熱における光学力 | プラスチックベアリング株式会社

Scientific Reports volume 13、記事番号: 8451 (2023) この記事を引用

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熱支援磁気記録技術における主な課題は、ニアフィールドトランスデューサ上にスミアと呼ばれる汚染物質が蓄積することです。この論文では、スミアの形成における電場勾配から生じる光学力の役割を調査します。まず、適切な理論的近似に基づいて、この力を空気抵抗と、2 つのスミアナノ粒子形状のヘッドとディスクの界面における熱泳動力と比較します。次に、関連するパラメータ空間に対する力場の感度を評価します。私たちは、スミアナノ粒子の屈折率、形状、体積が光学力に大きな影響を与えることを発見しました。さらに、私たちのシミュレーションでは、間隔や他の汚染物質の存在などの界面の状態も力の大きさに影響を与えることが明らかになりました。

従来のディスクドライブ記録技術における記録密度は超常磁性の限界に近づいていますが、データストレージに対する需要はこれまで以上に高まっています。熱アシスト磁気記録 (HAMR) は、この増大する需要を満たす最先端の技術です1。 HAMRでは、近接場トランスデューサ（NFT）が導波路を介してレーザーで照射されます（図1a）。これにより、局在表面プラズモンの励起により、その頂点に強力な近接場光が生成されます2。この表面プラズモンは、FePt ベースのメディアをキュリー温度 (\(> 800\) K) まで加熱して書き込み操作を実行するために使用されます。このプロセスでは、数十気圧の圧力下で、ヘッドとディスクの平均間隔は \(<10\) nm になります。温度場の勾配は \(10^9 \) K/m3 を超え、電場の大きさは \(5 \times 10 の勾配で約 \(7 \times 10^{7} \) V/m4 になります。 ^{16} \) V/m\(^2\)。これらの極端な条件は、スメアとして知られる汚染がヘッドに蓄積する道を開きます 5、6、7 (図 1b)。スメアは HAMR ドライブの信頼性を制限する重要な要素の 1 つであるため、スメアの基本を理解することが重要です。複数の研究が、スミアの形成を促進する温度関連のメカニズムに焦点を当ててきました8、9、10、11。しかし、私たちの知る限り、電界勾配とそのトラップ電位の影響を考慮した研究はまだありません。

アーサー・アシュキン 12 は、独創的な研究で、集束されたレーザービームが光学的な力によって微小な粒子を捕捉できることを示しました。この力が光ピンセットの基礎となります。さらに、過去数十年で、この理論は、表面プラズモンポラリトン（SPP）と局在表面プラズモン共鳴（LSPR）を利用するプラズモニックピンセット13を介して光の回折限界を突破するように拡張されました。 NFT 上の表面プラズモンとそれを横切る大きな電場勾配により、ヘッドとディスクの界面はスミア粒子を捕捉するプラズモンピンセットとして機能します。この研究では、この電場勾配がスミア形成に及ぼす影響を調べます。適切な理論的仮定を使用して、光学力、抵抗力、熱泳動力を定量化します。次に、球形と楕円体のナノ粒子についてこれらの力の大きさを比較して、光トラップの相対的な重要性を示します。この結果は、スミアの形成に影響を与える可能性のある光トラップの存在を示唆しています。関連するパラメータ空間の感度分析により、スメアナノ粒子の特性と形状が光学力に大きく影響することが示唆されています。さらに、ヘッドとディスクの境界面の間隔が狭くなり、異物が存在すると、スミア形成の光学的力メカニズムが促進される可能性があることがわかりました。最後に、結果を要約し、HAMR ヘッド/ディスクインターフェイスの設計に役立つ結論を導き出します。

(a) HAMR ヘッドディスクアセンブリの概略図 (縮尺は一定ではありません)。頭部に対して 2 つの方向も示されています。ダウントラック方向はディスクの円周方向に沿っており、垂直方向はそれに垂直である。クロストラック方向はヘッドの幅に沿って、回路図の平面内にあります (b) HAMR 書き込み後のヘッド上のスミアの実験画像 5。

まず、基本的なスミア単位が粒子であると仮定します。これにより、ヘッドとディスクの境界面の特定の位置で粒子が受ける力場を調査する際の解析が簡素化されます。粒子にかかる平均電磁力は、粒子を包み込む閉じた表面の電場と磁場によって決まります14。粒子にかかる力は次のように記述できます。

ここで \(\varvec{E}\) と \(\varvec{H}\) はそれぞれ電場と磁場です。 \( \mu \) と \(\varepsilon \) は、それぞれ周囲の媒体の比透磁率と比誘電率です。 \(\varvec{T}\) はマクスウェルの応力テンソル、\(\varvec{n}\) は積分面積 ds に垂直な単位法線です。積分は粒子を囲む表面上にあります。この方程式を解くと、力の 2 つの成分が得られます。 1 つは散乱力、もう 1 つは光学力です14。前者は、面内 k ベクトルに沿って (つまり、伝播方向に沿って) 指します。放射圧とも呼ばれます。対照的に、光学力は電場勾配ベクトルに沿っており、光/プラズモンピンセット効果の原因となります。

マクスウェルの応力テンソルの計算とその後の積分は実装が非常に難しく、長時間の計算が必要です。したがって、適切な近似を使用して閉形式の方程式を導き出します。粒子サイズが光の波長より十分に小さい場合、双極子またはレイリー近似が適用されます。粒子は、外部電場に作用する点双極子として近似されます。この仮定の下での散乱力と光学力は次の式で与えられます 14,15:

ここで、\(n_m\)、I、\({\hat{z}}\) は、それぞれ周囲の媒質の屈折率、光の強度、伝播方向です。 \(C_{pr}\) は次の式で与えられる放射圧力の断面積です。

\(\varvec{p}\) は次の式で与えられる分極です。

ここで、r は粒子の半径、\(\varepsilon \)、\(\varepsilon _m\) は粒子と周囲の媒体の比誘電率です。 \(\varepsilon _0\) は真空の誘電率です。 c と k はそれぞれ光の速度と波数です。したがって、粒子にかかる力は次のように書くことができます。

ここで、 \( I = \frac{1}{2} c \varepsilon _0 n_m | \varvec{E}^2|\) は光の強度です。光学力は \(r^3\) に比例し、散乱力は \(r^6\) に比例するため、 \(r\ll 1\) の場合、 \(\varvec{F}_{散乱} \ll \varvec{F}_{光学}\)。したがって、このレポートの残りの部分では散乱効果を無視します。

NFT付近のヘッド/ディスク界面は、ヘッド表面に沿って数十ナノメートル、ヘッド/ディスク界面の垂直方向では10nm未満に及びます。薄い構造はこの隙間にうまく収まります。フレーク状の構造は、非常に高いアスペクト比を持つ楕円体として近似できます。 Gans16、17、18 は、次のような楕円体粒子の修正偏光を開発しました。

ここで、 \(r_i\) と \(L_i\) はそれぞれ、半径と \(i^{\text{ th }}\) 方向の幾何学的係数です。 \(L_i\) の範囲は 0 から \(\frac{1}{3}\) で、次のように与えられます。

ここで、\(r_i\) はそれぞれの方向の楕円体の半径です。修正された偏光係数を使用すると、正味の光学力は次のように求められます。

括弧内の項を強調係数 \(\left( E_f \right) \) と呼びます。これは、粒子がそれ自体の周囲に引き起こす場の強化を示すためです。この項の分母は、幾何学的因子と誘電率が次の式で与えられるフレーリッヒ条件を満たす場合の特異点の可能性を示します。

粒子の誘電率が式(1)で与えられる値に近づくと、 (14) では、粒子が受ける力が大幅に増加します。 \(L_i\) は常に 1 より小さいため、この条件は誘電率の実部が負の場合にのみ満たされます。このような材料では、誘電率の虚数成分はゼロではありません。したがって、力は特異点に達しません。それにもかかわらず、実数部がフレーリッヒ条件を満たしている場合、光学力はそのピーク値に達するため、この条件は興味深いものです。この条件の関連性は、光学力の材料依存性を研究する際に調査されます。

熱泳動は、温度勾配による空気粒子のブラウン運動の集合的な作用です。粒子の両端の温度が不均一であるため、冷却側に向かう正味の力が生成されます19。ヘッドとディスクの界面には高温のディスクから比較的低温のヘッドまで温度勾配があるため、NFT に向かう熱泳動力がスミア粒子に作用する可能性があります。

ヘッドとディスクの界面の気圧は連続限界内にありますが、ガス分子の平均自由行程はヘッドとディスク空間の特性長よりもはるかに大きいため、自由分子ガス限界の方が適切です。この場合の熱泳動力は、Torczynski によって開発され、Gallis20 で報告されました。

ここで、r、n、\(k_B\) は球の半径、気体の数密度、およびボルツマン定数です。 \(T_H\) と \(T_C\) は、それぞれホットエンドとコールドエンドの温度です。この方程式は楕円体ではなく球に対して開発されたため、この方程式の使用を球状ナノ粒子に限定します。

抗力の場合、その力は圧力抗力または皮膚摩擦抗力のいずれかとして考えることができます。圧力抗力の場合、エプスタインは自由分子領域における抗力を次のように定式化しました。

ここで、 \(\alpha \) は、ガス粒子とナノ粒子の表面との衝突に依存する係数です。非常に小さな球の場合、 \(\alpha \) は 1 に近づきます。アスペクト比の高い楕円体構造の場合、皮膚摩擦抵抗力が支配的になります。皮膚摩擦成分は、ヘッドが受けるせん断力によって近似できます。ヘッドにかかる総せん断力は、エアベアリングシミュレーションを使用して計算されます。総せん断力が \(F_{s,total}\) の場合、

ここで、 \(A_{ellipsoid}\) と \(A_{head}\) は、それぞれ楕円体と頭部の投影表面積です。

熱泳動力と抗力とは別に、典型的な HAMR ヘッドとディスクの境界面には他の多くの力が存在します。重要な力の 1 つは、粒子をヘッドまたはディスクに引き付けるファンデルワールス力です。ただし、ヘッドとディスクの材料は高温で複雑であるため、ファンデルワールス力を正確に計算することは困難です。したがって、この研究では、光学力を熱泳動力および抗力と比較することに限定します。

最初のシミュレーションセットは、8 nm の間隔を持つ清浄な空気で満たされたヘッドとディスクの界面から始まります。きれいな空気は、スミア蓄積の原因を理解するために使用されました。空気密度は 25 気圧の圧力で計算されます。各空気分子の代表的な質量は \(4.3 \times 10^{-26} \)kg です。 2 つの粒子をシミュレートして力を比較します。 1つは半径1 nmの球状のナノ粒子で、もう1つは面内方向の半径が6 nm、垂直方向の半径が1 nmの楕円体です（図2参照）。この粒子の屈折率は 830 nm の光で 1.53、密度は \(2650 \; \text {kg}/\text {m}^3\) であり、SiO\(_2\) 粒子に相当します。力は 3 方向で計算されます。まず、ヘッドの長さに沿って書き込みトラックと平行なダウントラック方向です。 2 番目は、書き込みトラックに対して垂直で、ヘッドの幅に沿ったクロストラック方向です。３つ目は垂直方向であり、記録媒体およびヘッド浮上面に対して垂直な方向である。ダウントラック方向と垂直方向を図 1a に示します。力は平面内の各点で計算され、結果として得られる力はヒートマップとしてプロットされました。このヒートマップの各ポイントは、マップが表す方向の力の大きさを示します。

HAMR ヘッド/ディスクアセンブリの界面の電界は、CST Microwave Studio10 の内部 HAMR ヘッド/ディスクアセンブリの周波数領域有限要素法シミュレーションを使用してマクスウェル方程式を解くことによって求められます。次に、定常状態ソルバーを使用して温度場を計算します。設計の専有的な性質のため、電界および温度フィールドをパブリックドメインで公開することはできません。ただし、これらは、このレポートで提示されている光学力を計算するための基礎として使用されています。

楕円体の図: 青と赤の平面は、それぞれディスクとヘッドの上面と底面を表します。中央の緑色の円盤は楕円体のスミアナノ粒子です。 (a) 楕円体の側面図、(b) 等角投影図。

球形粒子の場合の抗力、熱泳動力、光学力を図 3 に示します。光学力の大きさは、ダウントラック方向で約 25 fN、垂直方向で約 60 fN です。よどみ点が近接場トランスデューサー (NFT) の後端近くに観察されます。この力により、ナノ粒子は NFT の近くに留まります。基礎となる電場勾配が非対称であるため、ダウントラック方向の力の特徴の一部は非対称です。垂直方向の力（図3d）では、粒子をNFTに向かって（ディスクから離れる方向に）引っ張る正の力が見られます。それにもかかわらず、この力は抗力や熱泳動力に比べて小さいです。これらは、球状 SiO\(_2\) 粒子にかかる光学的な力がこの力に勝てず、粒子を NFT の下流に押しやることを示しています。

球形粒子にかかる力の比較: (a) ヘッドから 1nm 下の平面上のダウントラック方向の光学力、(b) ダウントラック方向の抗力、(c) ダウントラック方向の熱泳動力トラック方向、(d) 垂直方向の光学力、(e) 垂直方向の熱泳動力。

楕円体粒子の場合の光学力と抗力を図 4 に示します。光学力の全体的な挙動とパターンは球体の場合と同様です。ただし、楕円体の場合、粒子に作用する力は球形の粒子よりも一桁大きいことに注意してください。楕円体粒子にかかる光学的力は 44 倍大きく、抗力は 2 倍大きくなります。これは、光学力が体積に直接比例し、楕円体粒子は薄い界面で球よりもはるかに大きな体積を実現するためです。楕円体は流線型の物体として動作するため、楕円体の形状にかかる抗力は、体積が増えてもそれほど劇的には増加しません。したがって、楕円体または細長い形状の SiO\(_2\) 粒子は大きな光学力を受けることになります。 NFT の後縁付近の反対の力は、反対の抗力に抗してスミア粒子を捕捉するポテンシャル井戸を誘発します。

垂直方向 (図 4c) では、ディスク付近の力は無視できます。ただし、粒子が NFT に近づくにつれて、光学力は徐々に増加します。具体的には、NFTの前縁と後縁の近くに大きな力が見られます。これは、レーザーによって生成された表面プラズモンがこれらの位置でピーク強度を持つために発生します。反対の力は、NFTの近くを飛んでいるスミア粒子がNFTによって捕捉されるように、閉じ込めゾーンを作成します。ダウントラック方向およびクロストラック方向に見られる力と組み合わせると、ヘッドとディスクの界面にスミア粒子を閉じ込めることができる光トラップが形成されます。この閉じ込めにより、ヘッド内にスミアが蓄積し始める可能性があります。

楕円体粒子にかかる力の比較: (a) ダウントラック方向の光学力、(b) ダウントラック方向の熱泳動力、(c) 垂直方向の光学力。

SiO\(_2\) に加えて、スミアは鉄、プラチナ、コバルトなどの HAMR ディスク金属や PFPE 潤滑剤などの誘電体などの材料の複雑な組み合わせから発生する可能性があります 22,23。このサブセクションでは、スミア材料を変更して光学力への影響を決定します。材料の誘電率は主に光学力の変化を引き起こします。比誘電率を含む成分は、フィールド増強係数 \(E_f\) です。表 1 のさまざまな粒子について文献に記載されている比誘電率の値 (屈折率の 2 乗) を使用して、ダウントラック、クロストラック、および垂直方向に沿った光学力を計算しました。これらのグラフから得られたポテンシャル井戸を図 5 にプロットします。結果は、金属が一般に誘電体よりもはるかに大きな光学力を受けることを示しています。また、評価した金属の中でも、ポテンシャル井戸が最も深いのは白金とコバルトである。誘電体の中で、シリカ粒子は PFPE 潤滑油よりも大きな光学力を持っています。これらの違いは、異なる素材に関連付けられた異なる強化係数に起因すると考えられます。

これらの材料の増強係数をアスペクト比の関数としてプロットしたのが図 5a ～ c です。これらのプロットでは、垂直方向の半径 \(r_z\) は 1 nm に設定されています。鉄の場合、 \(r_y = 1\)nm および \(r_x = 6.76\) nm のとき、幾何学的係数は \(L_i = 0.0578\) になります。鉄と空気の誘電率は、それぞれ \(2.9425 + 3.4115i\) と 1 です。これらの値をフローリッヒ方程式に挿入すると、\(E_f = 3.4776\) が得られます。これは、強調係数がピークになる点です。このピークは、その誘電率の実部がフローリッヒ条件を満たすためです。前述したように、比誘電率の虚数項は特異点を防止します。同様の動作がコバルトとプラチナの両方で見られます。ピーク寸法を表 2 にプロットします。プラチナの場合、増強係数は鉄を 1 桁上回る値まで急速に上昇します。ただし、これらの値は、アスペクト比が非常に高い場合にのみ到達します。これらの寸法では、粒子は、均一な電場勾配を持つ点双極子として近似できなくなります。したがって、以前に作成された方程式はもはや適用されません。

PFPE (図 5c) の場合、強調係数は安定したピーク値に達するまで増加します。アスペクト比が増加しても、強調係数に与える影響はごくわずかです。同様の結果が SiO\(_2\) でも観察されます。 PFPE と SiO\(_2\) の場合、\(E_f\) のピーク値はそれぞれ 0.27 と 0.44 です。これらの値は 1 未満であるため、強化ではなく減衰と呼びます。この結果は、図 5 に見られる低いポテンシャル井戸と一致しています。

(a – c) プラチナ、鉄、PFPE 潤滑剤のフィールド強化。 \(r_x\) はダウントラック方向の半径、\(r_y\) はクロストラック方向の半径、\(r_z\) は垂直方向の半径で 1 nm に固定されています。 (d) さまざまな材料のヘッドの下 1nm の平面上のダウントラック方向の正規化ポテンシャル井戸 (e) さまざまな材料の垂直方向の正規化ポテンシャル井戸。

HAMR におけるヘッドとディスクの間隔は、さまざまな要因によって変化します。ここでは、ヘッドとディスクの間隔が変化すると光学力がどのように変化するかを調べます。前のセクションと同様に、8 nm、4 nm、2 nm のヘッドとディスクの間隔について電磁解析が行われます。次に、楕円体 SiO\(_2\) 粒子にかかる光学力を計算して分析しました。これらの場合の正規化されたポテンシャル井戸を図 6 に示します。3 つのプロットはすべて、間隔の減少により光学力が増加することを示しています。したがって、一般に、より高い間隔で動作すると、光によって引き起こされるスミア収集が減少する可能性があります。さらに、8 nm から 4 nm に進むときの潜在的な深さの増加と、4 nm から 2 nm に進むときの潜在的な深さの増加も同様です。これは、光学力の減少率も間隔が大きくなると減少することを示唆しています。したがって、間隔が増加しても光学力が大幅に低下しないという限界があります。

さまざまな間隔に対する光学力: (a) ダウントラック方向 (ヘッドの下 1 nm の平面で計算)、(b) クロストラック方向 (ヘッドの下 1 nm の平面で計算)、および (c) 垂直方向。

私たちの分析では、これまでのすべてのシミュレーションで汚染のない清浄な空気界面を想定しました。しかし、動作状態では、ヘッドとディスクの境界面には多くの汚染物質が含まれています。このサブセクションでは、他のスミア汚染物質がすでに存在する環境において、スミアの楕円体ナノ粒子が受ける力を分析します。 2 種類の汚染物質を考えます。ディスクをコーティングする潤滑剤などの有機物質が界面に豊富に存在するため、最初の汚染物質はヘッド上の有機汚れの層になります。第 2 に、これまでに示したように、プラチナは顕著な増強因子を示し、二次ナノ粒子が受ける力にかなりの影響を与える可能性があります。そこで、界面に白金からなるナノサイズの金属体を導入し、その結果を解析してみます。

この場合、ヘッドとディスクのインターフェイスを 2 つの層でモデル化します。ディスクに取り付けられた最初の層はきれいで汚染物質がなく、ヘッドに取り付けられた 2 番目の層は完全に有機汚れで構成されていました。 2 つの層の厚さを変えることにより、この構成は時間の経過とともにヘッド表面の汚れが成長するのと似ています。有機層の屈折率を 1.3 として、それぞれの場合のダウントラックおよび垂直方向の光学力を計算および分析しました。力はピーク力を使用して正規化され、得られたポテンシャル井戸が図 7 に示されています。最初のケースはスミアなしの合計間隔 4 nm の場合で、2 番目のケースは合計間隔が 4 nm でそれぞれ 2 nm の場合です。 3 番目のケースはスミアなしの合計間隔 2 nm で、4 番目のケースは合計間隔 2 nm で 1 nm の空気とスミアがあります。

2 nm および 4 nm の場合にスミアを導入したときの力の増加は 1.5 倍です。したがって、ヘッド上にスミアを蓄積させながら間隔を固定すると、空気層内のスミアナノ粒子が受ける光学的力が増加します。さらに、2 番目と 3 番目のケースのポテンシャル井戸は、重要な場所で同様の経路をたどります。どちらの場合も、2 nm の空気層が存在します。これは、空気層の厚さがスメアナノ粒子に対する光学的力を決定することを示しています。ヘッド表面に汚れが蓄積すると、有効なクリーンエアの深さが減少します。したがって、光学力を推定すると、界面はあたかもヘッドとディスクの間隔が減少したかのように動作します。これらの結果は、ヘッドとディスクの界面を有機スメア層から守ることの重要性を強調しています。そうしないと、光学的な力によってさらにスミアの成長が促進される可能性があります。

さまざまな間隔と汚染率に対するさまざまな方向に沿った正規化されたポテンシャル井戸: (a) ダウントラック方向、および (b) 垂直方向。

この場合、白金でできた円筒形の物体を、厚さ 8 nm のきれいなヘッドとディスクの界面に導入します。円柱の半径は 10 nm、長さは 2.2 nm です。白金粒子をディスク上に配置した。次に、光学力を計算し、一次界面粒子によって二次ナノ粒子上に生成される正味の力場を調べます。力場は、物体が存在しないときの力で正規化されます。その後のダウントラックおよび垂直方向のポテンシャル井戸を図 8 に示します。

粒子が存在する場合のポテンシャル井戸の深さは、ダウントラック方向では約 8 倍、垂直方向では約 20 倍であることがわかりました。ポテンシャル井戸のピーク降下は円柱の表面近くにあることがわかります。この急激な低下は、物体の金属と空気の界面で発生する二次表面プラズモンによるものです。この二次プラズモンは、他のスミアナノ粒子を捕捉できる大きな電場勾配を誘発します。したがって、金属物体の近くにあるスミア粒子は、NFT ではなく金属物体に向かって引き寄せられます。この引力とその後の金属物体への付着により、金属物体のサイズが大きくなる可能性があります。事実上、元のパーティクルとその周囲のパーティクルは、任意の形状を持つ複合オブジェクトとして動作します。この複合オブジェクトの体積ははるかに大きくなり、その結果、NFT の電場によって誘発されるオブジェクトに作用する光学力もはるかに大きくなります。

白金粒子汚染がある場合とない場合のさまざまな方向に沿った正規化されたポテンシャル井戸: (a) ダウントラック方向、および (b) 垂直方向。

この論文では、ヘッドとディスクの界面におけるスミアナノ粒子にかかる光学的力を定量化しています。関連するパラメータ空間をさらに調査したところ、光学力がスミア形成にかなりの影響を与える可能性がある条件が明らかになりました。これらの要因は、スミアおよび界面パラメータとして分類できます。

重要なスミアパラメータは、スミアナノ粒子の形状、材料、および体積です。粒子の体積が増加すると、より大きな力が発生します。フィルム状のヘッド・ディスク間隔では、ディスク/楕円体形状のスメア・フレークを考慮することで体積の増加が実現されます。金属の楕円体形状と適切な誘電率の組み合わせにより、フレーリッヒ条件を満たすことも可能になり、効果が 3 ～ 6 倍向上します。したがって、金属は、たとえ比較的少量存在する場合でも、はるかに高い光学力を受けます。シリカや PFPE 潤滑油などの誘電体は電界増強を経験せず、むしろ減衰が見られます。それにもかかわらず、誘電体が大量に存在すると、重大な光学力を受ける可能性があります。

界面パラメータは、ヘッドとディスクの間隔と他の汚染物質の存在です。ヘッドとディスクの間隔を小さくすると、スミアナノ粒子に対する光学的力が増加します。さらに、既存のスミア層や金属粒子などの汚染物質が存在すると、二次スミア粒子が受ける光学力が増大する可能性があります。金属汚染物質は光学力に最も大きな影響を与えます。力の増加は、粒子がない場合よりも 1 桁以上大きくなります。これは、金属粒子と空気の界面での二次表面伝播プラズモンの形成によるものです。

光学力は電場勾配の大きさに依存するため、NFT 設計の変更により異なる光学力が生じる可能性があります。それにもかかわらず、NFT が表面プラズモンを生成すると、その近くに光学的な力が存在します。力の大きさは電場勾配の大きさに依存します。光学力がNFT設計にどのように依存するかを理解するために、さらなる研究を行うことができます。今後の調査では、追加の考慮事項を加えて、より複雑な光学力モデルも調査される予定です。重要な考慮事項の 1 つは、さまざまな材料の誘電率です。我々は、スメアナノ粒子がそのバルク対応物と同じ誘電率を有すると仮定した。ただし、粒子のサイズが非常に小さいため、誘電率が変化します。変更された誘電率値の影響は興味深いものとなるでしょう。調査すべきもう 1 つの領域は、レイリー近似を超えて、スメアナノ粒子にかかる正確な力を計算することです。マクスウェルの方程式を使用して、散乱電場と磁場を計算できます。これらの場は、マクスウェルの応力テンソル法 (式 2) を使用して正確な光学力を計算するために使用できます。この結果は、このレポートで使用されているレイリー近似の妥当性を比較するために使用できます。

現在の研究に使用されているデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できる場合があります。

Kryder、M.ら。熱アシスト磁気記録。手順 IEEE 96、1810 ～ 1835 年。 https://doi.org/10.1109/jproc.2008.2004315 (2008)。

記事 CAS Google Scholar

松本哲、赤木文、望月正、宮本英、スタイプ B. 熱アシスト磁気記録用のナノビークアンテナを使用した統合ヘッド設計。オプション。 Express 20、18946。https://doi.org/10.1364/oe.20.018946 (2012)。

論文 ADS PubMed Google Scholar

Saunders, DA、Hohlfeld, J.、Zheng, X.、Rausch, T.、Rea, C. HAMR 熱勾配の測定と分析。 IEEEトランス。マグニチュード 53、1-5。 https://doi.org/10.1109/tmag.2016.2612939 (2017)。

記事 Google Scholar

Xu、B.ら。光学的および熱的側面における HAMR メディア設計。 IEEEトランス。マグニチュード 49、2559–2564。 https://doi.org/10.1109/tmag.2013.2257703 (2013)。

記事 ADS CAS Google Scholar

シオン、Ｓ．ら。熱アシスト磁気記録のヘッド・ディスク・インターフェース内の材料移動。トリボル。レット。 65、1–5 (2017)。

記事 Google Scholar

Kiely, JD、Jones, PM & Hoehn, J. 熱アシスト磁気記録ヘッドとディスクのインターフェイスにおける材料の課題。 MRSブル。 43、119–124。 https://doi.org/10.1557/mrs.2018.4 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

Cheng, Q. & Bogy, DB 熱アシスト磁気記録におけるスミアの形成と除去の実験的研究。トリボル。内部。 165、107258。https://doi.org/10.1016/j.triboint.2021.107258 (2022)。

記事 Google Scholar

サハルカール、SV & ボギー、DB 熱支援磁気記録 (HAMR) 中の潤滑剤の変形とディスクからヘッドへの転写に対するレオロジーとスリップの影響。トリボル。 https://doi.org/10.1007/s11249-018-1100-4 (2018)。

記事 Google Scholar

サハルカール、SV & ボギー、DB 熱アシスト磁気記録中の粘弾性潤滑剤の変形とディスクからヘッドへの転写。 IEEEトランス。マグニチュード 55、1-6。 https://doi.org/10.1109/TMAG.2018.2885434 (2019)。

記事 Google Scholar

Smith, R.、Rajauria, S.、Brockie, R.、Schreck, E. & Dai, Q. hamr 技術に対する金属スミアの影響の光熱シミュレーション。 2021 年の IEEE 32nd Magnetic Recording Conference (TMRC)、1–2、https://doi.org/10.1109/TMRC53175.2021.9605106 (2021)。

谷博、Lu、R.、小金沢 S.、田川直也。ダイヤモンドライクカーボン膜の加熱によるスミア形成機構の研究。マイクロシスト。テクノロジー。 27、2243–2255。 https://doi.org/10.1007/s00542-020-05041-y (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Ashkin、A. 放射圧による粒子の加速と捕捉。物理学。レット牧師。 24、156–159。 https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.24.156 (1970)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Righini, M.、Volpe, G.、Girard, C.、Petrov, D. & Quidant, R. 表面プラズモン光ピンセット: フェムトニュートン範囲で調整可能な光操作。物理学。レット牧師。 100、186804。https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.100.186804 (2008)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

Zhang、Y.ら。プラズモニックピンセット: ナノスケールの光トラッピングおよびそれ以降の用途に。光科学。 Appl.https://doi.org/10.1038/s41377-021-00474-0 (2021)。

記事 PubMed PubMed Central Google Scholar

原田裕子 & 朝倉拓也レイリー散乱領域における誘電体球上の放射線力。オプション。共通。 124、529–541。 https://doi.org/10.1016/0030-4018(95)00753-9 (1996)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Gans, R. 超微細な金粒子の形状について。アン。物理学。 342、881-900。 https://doi.org/10.1002/andp.19123420503 (1912)。

記事 MATH Google Scholar

Kreibig, U. & Vollmer, M. 金属クラスターの光学特性 (Springer、1995)。

Google Scholar を予約する

Maier、SA プラズモニクス: 基礎と応用 (Springer、2007)。

Google Scholar を予約する

Gallis, MA、Rader, DJ & Torczynski, JR 自由分子粒子に対する熱泳動力の一般化された近似。エアロゾル。科学。テクノロジー。 38、692–706。 https://doi.org/10.1080/02786820490490001 (2004)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Gallis, M.、Rader, D.、Torczynski, J. Dsmc による、球状の巨視的粒子に対する熱泳動力のシミュレーション。第 35 回 AIAA 熱物理学会議、https://doi.org/10.2514/6.2001-2890 (アメリカ航空宇宙研究所、2001 年)。

エプスタイン、PS ガス中を移動する球体が受ける抵抗について。物理学。黙示録23、710－733。 https://doi.org/10.1103/PhysRev.23.710 (1924)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Kiely、JD et al. 熱アシスト磁気記録における書き込みによるヘッド汚染。 IEEEトランス。マグニチュード 53、1-7。 https://doi.org/10.1109/tmag.2016.2618842 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

Xiong, S.、Smith, R.、Schreck, E. & Dai, Q. 熱アシスト磁気記録 (HAMR) ヘッドでの材料ピックアップの実験的研究。トリボル。 https://doi.org/10.1007/s11249-021-01455-5 (2021)。

記事 Google Scholar

Johnson, PB & Christy, RW 遷移金属の光学定数: Ti、V、Cr、Mn、Fe、Co、Ni、および Pd。物理学。 Rev. B 9、5056–5070。 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.9.5056 (1974)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Werner, WSM、Grantschnig, K. & Ambrosch-Draxl, C. 17 種類の元素金属の光学定数と非弾性電子散乱データ。Ｊ．Ｐｈｙｓ．化学。参照。データ 38、1013 ～ 1092。 https://doi.org/10.1063/1.3243762 (2009)。

記事 ADS CAS Google Scholar

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この作業は Western Digital Corporation の支援を受けました。 RT は、貴重なコメントをくださった S. Rajauria、E. Schreck、I. McFadyen に感謝いたします。 RT はまた、UC バークレー校の Computer Mechanics Lab によるサポートにも感謝の意を表します。

機械工学科、カリフォルニア大学バークレー校、バークレー、94720、米国

ロシャン・マシュー・トム & デビッド・B・ボギー

CTO オフィス、Western Digital Technologies、サンノゼ、カリフォルニア、95119、米国

ロバート・スミス、オスカー・ルイス、チン・ダイ

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RT は目標を概念化し、モデルを開発し、結果を調査しました。 RS は RT を監督し、光学および熱シミュレーションを実施し、結果を調査しました。 OR は最初の問題を考え出し、理論的なサポートを提供しました。 QD はプロジェクトを監督し、結果の調査を支援しました。 DBが監修を行いました。著者全員が原稿をレビューしました。

ロシャン・マシュー・トムへの通信。

著者らは、既知の競合する経済的利益を持っていないことを宣言します。

シュプリンガーネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

トム、RM、スミス、R.、ルイス、O. 他熱アシスト磁気記録ヘッドとディスクの界面における光学力。 Sci Rep 13、8451 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s41598-023-35126-3

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受信日: 2023 年 2 月 27 日

受理日: 2023 年 5 月 12 日

公開日: 2023 年 5 月 25 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-35126-3

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