущих к термическому вкл/выкл переключению RKKY, которое в свою очередь контролирует эффективность P/AP коммутации намагниченности наноструктуры. На основе этого анализа мы можем сделать выводы и рекомендации для оптимизации коммутационной производительности Кюри-RKKY наноустройств.

Методы

В этой работе анализируются две серии образцов: (1) Fe(2)/sp1(x = 30–40 at.%)/Fe(2), где sp1 = N/f/N/f/N, N = Cr(1.5), f = Fe(0.25)/Fe_xCr_{100-x}(3)/Fe(0.25) (рис. 1c), и (2) Fe(2)/sp2(x = 10–20 at.%)/Fe(2), где sp2 = N/f/N, N = Cr(d_Cr), f = Fe_xCr_{100-x}(d), d_tot = (2d_Cr + d) = 1.5 нм (рис. 1e). Дополнительно осаждены ряд референсных пленок и бислоев. Толщины в скобках в «нанометрах». Многослойные структуры осаждали при комнатной температуре на Ar предварительно травленных нелегированных Si (100) подложках с использованием dc магнетронного спуттерирования. Слои разбавленных Fe_xCr_{100-x} бинарных сплавов вариативного состава осаждали ко-спуттерированием с отдельных Fe и Cr мишеней. Дополнительные детали многослойной фабрикации можно найти в других источниках.

В-плоскостная магнитная характеристика проводилась с использованием вибрирующего образца магнитометра (VSM) с высокотемпературной печью (Lakeshore Inc.) в диапазоне температур 295–400 К, и магнитометра магнито-оптического Керра (MOKE) с оптическим криостатом (Oxford Instr.) в диапазоне 77–450 К. Дополнительно, ферромагнитный резонанс (FMR) измерения проводились при комнатной температуре с использованием X-диапазонного спектрометра Bruker ELEXYS E500 с автоматическим гониометром для измерения в-плоскостной угловой зависимости магнитных резонансных спектров.

Результаты и обсуждение

Феноменология непрямого обменного связывания

Феноменологическая магнитостатическая модель, используемая для моделирования кривых намагниченности для трислоя F1/NM/F2, где F1 и F2 — ферромагнитные слои, а NM — немарнитный промежуточный слой, имеет следующие предположения. Во-первых, магнитное поле приложено в плоскости пленок, что соответствует нашему эксперименту и упрощает расчеты. Во-вторых, отдельные зерна в поликристаллических пленках характеризуются двуслойной в-плоскостной анизотропией с легкими осями, равномерно распределенными по всем в-плоскостным углам (пленки осаждались при в-плоскостном вращении). Эти предположения разумны для изучаемой системы и дали лучшее соответствие измеренным M(H) данным при различных температурах, как обсуждается ниже.

Свободная энергия плотности для нашей системы F1/NM/F2 может быть записана как

$$ {\displaystyle \begin{array}{c}U={U}_{\mathbf{H}}+{U}_{\mathrm{a}}+{U}_J=\\ {}=- MH\left[\cos \left({\varphi}_1-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)+\cos \left({\varphi}_2-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\right]-\left(1/2M{H}_{\mathrm{a}1}{\cos}^2{\varphi}_1+1/2M{H}_{\mathrm{a}2}{\cos}^2{\varphi}_2\right)+\\ {}+1/2M{H}_J\cos \left({\varphi}_1-{\varphi}_2\right),\end{array}} $$ (1)

где U_H, U_a и U_J — соответственно энергия Зеемана FM слоев в поле H = (H, φ_H), унияксиальная анизотропийная энергия и энергия межслойного связывания би-линейного типа. Магнитные моменты FM слоев, M₁ = (M, φ₁) и M₂ = (M, φ₂), имеют одинаковую величину, как иллюстрировано на рис. 2c. H_a1,2 и H_J — эффективные поля унияксиальной (двуслойной) анизотропии и би-линейного межслойного связывания соответственно. Переход к угловым переменным φ_m = (φ₁ + φ₂)/2 и φ_d = (φ₁ − φ₂) упрощает выражение для магнитной свободной энергии системы до

$$ {\displaystyle \begin{array}{l}U=-2 MH\cos \left({\varphi}_{\mathrm{m}}-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\cos \left({\varphi}_{\mathrm{d}}/2\right)-1/2M\Big[{H}_{\mathrm{a}1}{\cos}^2\left({\varphi}_{\mathrm{m}}+\delta /2\right)\\ {}\operatorname{}+{H}_{\mathrm{a}2}{\cos}^2\left({\varphi}_{\mathrm{m}}-\delta /2\right)\Big]+1/2M{H}_J\cos {\varphi}_{\mathrm{d}}.\end{array}} $$ (2)

В следующих симуляциях кривые намагниченности, M(H), получаются путем нахождения параметров φ_m и φ_d, соответствующих минимуму U в (2) для заданных φ_H, H_1a, H_2a и H_J, согласно

$$ M/{M}_{\mathrm{s}}=\left[\cos \left({\varphi}_1-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)+\cos \left({\varphi}_2-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\right]/2=\cos \left({\varphi}_{\mathrm{m}}-{\varphi}_{\mathbf{H}}\right)\cos \left({\varphi}_{\mathrm{d}}/2\right). $$ (3)

Коэрцитивность намагниченности

Измеренные M(H) для структур с AFM обменным связыванием имеют ступчатую форму с хорошо определенной коэрцитивностью для реверсивного сканирования поля (рис. 3a). Вышеуказанная феноменологическая модель используется для анализа как магнитных свойств ферромагнитных слоев Fe(2 нм), так и термически индуцированного магнитного перехода в композитных промежуточных слоях, который медиации межслойное связывание.

Эпитаксиальные (100) Fe-базированные многослойные структуры, выращенные на однонакристаллических подложках, обычно характеризуются четырехслойной в-плоскостной магнитной анизотропией, в то время как подложки другой текстуры [например, (211)] могут давать двуслойную анизотропию. Главное различие в M(H) между двумя случаями — в наличии двух характерных ступеней в M vs. H когда анизотропия четырехслойная и только одной M-H ступени когда она двуслойная. Наши VSM и FMR исследования референсных Fe(2 нм) пленок и Fe/Cr/Fe трислоев (данные не показаны) не выявили никакой значимой в-плоскостной угловой зависимости в гистерезисных петлях или резонансных спектрах, что привело нас к выводу, что макроскопической в-плоскостной магнитной анизотропии практически нет. С другой стороны, числовой анализ, описанный выше, заключает, что измеренные одностufenные M(H) петли для RKKY-связанных Fe/Cr/Fe трислоев должны быть обусловлены двуслойной магнитной анизотропией на масштабе отдельных кристаллитов, формирующих поликристаллические пленки. Равномерное угловое распределение локальных анизотропийных легких осей в плоскости пленки может результатировать из осаждения на вращающихся подложках в случае наших образцов. Такой паттерн магнитной анизотропии может быть объяснен в терминах поликристаллической природы наших спуттерированных многослойных структур и в-плоскостных деформаций между нанокристаллическими зернами.

M(H) кривые для моделируемой системы F1/NM/F2, смоделированные для разных сил AFM межслойного обменного связывания (эффективное поле H_J) и показанные на рис. 3b, демонстрируют все ключевые черты, найденные в экспериментальных кривых (рис. 3a). M(H) для Fe/sp1(x = 35 at.%)/Fe претерпевает значительные изменения с повышением температуры. Изменения обусловлены ослаблением межслойного связывания, что можно напрямую сравнить со смоделированными M(H) на рис. 3b. Все изменения, увиденные в экспериментальных M(H) данных, включая усиление коэрцитивности при ослаблении межслойного связывания, очень хорошо коррелируют со смоделированным поведением, валидируя модель. Следует отметить, что расчеты модели выполняются без учета прямого эффекта температуры (только через эффективно уменьшенное H_J), который должен снижать магнитную коэрцитивность отдельных слоев. Это вероятная причина несколько меньшей коэрцитивности в эксперименте.

Смоделированные M(H) кривые, показанные на рис. 3b, получены усреднением M(H), рассчитанных для разных углов φ_H между внешним полем H и легкой осью унияксиальной магнитной анизотропии. Рисунок 3c показывает кривые для выбранных углов φ_H для случая H_J/H_a^av = 2. Здесь H_a^av = (H_a1 + H_a2)/2, где H_a1 и H_a2 — эффективные поля в-плоскостной унияксиальной анизотропии, действующие в F1 и F2 слоях соответственно. Отношение H_a1/H_a2 = 0,7, использованное в расчетах, соответствует экспериментально полученному значению (рис. 2b). Ступчатая форма и коэрцитивность хорошо определены для φ_H < 60°. Как упоминалось выше, дополнительные VSM и FMR исследования референсных Fe(2 нм) пленок и Fe/Cr/Fe трислоев не выявили никакой значимой в-плоскостной угловой зависимости в гистерезисных петлях или резонансных спектрах. Поскольку VSM и FMR измеряют интегральные свойства образцов, мы заключаем, что макроскопической в-плоскостной магнитной анизотропии практически нет. С другой стороны, наблюдаемая коэрцитивность может быть атрибутирована только в-плоскостной магнитной анизотропии. Кроме того, форма экспериментальных M(H) кривых ближе к рассчитанным кривым, полученным усреднением, чем к любой индивидуальной кривой для выбранного φ_H. Поэтому, учитывая поликристаллическую природу наших спуттерированных многослойных структур, можно заключить, что Fe(2 нм) слои имеют равномерное угловое распределение локальных анизотропийных легких осей в плоскости пленки.

Рисунок 3d иллюстрирует, как энергия U(φ_m, φ_d) уравнения 2 меняется в ответ на H. Мы снова берем H_J/H_a^av = 2 и φ_H = 15°, что соответствует второй кривой на панели (c). Сплошная толстая линия на рис. 3d прослеживает путь, соединяющий энергетические минимумы для разных φ_m (φ_d). Локальные энергетические минимумы хорошо определены внутри этого пути минимумов. Минимум при низком поле соответствует антипараллельной ориентации моментов Fe (φ_m ≈ 90°, φ_d ≈ 180°). С увеличением H второй локальный энергетический минимум появляется и углубляется, в то время как первый минимум становится менее глубоким и в конечном счете исчезает. Это одноминимальное состояние соответствует параллельной ориентации моментов Fe (φ_m ≈ φ_H, φ_d ≈ 0°). При последующем уменьшении H система изначально находится во втором минимуме (параллельное магнитное состояние) до его исчезновения при более низком H, и система заканчивается в первом энергетическом минимуме (антипараллельное состояние).

Конкуренция между прямым и непрямым обменным связыванием: температурная зависимость магнитной коэрцитивности

В то время как первая серия трислоев Fe/sp1/Fe демонстрирует термически индуцированный переход из низкотемпературного AFM межслойного связывания в высокотемпературное развязанное состояние, вторая серия показывает переход из низкотемпературного FM в высокотемпературное AFM связывание. Для FM-к-AFM термического перехода во втором случае не требуется внешнее магнитное поле, и коммутация намагниченности полностью реверсибельна — ключевое преимущество для приложений.

Используя модель, валидированную через вышеуказанный анализ первой серии образцов, мы далее фокусируемся на исследовании конкуренции между прямым и непрямым межслойным обменным связыванием в Fe/sp2*(x)/Fe, с однородными промежуточными слоями типа sp2* = Fe_xCr_{100-x}(1.5 нм) и композитными промежуточными слоями типа sp2* = Cr(d_Cr)/Fe_xCr_{100-x}(d)/Cr(d_Cr), d + d_Cr = 1.5 нм (sp2* — производная от фиксированной по толщине промежуточного слоя sp2 = Cr(0.4)/Fe_15Cr_85(0.7)/Cr(0.4) второй серии). Рисунок 4 сравнивает экспериментальные M(H) петли для структур с sp2 = Cr(0.4)/Fe_15Cr_85(0.7)/Cr(0.4) [панель (a)] и соответствующие смоделированные M(H) кривые с H_J подобранными для наилучшего соответствия эксперименту. Первое замечание — высокая похожесть между рассчитанными петлями и измеренными, со всеми ключевыми чертами воспроизведенными. Второе, эксперимент показывает температурно-индуцированный переход от FM межслойного связывания [низкотемпературная одиночная петля на рис. 4a] к AFM связыванию [высокотемпературная петля с нулевой остаточной намагниченностью на рис. 4a]. Вариация формы смоделированных петлей для различных значений эффективного поля связывания H_J (рис. 4b) дополнительно подтверждает валидность выбранного феноменологического описания. То же, что и в предыдущем разделе, H_a1/H_a2 = 0,7 использовалось в симуляциях. Следует отметить, что, хотя не в данном случае, ступчатая форма M(H), считаемая обусловленной AFM межслойным связыванием (например, петли при 300 К и H_J = 0,5 H_a^av) может в принципе быть вызвана разными коэрцитивными полями в F1 и F2 в отсутствии межслойного связывания (H_J = 0). Сильное FM межслойное связывание, однако, всегда дает одиночную M(H) петлю.

Коэрцитивность частичных петель (H_c^part) имеет выраженную температурную зависимость для всех образцов и почти линейно возрастает с уменьшением температуры. Рисунок 5a показывает температурную зависимость коэрцитивного поля, определенного как разница между полями двух пиков на производной намагниченности, dM/dH vs H. Серия с x = 15% содержит образцы с разной толщиной слоев, составляющих промежуточный слой: d (d_Cr) = 3 (6), 7 (4), 9 (3), 11 (2), 15 (0) Å. Последний образец [d (d_Cr) = 15 (0) Å] — трислой с однородным промежуточным слоем Fe_15Cr_85 (1.5 нм). Образцы с d ≤ 7 Å (d_Cr ≥ 4 Å) показывают монотонное увеличение H_c^part с уменьшением температуры. Коэрцитивность образцов с меньшими d_Cr (< 4 Å) начинает отклоняться от этого наклона прямо ниже температуры перехода. Высокотемпературная часть H_c^part(T) однако находится на общей линейной тенденции [показана толстой красной линией на рис. 5a]. Этот линейный наклон в коэрцитивном поле против температуры ассоциирован в основном с изменением внутренней коэрцитивности внешних Fe(2 нм) слоев.

В нашей предыдущей работе структуры с толщиной промежуточного слоя d ≤ 7 Å (d_Cr ≥ 4 Å) показали наиболее острый термо-магнитный переключатель. Мы тогда предположили, что причиной такого сужения магнитного перехода было отключение прямого обменного канала между внешними Fe слоями. С другой стороны, зависимость H_c^part* vs T (рис. 5b), полученная нормированием H_c^part(T) к наклонному фону внутренней коэрцитивности, показывает заметное отрицательное отклонение только для структур с тонкими Cr промежуточными слоями (d_Cr < 4 Å) и практически никакого отклонения для d_Cr ≥ 4 Å. Зависимость для x = 20%, d_Cr = 4 Å показана для сравнения, потому что переход для x = 15%, d_Cr = 4 Å (T_C* ≈ 140 К) близок к низшей измеренной температуре. Отсутствие отрицательного отклонения на H_c^part* vs T для структур с d_Cr ≥ 4 Å может служить дополнительным подтверждением того, что прямой межслойный обмен полностью подавлен.

Для разделения и анализа части зависимости H_c^part(T), которая движена изменениями силы и знака межслойного связывания (H_J), коэрцитивность смоделированных M(H) нанесена против H_J на рис. 5c. Таким образом, полученная H_c^sim vs T зависит от отношения между эффективными анизотропными полями F1 и F2 слоев, H_a1/H_a2. Чем больше отклонение H_a1/H_a2 от единицы, тем глубже минимум и больше его смещение от нулевого поля на FM стороне диаграммы (H_J < 0). Когда анизотропные поля равны (H_a1/H_a2 = 1), минимум отсутствует. Это поведение похоже на разницу между H_c^part*(T) для структур с однородными и композитными промежуточными слоями с большими d_Cr (≥ 4 нм) [синие и черные кривые на рис. 5b соответственно]. Это указывает на то, что эти два типа промежуточных слоев передают межслойное связывание между двумя внешними Fe слоями по-разному. В однородном промежуточном слое прямой FM обмен конкурирует с непрямым AFM обменом, при некоторой температуре компенсируя его так, что H_J = 0. Этот случай хорошо описывается нашей моделью, где F1 и F2 слои имеют разные анизотропные поля [синяя кривая на рис. 5c]. В противоположность, Fe слои в структуре с композитным промежуточным слоем FM-связаны при низкой температуре последовательно через Fe/Cr/FeCr и FeCr/Cr/Fe, с внутренним FeCr слоем промежуточного слоя в FM состоянии. Поскольку этот FeCr слой действует как дополнительная обменная связь, промежуточный слой передает обмен таким образом, чтобы эффективно уравнять коэрцитивность внешних Fe слоев [черная кривая на рис. 5c]. Когда FeCr слой находится в своем параметрическом состоянии, система ведет себя похоже на ту с однородным промежуточным слоем [высокотемпературная часть зависимости H_c^part* vs T на рис. 5b и AFM сторона H_c^sim vs T (H_J > 0) на рис. 5c].

Заключение

В резюме, мы описали и сравнили два механизма температурно-индуцированной коммутации намагниченности в многослойных структурах с разными типами межслойных обменных связывающих промежуточных слоев. Коммутационные механизмы отражают конкуренцию либо прямого и непрямого обменного связывания через однородный промежуточный слой, либо полностью непрямого обменного связывания ферромагнитного и антиферромагнитного типов (оба RKKY типа) через композитный промежуточный слой. Ключевым элементом дизайна промежуточного слоя является слабо магнитный разбавленный сплав, Кюриевский переход которого трансформируется в P-AP коммутацию намагниченности в структуре. Наши измеренные данные, поддержанные детальными теоретическими симуляциями магнитной гистерезиса в многослойной структуре, объясняются как обусловленные нанозернами унияксиальной магнитной анизотропии с их легкими осями, равномерно распределенными в плоскости внешних ферромагнитных слоев. Температурная зависимость магнитной коэрцитивности в области магнитного перехода имеет разную форму для разных дизайнов промежуточных слоев. Специфическое поведение для структуры с композитным промежуточным слоем найдено как результат подавленного прямого межслойного обменного канала, так что соответствующий P-AP коммутационный механизм является конкуренцией непрямого ферромагнитного и непрямого антиферромагнитного (оба типа RKKY) обмена.

Мы таким образом показали, что прерванный канал прямого межслойного обмена внутри промежуточного слоя коррелирует с более острым термо-магнитным переходом. Мы также показали, что термически движимая конкуренция чисто непрямого межслойного обмена, ферромагнитного RKKY против антиферромагнитного RKKY, где эффект близости в промежуточном слое вне действия, приводит к еще лучшей коммутационной производительности. Эти результаты должны быть важны для устройственных приложений Кюри-RKKY наноструктур в спин-термо-электронных устройствах.

Аббревиатуры

AFM:

Антиферромагнитный

AP:

Антипараллельный

FM:

Ферромагнитный

FMR:

Ферромагнитный резонанс

IEC:

Непрямое обменное связывание

MOKE:

Магнито-оптический эффект Керра

NM:

Немарнитный

P:

Параллельный

PM:

Парамагнитный

RKKY:

Рудерман-Киттел-Касуи-Ёсида

VSM:

Вибрирующий образец магнитометр