Forces optiques en chaleur | Nantong Haute Altitude Co., Ltd

Scientific Reports volume 13, Numéro d’article: 8451 (2023) Citer cet article

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L’un des principaux défis de la technologie d’enregistrement magnétique assisté par chaleur est l’accumulation de contaminants appelés frottis sur le transducteur en champ proche. Dans cet article, nous étudions le rôle des forces optiques provenant du gradient de champ électrique dans la formation du frottis. Tout d’abord, sur la base d’approximations théoriques appropriées, nous comparons cette force avec la traînée de l’air et la force thermophorétique dans l’interface tête-disque pour deux formes de nanoparticules de frottis. Ensuite, nous évaluons la sensibilité du champ de force à l’espace de paramètres pertinent. Nous constatons que l’indice de réfraction, la forme et le volume de la nanoparticule de frottis ont un impact significatif sur la force optique. De plus, nos simulations révèlent que les conditions d’interface, telles que l’espacement et la présence d’autres contaminants, influencent également l’ampleur de la force.

La densité d’enregistrement dans les technologies d’enregistrement de disques conventionnelles approche de la limite super-paramagnétique, mais la demande de stockage de données est plus élevée que jamais. L’enregistrement magnétique assisté par chaleur (HAMR) est la technologie de pointe pour répondre à cette demande croissante1. Dans HAMR, un transducteur en champ proche (NFT) est éclairé par un laser via un guide d’ondes (Fig. 1a). Cela génère un fort champ proche optique à son sommet par l’excitation d’un plasmon de surface localisé2. Ce plasmon de surface est utilisé pour chauffer un milieu à base de FePt à sa température de Curie (\(> 800\) K) pour effectuer des opérations d’écriture. Au cours de ce processus, l’espacement moyen tête-disque est de \(<10\) nm avec des pressions dans les dizaines d’atmosphères. Le gradient de champ de température dépasse \(10^9 \) K/m3, et l’amplitude du champ électrique est d’environ \(7 \times 10^{7} \) V/m4 avec un gradient de \(5 \times 10^{16} \) V/m\(^2\). Ces conditions extrêmes ouvrent la voie à l’accumulation de contaminations, appelées frottis, sur la tête5,6,7 (Fig. 1b). Une compréhension fondamentale du frottis est essentielle car il s’agit d’un facteur clé limitant la fiabilité des disques HARM. De nombreuses études ont porté sur le mécanisme lié à la température à l’origine de la formation de frottis8,9,10,11; Cependant, à notre connaissance, aucune étude n’a encore considéré les effets du gradient de champ électrique et son potentiel de piégeage.

Dans son travail fondateur, Arthur Ashkin12 a montré qu’un faisceau laser focalisé pouvait piéger une particule microscopique en raison d’une force optique. Cette force constitue la base des pincettes optiques. De plus, au cours des dernières décennies, cette théorie a été étendue pour briser la limite de diffraction de la lumière grâce à des pincettes plasmoniques13, qui utilisent des polaritons plasmoniques de surface (SPP) et la résonance plasmonique de surface localisée (LSPR). Avec le plasmon de surface sur le NFT et les grands gradients de champ électrique qui le traversent, l’interface tête-disque peut agir comme une pince plasmonique qui piège les particules de frottis. Dans cette étude, nous examinons l’effet de ce gradient de champ électrique sur la formation de frottis. Nous quantifions les forces optiques, de traînée et thermophorétiques en utilisant des hypothèses théoriques appropriées. Ensuite, nous comparerons l’amplitude de ces forces pour une nanoparticule sphérique et ellipsoïdale afin de montrer la signification relative du piège optique. Les résultats suggèrent la présence d’un piège optique qui peut influencer la formation de frottis. Une analyse de sensibilité sur l’espace des paramètres pertinents suggère que les propriétés et la forme des nanoparticules de frottis affectent de manière significative la force optique. De plus, nous constatons qu’un espacement inférieur entre l’interface tête-disque et la présence de contaminants étrangers peuvent aider le mécanisme de force optique de formation de frottis. Enfin, nous résumons les résultats et tirons des conclusions qui seront utiles dans la conception de l’interface tête-disque HAMR.

a) Vue schématique de l’ensemble tête-disque HAMR (non à l’échelle). Deux directions sont également indiquées par rapport à la tête. La direction descendante est le long de la direction circonférentielle sur le disque, et la direction verticale est perpendiculaire à celui-ci. La direction transversale est le long de la largeur de la tête et dans le plan du schéma (b) Image expérimentale du frottis sur la tête après écriture HARR5.

Nous commençons par supposer que l’unité de frottis fondamentale est une particule. Cela simplifie notre analyse car nous étudions le champ de force subi par la particule à une position donnée dans l’interface tête-disque. La force électromagnétique moyenne sur une particule est déterminée par les champs électriques et magnétiques sur une surface fermée qui enveloppe la particule14. La force sur la particule peut être écrite comme suit:

où \(\varvec{E}\) et \(\varvec{H}\) sont respectivement les champs électrique et magnétique. \( \mu \) et \(\varepsilon \) sont respectivement la perméabilité relative et la permittivité relative du milieu environnant. \(\varvec{T}\) est le tenseur des contraintes de Maxwell, \(\varvec{n}\) est l’unité normale perpendiculaire à l’aire intégrale ds. L’intégrale est sur une surface qui entoure la particule. La résolution de cette équation donne deux composantes de la force. L’une est la force de diffusion et l’autre est la force optique14. Le premier pointe le long du k-vecteur dans le plan (c’est-à-dire le long de la direction de propagation). Il est également connu sous le nom de pression de radiation. En revanche, la force optique se trouve le long du vecteur gradient de champ électrique et est responsable de l’effet pince optique/plasmonique.

Le calcul du tenseur des contraintes de Maxwell et de l’intégration ultérieure est très difficile à mettre en œuvre et nécessite de longs calculs. Par conséquent, nous utilisons une approximation appropriée pour dériver une équation de forme fermée. Lorsque la taille des particules est suffisamment petite que la longueur d’onde de la lumière, l’approximation dipolaire ou de Rayleigh est invoquée. La particule est approchée comme un dipôle ponctuel agissant sur un champ électrique externe. Les forces de diffusion et les forces optiques sous cette hypothèse sont données par14,15:

où \(n_m\), I et \({\hat{z}}\) sont respectivement l’indice de réfraction du milieu environnant, l’intensité de la lumière et la direction de propagation. \(C_{pr}\) est la section efficace de la pression de radiation donnée par,

et \(\varvec{p}\) est la polarisation donnée par,

où sont est le rayon de la particule et \(\varepsilon \), \(\varepsilon _m\) sont la permittivité relative de la particule et du milieu environnant. \(\varepsilon _0\) est la permittivité du vide. c et k sont respectivement la vitesse et le nombre d’ondes de la lumière. Par conséquent, nous pouvons écrire la force sur la particule comme:

où, \( I = \frac{1}{2} c \varepsilon _0 n_m | \varvec{E}^2|\) est l’intensité de la lumière. Puisque la force optique est proportionnelle à \(r^3\) et que la force de diffusion est proportionnelle à \(r^6\), pour \(r\ll 1\), nous avons \(\varvec{F}_{diffusion} \ll \varvec{F}_{optique}\). Par conséquent, nous négligerons les effets de dispersion pour le reste du présent rapport.

L’interface tête-disque au voisinage du NFT s’étend sur plusieurs dizaines de nanomètres le long de la surface de la tête et moins de 10 nm dans la direction verticale à travers l’interface tête-disque. Les structures minces peuvent bien s’intégrer dans cet espace. Nous pouvons approximer la structure en flocons comme un ellipsoïde avec un rapport d’aspect très élevé. Gans16,17,18 a développé une polarisation modifiée pour une particule ellipsoïdale donnée par:

où \(r_i\) et \(L_i\) sont respectivement le rayon et un facteur géométrique dans la direction \(i^{\text{ th }}\). \(L_i\) est compris entre 0 et \(\frac{1}{3}\) et est donné par,

Ici, \(r_i\) est le rayon de l’ellipsoïde dans la direction respective. En utilisant les facteurs de polarisation modifiés, la force optique nette est donnée par,

Nous appelons le terme entre parenthèses le facteur d’amélioration \(\left( E_f \right) \) car il indique l’amélioration du champ qu’une particule induit autour d’elle-même. Le dénominateur de ce terme indique la possibilité d’une singularité lorsque le facteur géométrique et la permittivité satisfont la condition de Fröhlich, donnée par:

Lorsque la permittivité de la particule se rapproche de la valeur donnée par Eq. (14), la force subie par la particule augmente considérablement. Puisque \(L_i\) est toujours inférieur à 1, la condition n’est remplie que lorsque la partie réelle de la permittivité est négative. Dans de tels matériaux, la composante imaginaire de la permittivité est non nulle; Ainsi, la force n’atteint pas une singularité. Néanmoins, cette condition est intéressante car lorsque la pièce réelle satisfait à la condition de Fröhlich, la force optique atteint sa valeur maximale. La pertinence de cette condition sera explorée lorsque nous étudierons la dépendance matérielle de la force optique.

La thermophorèse est l’action collective du mouvement brownien des particules d’air dû à un gradient de température. En raison de la température inégale aux deux extrémités de la particule, une force nette est générée qui est dirigée vers le côté le plus froid19. Étant donné que l’interface tête-disque a un gradient de température du disque chaud à la tête relativement froide, une force thermophorétique dirigée vers le NFT peut agir sur une particule de frottis.

Bien que la pression de l’air dans l’interface tête-disque soit dans la limite du continuum, le libre parcours moyen d’une molécule de gaz est beaucoup plus grand que la longueur caractéristique de l’espace tête-disque, de sorte qu’une limite de gaz moléculaire libre est plus appropriée. La force thermophorétique, dans ce cas, a été développée par Torczynski et rapportée dans Gallis20.

où are, n, \(k_B\) sont le rayon de la sphère, la densité numérique du gaz et la constante de Boltzmann. \(T_H\) et \(T_C\) sont respectivement la température dans l’extrémité chaude et froide. Puisque cette équation a été développée pour une sphère et non pour un ellipsoïde, nous limiterons l’utilisation de la formule à la nanoparticule sphérique.

Dans le cas de la force de traînée, les forces peuvent être considérées comme la traînée de pression ou la traînée de frottement de la peau. Dans le cas de la traînée de pression, Epstein a formulé la force de traînée dans le régime moléculaire libre comme suit21:

où \(\alpha \) est un facteur dépendant de la collision de la particule gazeuse avec la surface de la nanoparticule. Dans le cas de très petites sphères, \(\alpha \) est proche de 1. Dans le cas d’une structure ellipsoïdale avec un rapport d’aspect élevé, la force de traînée par frottement cutané domine. La composante de frottement de la peau peut être approchée par la force de cisaillement subie par la tête. La force de cisaillement totale sur la tête est calculée à l’aide d’une simulation de palier à air. Si la force de cisaillement totale est \(F_{s,total}\), alors

où \(A_{ellipsoïde}\) et \(A_{tête}\) sont les surfaces projetées de l’ellipsoïde et de la tête, respectivement.

Outre les forces thermophorétiques et de traînée, de nombreuses autres forces existent dans une interface tête-disque HAMR typique. Une force importante est la force de van der Waals qui attire les particules vers la tête ou le disque. Cependant, étant donné la température élevée et les matériaux complexes dans la tête et le disque, il est difficile de calculer avec précision les forces de van der Waals. Par conséquent, cette étude limitera la comparaison de la force optique à la force thermophorétique et à la force de traînée.

La première série de simulations commence par une interface tête-disque remplie d’air propre avec un espacement de 8 nm. L’air pur a été utilisé pour comprendre l’origine de l’accumulation de frottis. La densité de l’air est calculée à une pression de 25 atm. La masse représentative de chaque molécule d’air est \(4,3 \fois 10^{-26} \)kg. Nous simulons deux particules pour comparer les forces. L’une est une nanoparticule sphérique avec un rayon de 1 nm, et l’autre est un ellipsoïde avec des rayons de 6 nm dans la direction dans le plan et 1 nm dans la direction verticale (voir Fig. 2). Les particules ont un indice de réfraction de 1,53 à 830 nm de lumière et une densité de \(2650 \; \text {kg}/\text {m}^3\), correspondant à une particule SiO\(_2\). Les forces sont calculées dans trois directions. Tout d’abord, la direction descendante qui est le long de la tête et parallèle à la piste d’écriture. Deuxièmement, la direction transversale qui est perpendiculaire à la piste d’écriture et le long de la largeur de la tête. La troisième est la direction verticale perpendiculaire au support d’enregistrement et à la surface porteuse d’air de la tête. Les directions descendante et verticale sont indiquées à la Fig. 1a. Les forces ont été calculées en chaque point du plan et les forces résultantes ont été tracées sous forme de carte thermique. Chaque point de cette carte thermique montre l’amplitude de la force dans la direction que la carte représente.

Le champ électrique à l’interface de l’assemblage tête-disque HAMR est trouvé en résolvant les équations de Maxwell à l’aide d’une simulation de méthode par éléments finis dans le domaine fréquentiel d’un assemblage tête-disque HAMR interne dans CST Microwave Studio10. Un solveur à l’état stable est ensuite utilisé pour calculer le champ de température. En raison de la nature exclusive de la conception, nous ne sommes pas en mesure de publier les champs électriques et de température dans le domaine public; Cependant, ils ont été utilisés comme base pour calculer les forces optiques présentées dans le présent rapport.

Illustration de l’ellipsoïde : Les plans bleu et rouge représentent respectivement les surfaces supérieure et inférieure du disque et de la tête. Le disque vert au centre est la nanoparticule de frottis ellipsoïdale. a) La vue latérale de l’ellipsoïde, b) La vue isométrique.

Dans le cas de la particule sphérique, les forces de traînée, thermophorétiques et optiques sont représentées à la Fig. 3. L’amplitude de la force optique est d’environ 25 fN dans le sens descendant et de 60 fN dans le sens vertical. Un point de stagnation est observé près de l’extrémité arrière du transducteur en champ proche (NFT). Cette force ferait en sorte que la nanoparticule reste près du NFT. Certaines des caractéristiques des forces dans la direction descendante sont asymétriques car le gradient de champ électrique sous-jacent est asymétrique. Avec les forces dans la direction verticale (Fig.3d), nous voyons une force positive tirant la particule vers le NFT (loin du disque). Néanmoins, les forces sont plus faibles par rapport aux forces de traînée et thermophorétique. Ils indiquent que les forces optiques sur les particules sphériques SiO\(_2\) ne surmonteraient pas les forces, poussant la particule en aval du NFT.

Comparaison des forces sur une particule sphérique: a) force optique dans le sens descendant sur un plan à 1 nm au-dessous de la tête, b) force de traînée dans la direction descendante, c) force thermophorétique dans la direction descendante, d) force optique dans la direction verticale, e) force thermophorétique dans la direction verticale.

Dans le cas de la particule ellipsoïdale, les forces optiques et la force de traînée sont indiquées à la Fig. 4. Le comportement global et le motif des forces optiques sont similaires à ceux du cas sphérique. Cependant, il convient de noter que pour une forme ellipsoïdale, la force agissant sur la particule est d’un ordre de grandeur plus grande que la particule de forme sphérique. La force optique sur la particule ellipsoïdale est 44x plus grande, alors que sa force de traînée est 2x plus grande. En effet, la force optique est directement proportionnelle au volume et la particule ellipsoïdale atteint un volume beaucoup plus important dans l’interface mince que dans la sphère. La force de traînée sur la forme ellipsoïdale n’augmente pas aussi radicalement avec le volume puisque l’ellipsoïde se comporte comme un corps profilé. Ainsi, les particules ellipsoïdales ou de forme mince SiO\(_2\) subiraient des forces optiques importantes. Les forces opposées près du bord de fuite du NFT induisent un puits potentiel qui piège une particule de frottis contre la force de traînée opposée.

Dans le sens vertical (Fig. 4c), les forces sont négligeables près du disque. Cependant, à mesure que la particule s’approche du NFT, la force optique augmente progressivement. Plus précisément, de grandes forces sont observées près du bord d’attaque et de fuite du NFT. Cela se produit parce que le plasmon de surface généré par le laser a son intensité maximale à ces endroits. Les forces opposées créent une zone de piégeage telle qu’une particule de frottis volant à proximité du NFT est capturée par celui-ci. Combiné aux forces observées dans la direction descendante et transversale, le piège optique est formé qui peut confiner les particules de frottis dans l’interface tête-disque. Ce confinement peut initier une accumulation de frottis dans la tête.

Comparaison des forces sur une particule ellipsoïdale: a) force optique dans le sens descendant, b) force thermophorétique dans le sens descendant, c) force optique dans le sens vertical.

En plus du SiO\(_2\), le frottis peut provenir d’une combinaison complexe de matériaux, y compris les métaux du disque HAMR tels que le fer, le platine et le cobalt, et les diélectriques tels que le lubrifiant PFPE22,23. Dans cette sous-section, nous faisons varier le matériau de frottis pour déterminer l’impact sur la force optique. Les permittivités des matériaux déterminent principalement la variation des forces optiques. La composante contenant la permittivité relative est le facteur d’amélioration du champ \(E_f\). En utilisant les valeurs de permittivité relative (carré de l’indice de réfraction) trouvées dans la littérature pour différentes particules dans le tableau 1, nous avons calculé la force optique le long des directions descendante, transversale et verticale. Le potentiel bien obtenu à partir de ces graphiques est représenté à la Fig. 5. Les résultats indiquent que les métaux subissent généralement des forces optiques beaucoup plus importantes que les diélectriques. De plus, même parmi les métaux qui ont été évalués, le platine et le cobalt ont le potentiel le plus profond. Parmi les diélectriques, les particules de silice ont des forces optiques plus importantes que le lubrifiant PFPE. Ces différences peuvent être attribuées aux différents facteurs d’amélioration associés aux différents matériaux.

Nous traçons le facteur d’amélioration de ces matériaux en fonction du rapport d’aspect de la Fig. 5a-c. Dans ces tracés, le rayon dans la direction verticale, \(r_z\) est fixé à 1 nm. Dans le cas du fer, lorsque \(r_y = 1\)nm et \(r_x = 6,76\) nm, le facteur géométrique, \(L_i = 0,0578\). Les permittivités du fer et de l’air sont respectivement \(2,9425 + 3,4115i\) et 1. Lorsque nous insérons ces valeurs dans l’équation de Frölich, nous obtenons \(E_f = 3,4776\), qui est le point où le facteur d’amélioration est à son apogée. Ce pic est dû au fait que la partie réelle de sa permittivité répond à la condition de Frölich. Comme mentionné précédemment, le terme imaginaire de permittivité relative empêche une singularité. Un comportement similaire est observé pour le cobalt et le platine. Les dimensions des pics sont représentées dans le tableau 2. Pour le platine, le facteur d’amélioration augmente rapidement pour atteindre des valeurs supérieures au fer d’un ordre de grandeur. Cependant, ces valeurs ne sont atteintes qu’à des rapports d’aspect extrêmement élevés. À ces dimensions, la particule ne peut plus être approchée comme un dipôle ponctuel avec un gradient de champ électrique uniforme à travers elle. Les équations développées précédemment ne s’appliqueraient donc plus.

Dans le cas du PFPE (Fig. 5c), le facteur d’amélioration augmente jusqu’à atteindre une valeur maximale stable. Toute augmentation du rapport hauteur / largeur a des effets négligeables sur le facteur d’amélioration. Un résultat similaire peut également être observé pour SiO\(_2\). Pour PFPE et SiO\(_2\), les valeurs de crête \(E_f\) sont respectivement 0,27 et 0,44. Ces valeurs sont inférieures à 1, nous les appelons donc atténuation plutôt qu’amélioration. Ce résultat est cohérent avec les puits à potentiel plus faible observés à la Fig. 5.

(a-c) Amélioration des champs pour le platine, le fer et le lubrifiant PFPE. \(r_x\) est le rayon dans le sens descendant, \(r_y\) est le rayon dans la direction transversale et \(r_z\), le rayon dans la direction verticale est fixé à 1 nm. d) Le potentiel normalisé bien orienté vers le bas sur un plan situé à 1 nm au-dessous de la tête pour divers matériaux e) Le potentiel normalisé bien dans la direction verticale pour divers matériaux.

L’espacement tête-disque dans HAMR varie en fonction de divers facteurs. Ici, nous examinons comment les forces optiques changent avec l’espacement tête-disque variable. Comme dans les sections précédentes, une analyse électromagnétique est effectuée pour des espacements tête-disque de 8 nm, 4 nm et 2 nm. Les forces optiques sur une particule ellipsoïdale SiO\(_2\) ont ensuite été calculées et analysées. Les puits potentiels normalisés de ces cas sont illustrés à la Fig. 6. Les trois graphiques montrent que la diminution de l’espacement entraîne une augmentation de la force optique. Ainsi, en général, le fait de fonctionner à un espacement plus élevé peut potentiellement réduire la collecte de frottis induite optiquement. De plus, l’augmentation de la profondeur potentielle lorsque nous passons de 8 nm à 4 nm et celle de 4 nm à 2 nm est similaire. Cela suggère que la vitesse à laquelle la force optique diminue diminue également à un espacement plus élevé. Ainsi, il existe une limite au-delà de laquelle toute augmentation de l’espacement n’entraînera pas une baisse significative de la force optique.

Forces optiques pour l’espacement variable: a) direction vers le bas (calculée sur un plan à 1 nm au-dessous de la tête), b) direction transversale (calculée sur un plan à 1 nm au-dessous de la tête) et c) direction verticale.

Notre analyse a supposé une interface d’air propre sans contamination dans toutes les simulations précédentes. Cependant, dans des conditions de fonctionnement, l’interface tête-disque contient de nombreux contaminants. Dans cette sous-section, nous analysons la force subie par une nanoparticule ellipsoïdale de frottis dans un environnement où d’autres contaminants de frottis sont déjà présents. Nous considérons deux types de contaminants. Étant donné que les matières organiques, telles que le lubrifiant qui recouvre le disque, sont abondantes à l’interface, notre premier contaminant sera une couche de frottis organique sur la tête. Deuxièmement, comme nous l’avons montré, le platine présente un facteur d’amélioration significatif et a le potentiel d’avoir une influence considérable sur les forces subies par une nanoparticule secondaire. Nous allons donc introduire un corps métallique de taille nanométrique en platine dans l’interface et analyser les résultats.

Dans ce cas, nous modélisons l’interface tête-disque en deux couches. La première couche attachée au disque était propre et exempte de contaminants, et la deuxième couche attachée à la tête était entièrement faite de frottis organiques. En variant les épaisseurs des deux couches, cette configuration ressemble à la croissance du frottis sur la surface de la tête au fil du temps. En prenant l’indice de réfraction de la couche organique à 1,3, nous avons calculé et analysé la force optique dans le sens descendant et vertical pour chaque cas. Les forces sont normalisées en utilisant la force de crête, et les puits potentiels obtenus sont représentés à la Fig. 7. Le premier cas est à un espacement total de 4 nm sans aucun frottis, le deuxième cas où l’espacement total est de 4 nm avec 2 nm chacun d’air et de frottis, et le troisième cas est à un espacement total de 2 nm sans aucun frottis, et le quatrième cas est avec un espacement total de 2 nm avec 1 nm d’air et de frottis.

L’augmentation de la force lorsque nous introduisons le frottis pour les cas de 2 nm et 4 nm est d’un facteur de 1,5. Par conséquent, si nous fixons l’espacement tout en permettant au frottis de s’accumuler sur la tête, les forces optiques subies par une nanoparticule de frottis dans la couche d’air augmentent. En outre, le puits potentiel dans les deuxième et troisième cas suit un chemin similaire à des endroits critiques. Dans ces deux cas, une couche d’air de 2 nm est présente. Cela montre que l’épaisseur de la couche d’air détermine la force optique sur une nanoparticule de frottis. Lorsque le frottis s’accumule à la surface de la tête, la profondeur effective de l’air propre diminue. Ainsi, l’interface se comporte comme si l’espacement tête-disque était réduit lorsque nous estimons la force optique. Ces résultats soulignent l’importance de garder l’interface tête-disque exempte de couches de frottis organiques. Sinon, la force optique peut favoriser une croissance supplémentaire des frottis.

Potentiel normalisé bien le long de différentes directions pour varier l’espacement et les taux de contamination : (a) direction descendante, et (b) direction verticale.

Dans ce cas, nous introduisons un objet cylindrique en platine dans une interface tête-disque propre de 8 nm d’épaisseur. Le cylindre a un rayon de 10 nm et une longueur de 2,2 nm. La particule de platine a été placée sur le disque. Nous calculons ensuite la force optique et examinons le champ de force net généré par la particule d’interface primaire sur une nanoparticule secondaire. Le champ de force est normalisé avec la force lorsque l’objet n’est pas présent. Le potentiel ultérieur bien dans la direction descendante et verticale est illustré à la Fig. 8.

Nous avons constaté que la profondeur du puits potentiel en présence de la particule est environ 8 fois plus grande dans le sens descendant et 20 fois plus grande dans le sens vertical. La chute maximale dans le puits potentiel se trouve près de la surface du cylindre. La forte chute est due à un plasmon de surface secondaire généré à l’interface métal-air de l’objet. Ce plasmon secondaire induit un grand gradient de champ électrique capable de piéger d’autres nanoparticules de frottis. Par conséquent, les particules de frottis à proximité de l’objet métallique sont attirées vers lui plutôt que vers le NFT. Cette attraction et l’adhérence ultérieure à l’objet métallique pourraient le faire grossir. En effet, la particule d’origine et ceux qui l’entourent se comportent comme un objet composite avec une forme arbitraire. Cet objet composite a maintenant un volume beaucoup plus important et, par conséquent, une force optique beaucoup plus importante agissant sur lui induite par le champ électrique du NFT.

Potentiel normalisé bien le long de différentes directions pour le cas avec et sans contamination par les particules de platine: (a) direction descendante et (b) direction verticale.

Cet article quantifie la force optique sur une nanoparticule de frottis dans l’interface Head-Disk. Une étude plus approfondie de l’espace des paramètres pertinents a révélé les conditions dans lesquelles la force optique peut avoir des effets appréciables sur la formation des frottis. Ces facteurs peuvent être classés en tant que paramètres de frottis et d’interface.

Les principaux paramètres de frottis sont la forme, le matériau et le volume de la nanoparticule de frottis. L’augmentation du volume de la particule entraîne des forces plus importantes. Dans l’espacement tête-disque semblable à un film, l’augmentation du volume est obtenue en considérant un flocon de frottis en forme de disque/ellipsoïdal. Une forme ellipsoïdale combinée à une permittivité appropriée dans les métaux permet également de satisfaire la condition de Fröhlich, ce qui améliore l’effet de 3 à 6 fois. Ainsi, les métaux subissent une force optique beaucoup plus élevée, même lorsqu’ils sont présents en quantités relativement faibles. Les diélectriques tels que la silice et le lubrifiant PFPE ne subissent pas d’amélioration du champ, mais plutôt une atténuation. Néanmoins, en grande quantité, les diélectriques peuvent subir des forces optiques importantes.

Les paramètres de l’interface sont l’espacement tête-disque et la présence d’autres contaminants. L’abaissement de l’espacement tête-disque augmente la force optique sur une nanoparticule de frottis. De plus, la présence de contaminants comme une couche de frottis existante et une particule métallique peut augmenter la force optique subie par une particule de frottis secondaire. Les contaminants métalliques ont la plus grande influence sur les forces optiques. L’augmentation de la force est plus d’un ordre de grandeur plus grand que le cas sans la particule. Cela est dû à la formation d’un plasmon de surface secondaire se propageant à l’interface particule-air métallique.

Étant donné que les forces optiques dépendent de l’amplitude du gradient de champ électrique, un changement dans la conception du NFT peut entraîner des forces optiques différentes. Néanmoins, lorsqu’un NFT génère un plasmon de surface, des forces optiques seront présentes à proximité. L’amplitude de la force dépend de l’amplitude du gradient de champ électrique. D’autres études peuvent être menées pour comprendre comment les forces optiques dépendent des conceptions NFT. Les recherches futures exploreront également des modèles de force optique plus complexes avec des considérations supplémentaires. Une considération cruciale est la permittivité des différents matériaux. Nous avons supposé que la nanoparticule de frottis a la même permittivité que son homologue en vrac. Cependant, la taille extrêmement petite de la particule modifierait la permittivité. L’effet des valeurs de permittivité modifiées serait intéressant. Un autre domaine à étudier serait de regarder au-delà de l’approximation de Rayleigh pour calculer la force exacte sur une nanoparticule de frottis. Les équations de Maxwell peuvent être utilisées pour calculer les champs électriques et magnétiques diffusés. Ces champs peuvent ensuite être utilisés pour calculer la force optique exacte à l’aide de la méthode du tenseur de contrainte de Maxwell (Eq. 2). Les résultats peuvent ensuite être utilisés pour comparer la validité de l’approximation de Rayleigh utilisée dans ce rapport.

Les ensembles de données utilisés pour la présente étude peuvent être disponibles auprès de l’auteur correspondant sur demande raisonnable.

Kryder, M. et coll. Enregistrement magnétique assisté par chaleur. Proc. IEEE 96, 1810-1835. https://doi.org/10.1109/jproc.2008.2004315 (2008).

Article CAS Google Scholar

Matsumoto, T., Akagi, F., Mochizuki, M., Miyamoto, H. & Stipe, B. Conception de tête intégrée utilisant une antenne nanobec pour l’enregistrement magnétique assisté thermiquement. Express 20, 18946. https://doi.org/10.1364/oe.20.018946 (2012).

Article ADS PubMed Google Scholar

Saunders, D. A., Hohlfeld, J., Zheng, X., Rausch, T. & Rea, C. HAMR thermal gradient measurements and analysis. IEEE Trans. Magn. 53, 1–5. https://doi.org/10.1109/tmag.2016.2612939 (2017).

Article Google Scholar

Xu, B. et coll. HAMR media design in optical and thermal aspects. IEEE Trans. Magn. 49, 2559–2564. https://doi.org/10.1109/tmag.2013.2257703 (2013).

Article ADS CAS Google Scholar

Xiong, S. et al. Transfert de matière à l’intérieur de l’interface du disque de tête pour l’enregistrement magnétique assisté par chaleur. Tribol. 65, 1-5 (2017).

Article Google Scholar

Kiely, J. D., Jones, P. M. & Hoehn, J. Materials challenges for the heat-assisted magnetic recording head-disk interface. MME Bull. 43, 119–124. https://doi.org/10.1557/mrs.2018.4 (2018).

Article ADS Google Scholar

Cheng, Q. & Bogy, D. B. Étude expérimentale de la formation et de l’élimination des frottis dans l’enregistrement magnétique assisté par la chaleur. Tribol. 165, 107258. https://doi.org/10.1016/j.triboint.2021.107258 (2022).

Article Google Scholar

Sakhalkar, S. V. & Bogy, D. B. Effet de la rhéologie et du glissement sur la déformation du lubrifiant et le transfert disque-à-tête pendant l’enregistrement magnétique assisté par chaleur (HAMR). Tribol. Lett.https://doi.org/10.1007/s11249-018-1100-4 (2018).

Article Google Scholar

Sakhalkar, S. V. & Bogy, D. B. Déformation viscoélastique du lubrifiant et transfert disque-à-tête pendant l’enregistrement magnétique assisté par la chaleur. IEEE Trans. Magn. 55, 1–6. https://doi.org/10.1109/TMAG.2018.2885434 (2019).

Article Google Scholar

Smith, R., Rajauria, S., Brockie, R., Schreck, E. & Dai, Q. Opto-thermal simulation of metallic smear’s impact on hamr technology. En 2021, IEEE 32nd Magnetic Recording Conference (TMRC), 1-2, https://doi.org/10.1109/TMRC53175.2021.9605106 (2021).

Tani, H., Lu, R., Koganezawa, S. & Tagawa, N. Investigation of mechanism of smear formation from diamond-like carbon films on heating. Microsyst. Technol. 27, 2243-2255. https://doi.org/10.1007/s00542-020-05041-y (2020).

Article CAS Google Scholar

Ashkin, A. Accélération et piégeage des particules par la pression de radiation. Phys. Rev. Lett. 24, 156-159. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.24.156 (1970).

Article ADS CAS Google Scholar

Righini, M., Volpe, G., Girard, C., Petrov, D. & Quidant, R. Surface plasmon optical tweezers: Tunable optical manipulation in the femtonewton range. Phys. Rev. Lett. 100, 186804. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.100.186804 (2008).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Zhang, Y. et al. Pinces plasmoniques: Pour le piégeage optique à l’échelle nanométrique et au-delà. Lumière Sci. Appl.https://doi.org/10.1038/s41377-021-00474-0 (2021).

Article PubMed PubMed Central Google Scholar

Harada, Y. & Asakura, T. Forces de rayonnement sur une sphère diélectrique dans le régime de diffusion de Rayleigh. Opt. Commun. 124, 529–541. https://doi.org/10.1016/0030-4018(95)00753-9 (1996).

Article ADS CAS Google Scholar

Gans, R. À propos de la forme des particules d’or ultramicroscopiques. Ann. Phys. 342, 881-900. https://doi.org/10.1002/andp.19123420503 (1912).

Article MATH Google Scholar

Kreibig, U. & Vollmer, M. Propriétés optiques des grappes métalliques (Springer, 1995).

Réserver Google Scholar

Maier, S. A. Plasmoniques: Fondamentaux et applications (Springer, 2007).

Réserver Google Scholar

Gallis, M. A., Rader, D. J. & Torczynski, J. R. Approximation généralisée de la force thermophorétique sur une particule de poids libre. Aérosol. Sci. Technol. 38, 692-706. https://doi.org/10.1080/02786820490490001 (2004).

Article ADS CAS Google Scholar

Gallis, M., Rader, D. & Torczynski, J. Dsmc simulations of the thermophoretic force on a spherical macroscopic particul. Dans 35th AIAA Thermophysics Conference, https://doi.org/10.2514/6.2001-2890 (American Institute of Aeronautics and Astronautics, 2001).

Epstein, P. S. Sur la résistance subie par les sphères dans leur mouvement à travers les gaz. 23, 710-733. https://doi.org/10.1103/PhysRev.23.710 (1924).

Article ADS CAS Google Scholar

Kiely, J. D. et coll. Contamination de la tête induite par l’écriture dans l’enregistrement magnétique assisté par la chaleur. IEEE Trans. Magn. 53, 1–7. https://doi.org/10.1109/tmag.2016.2618842 (2017).

Article CAS Google Scholar

Xiong, S., Smith, R., Schreck, E. & Dai, Q. Étude expérimentale de la prise de matière sur les têtes d’enregistrement magnétique assisté par la chaleur (HAMR). Tribol. Lett.https://doi.org/10.1007/s11249-021-01455-5 (2021).

Article Google Scholar

Johnson, P. B. & Christy, R. W. Optical constants of transition metals: Ti, V, Cr, Mn, Fe, Co, Ni, and. Phys. Rev. B 9, 5056–5070. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.9.5056 (1974).

Article ADS CAS Google Scholar

Werner, W. S. M., Glantschnig, K. & Ambrosch-Draxl, C. Optical constants and inelastic electron-scattering data for 17 elemental metals. J. Phys. Chem. Réf. Données 38, 1013-1092. https://doi.org/10.1063/1.3243762 (2009).

Article ADS CAS Google Scholar

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Ce travail a été soutenu par Western Digital Corporation. R.T. tient à remercier S. Rajauria, E. Schreck et I. McFadyen pour leurs précieux commentaires. R.T. tient également à remercier le laboratoire de mécanique informatique de l’UC Berkeley pour son soutien.

Département de génie mécanique, UC Berkeley, Berkeley, CA, 94720, États-Unis

Roshan Mathew Tom et David B. Bogy

The CTO Office, Western Digital Technologies, San Jose, CA, 95119, États-Unis

Robert Smith, Oscar Ruiz et Qing Dai

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R.T. a conceptualisé l’objectif, développé le modèle et étudié les résultats. R.S. a supervisé R.T., effectué des simulations optiques et thermiques et étudié les résultats. O.R. a conçu le problème initial et a fourni un soutien théorique. Q.D a supervisé le projet et a aidé à l’enquête sur les résultats. D.B a assuré la supervision. Tous les auteurs ont examiné le manuscrit.

Correspondance avec Roshan Mathew Tom.

Les auteurs déclarent qu’ils n’ont pas d’intérêts financiers concurrents connus.

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Réimpressions et autorisations

Tom, R.M., Smith, R., Ruiz, O. et coll. Forces optiques dans l’interface tête-disque d’enregistrement magnétique assisté par la chaleur. Sci Rep 13, 8451 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35126-3

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Reçu: 27 février 2023

Acceptée: 12 mai 2023

Publication : 25 mai 2023

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

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