自旋极化电流驱动下磁涡旋的旋转回归运动和手征性反转

自旋极化电流驱动下磁涡旋的旋转回归运动和手征性反转刘立华;曹萌;徐仕翀;华中
【摘要】将方向为(-1,1,-1)的3个自旋极化电流通入纳米盘,用OOMMF (obj ect oriented micromagnetic framework)软件分析自旋极化电流大小和位置分布对磁涡旋动力学行为的影响.结果表明:磁涡旋核做旋转回归运动时,最大速度在轨迹上的位置相对固定,利用该性质,可在最大速度处引入缺陷,使磁涡旋核运动到缺陷处被钉扎并发生反转,从而实现磁涡旋核极性的可控反转;通过改变极化电流的大小或位置,可调节磁涡旋核旋转回归运动频率的大小;在高电流密度区域,可实现磁涡旋手征性反转,且反转时间较短;与极化电流位置对称分布相比,其手征性反转的电流范围变大,达到暂态构型的时间变短.
【期刊名称】《吉林大学学报（理学版）》
【年(卷),期】2019(057)004
【总页数】7页(P933-939)
【关键词】磁涡旋;自旋极化电流;旋转回归运动;手征性反转
【作者】刘立华;曹萌;徐仕翀;华中
【作者单位】吉林师范大学功能材料物理与化学教育部重点实验室,吉林四平136000;吉林师范大学功能材料物理与化学教育部重点实验室,吉林四平136000;吉林师范大学功能材料物理与化学教育部重点实验室,吉林四平136000;吉林师范大学功能材料物理与化学教育部重点实验室,吉林四平136000
【正文语种】中文
【中图分类】O469
磁涡旋稳定存在于微米或亚微米尺寸的铁磁性材料中, 由位于中心的磁涡旋核与平面内卷曲的磁矩构成, 磁涡旋核可朝上或朝下, 分别用极性p=1或p=-1表示. 平面内卷曲的磁矩可逆时针分布或顺时针分布, 分别用手征性c=1或c=-1表示[1-4]. 磁涡旋的极性和手征性均有两个方向, 可用其携带信号. 磁涡旋的退磁能较小, 可更紧密排列, 且磁涡旋具有热稳定性高、工作温度范围大等优点, 因而, 磁涡旋在高密度磁记录、磁随机存储、磁读写、磁传感和纳米微波振荡器等领域应用广泛[5-9].
目前, 磁涡旋核的极性反转研究结果较多, 如已通过施加静磁场、交变磁场、自旋极化电流等方式实现了磁涡旋核的极性反转[10-16]. 与极性反转相比, 磁涡旋的手征性反转相对较难. 文献[17]研究表明, 在圆形盘上施加平面内磁场的高对称体系中, 磁涡旋的手征性不易控制. 通常采用非对称形状的粒子或非对称外加磁场实现手征性反转. Schneider等[18]制备了带有一个平边直径为700 nm的圆盘, 打破了平
面内各向同性, 通过施加平面内磁场可控制磁涡旋的手征性; Yakata等[19]研究表明, 对于三角形、五边形、七边形和九边形的坡莫合金纳米磁体, 由于磁涡旋具有非对称的成核能, 因此通过施加平面内磁场即可获得所需的手征性, 当多边形为偶数边时, 不能控制磁涡旋的手征性; Gaididei等[20]为打破手征性的对称性, 通过在纳米圆盘上覆盖掩模使脉冲场变为非均匀场, 当脉冲场的强度大于临界值时, 可实现手征性快速可控反转; Antos等[21]通过施加平面内均匀脉冲场实现了磁性纳米盘中磁涡旋的手征性反转; Uhlí等[22]通过在厚度不均匀的圆盘上施加平面内脉冲场, 使磁涡旋核做远离平衡态的旋转回归运动, 从而控制了磁涡旋的手征性反转, 反转所需的场振幅远小于静磁场的场振幅, 通过改变圆盘的几何形状可控制反转所需的场脉冲振幅和持续时间; Wen等[23]用两种不同类型的磁场脉冲在七边形亚微米
坡莫合金盘中实现了平面内卷曲磁矩和极性的可控反转; Jenkins等[24]用低功率射频电流共振激发探测了4种手征性/极性磁涡旋构型; Urbnek等[25]研究表明, 在快速增长的磁场脉冲作用下, 磁性纳米盘中磁涡旋的手征性反转需在盘边界湮灭磁涡旋核, 且形成一个相反手征性的新的磁涡旋, 并得到了磁涡旋核湮灭的几何条件以及发生快速有效手征性反转的脉冲参数.
研究表明，该领域目前存在两个以下主要问题：
1) 通过非对称纳米粒子或非对称磁场可实现磁涡旋手征性的控制, 但这些方法在操作上有一定难度；
2) 通过施加磁场使磁涡旋的手征性发生反转, 但磁场的作用范围较大, 在激发目标磁涡旋时, 会对邻近磁涡旋产生影响, 不利于信号存储设备的小型化.
基于此, 本文采用自旋极化电流激发磁矩, 将3个纳米点接触的自旋极化电流通入纳米圆盘, 分析电流密度大小和位置分布对磁涡旋旋转回归运动的影响.
1 模型和方法
图1 模型示意图Fig.1 Schematic diagram of model
模拟计算的模型如图1所示, 其中坡莫合金纳米盘半径R=200 nm, 厚度L=10 nm. 纳米盘的初始状态为磁涡旋结构, 其极性和手征性为(p,c)=(1,1), 用平面外椎体表示磁涡旋核的极性, 用平面内白色箭头表示磁涡旋的手征性. 用3个半径为50 nm的圆柱体表示3个点接触的自旋极化电流, 3个点接触均分布在x轴上, ip2位于纳米盘的中心, 通过3个接触点的极化电流密度均相同, 且每个接触点内电流均匀分布. ip2和ip3间的距离d2为120 nm, ip2和ip1间的距离d1分别为
100,120,135,150 nm, 考察不同d1值对磁涡旋动力学行为的影响. 规定电流方向沿±z时记为ip=±1. 固定电流的极化方向为-z, 记为Sp=-1. 分析电流(ip1,ip2,ip3)的方向为(-1,1,-1)时磁涡旋的动力学行为.
用OOMMF(object oriented micromagnetic framework)软件模拟磁涡旋的动
力学行为, 既考虑了极化电流产生的自旋转移矩效应, 又考虑了电流产生的Oster 场效应. 自旋转移矩表达式[26]为
TST T=γβm×(m×mp),
其中:
为约化Planck常量, J为电流密度, μ0为真空中的磁导率, e为电子电荷；γ为旋磁比; mp为自旋极化方向的单位矢量. 模拟中饱和磁化强度Ms=8.6×105 A/m, 自旋极化率P=0.4, 阻尼系数α=0.05, 交换常数A=1.3×10-11 J/m, 忽略磁各向异性能.
2 结果与讨论
图2 不同电流密度下磁涡旋的动力学相图Fig.2 Kinetic phase diagram of magnetic vortexat different current densities
当电流(ip1,ip2,ip3)的方向为(-1,1,-1)时, 磁涡旋的动力学行为如图2所示. 由图2可见, 当电流密度从2×1011 A/m2增加到40×1011 A/m2的过程中, 磁涡旋经历了7种复杂的动力学过程. 区域Ⅰ0磁涡旋核未被激发, 区域Ⅰ磁涡旋核做类似旋转的回归运动, 当d1=120 nm时, 区域Ⅰ的电流范围较小, 当d1=100,135,150 nm时, 区域Ⅰ的电流范围明显扩大. 表明极化电流位置非对称分布时, 磁涡旋核做旋转回归运动的电流范围明显扩大, 更有利于磁涡旋应用于纳米微波振荡器中. 磁涡旋核做旋转回归运动的轨迹如图3所示. 由图3可见： 3个轨迹的中心约在盘中心；当d1=120 nm, J=6×1011 A/m2时, 磁涡旋核的稳态轨迹近似为椭圆形；当d1=120 nm, J =10×1011 A/m2和d1=150 nm, J=10×1011 A/m2时, 磁涡旋核的稳态轨迹近似为花生状; 当d1 =120 nm时, 稳态轨迹周长随电流密度的增加而变大；当J=10×1011 A/m2, 随着d1的增加, 花生状轨迹形状略显不规则. 图3 磁涡旋核的轨迹Fig.3 Trajectory of magnetic vortex core
磁涡旋核的坐标-时间曲线如图4所示. 由图4可见, 稳态轨迹的x和y坐标均随时间周期性变化. 磁涡旋核的速度-时间曲线如图5所示. 由图5可见, 当达到稳态轨
迹时, 磁涡旋核的速度均随时间周期性变化. 磁涡旋核在稳态轨迹上运动一周最大
速度出现2次, 且最大速度在轨迹上的位置相对固定, 利用该性质, 可在最大速度处设置缺陷, 使磁涡旋核运动到缺陷处被钉扎并发生反转, 从而实现磁涡旋核极性的
可控反转. 快速Fourier变换谱如图6所示. 由图6可得旋转回归运动的频率. 磁涡旋核的启动时间、最大速度和频率列于表1. 由表1可见：当固定d1时, 电流密
度增加使磁涡旋核更易启动, 启动后的最大速度变大, 但旋转回归运动的频率减小；当固定电流密度J时, 随着d1增加, 即电流位置非对称分布时, 磁涡旋核更易启动, 启动后的最大速度与旋转回归运动的频率均变大. 磁涡旋的旋转回归运动可应用于纳米微波振荡器中, 通过改变电流密度的大小或极化电流的位置均可调节频率的大小, 从而有利于磁涡旋应用于频率可调的纳米微波振荡器中.
图4 磁涡旋核的坐标-时间曲线Fig.4 Coordinate-time curves of magnetic vortex core
图5 磁涡旋核的速度-时间曲线Fig.5 Velocity-time curves of magnetic vortex core
图6 快速Fourier变换谱Fig.6 Fast Fourier transform spectra表1 旋转回归运动的启动时间、最大速度和频率Table 1 Actuation time, maximum velocity and frequency of gyrotropic motion
d1/nmJ/(A·m-2)启动时间/ns最大速度/(m·s-
1)f/GHz1206×1011352770.29912010×1011193510.29415010×101103540.3 04
暂态和稳态的磁构型如图7所示, 其中： (A)为初始状态, (B)为暂态， (C)为稳态.
图2中区域Ⅱ磁涡旋核的极性发生反转, 达到暂态构型时磁涡旋核基本位于盘中心,
平面内磁矩发生扭曲, 如图7(Ⅱ-B)所示. 关闭电流后的稳定状态如图7(Ⅱ-C)所示, 由图7(Ⅱ-C)可见, 平面内扭曲的磁矩呈均匀的逆时针分布, 为(p, c)=(-1,1)状态, 与初始状态相比, 发生了磁涡旋核极性反转. 图2中区域Ⅲ磁涡旋出现暂态构型, 如图7(Ⅲ-B)所示. 由图7(Ⅲ-B)可见, 纳米盘上存在两个极性为+1的磁涡旋, 在两个核附近的局域范围内, 平面内磁矩分布较杂乱, 但有顺时针分布的趋势. 关闭电流后的稳定状态如图7(Ⅲ-C)所示. 由图7(Ⅲ-C)可见, 平面内磁矩呈均匀的顺时针分布, 为(p,c)=(1,-1)状态, 与初始状态相比, 发生了磁涡旋手征性反转. 图2中区域Ⅳ磁涡旋出现一个复杂的暂态构型, 如图7(Ⅳ-B)所示. 由图7(Ⅳ-B)可见, 纳米盘上存在3个磁涡旋, 中心有一个极性为-1的磁涡旋核, 在其附近的局域范围内, 平面内磁矩大致呈逆时针分布, 两边各有一个极性为+1的磁涡旋核, 在这两个核附近的局域范围内, 平面内磁矩大致呈顺时针分布. 关闭电流后的稳定状态如图7(Ⅳ-C)所示. 由图7(Ⅳ-C)可见, 平面内磁矩呈均匀的逆时针分布, 为(p,c)=(-1,1)状态, 与初始状态相比, 发生了磁涡旋核极性反转. 此外, 当d1=120 nm, J=40×1011 A/m2时, 磁涡旋的暂态构型与区域Ⅳ相同. 图2中区域Ⅴ磁涡旋出现一个新的暂态构型, 如图
7(Ⅴ-B)所示. 由图7(Ⅴ-B)可见, 纳米盘左侧存在一个极性为+1的磁涡旋, 在其附近的局域范围内, 平面内磁矩分布较杂乱, 但有顺时针分布的趋势. 关闭电流后平面内磁矩呈均匀的顺时针分布, 如图7(Ⅴ-C)所示, 为(p,c)=(1,-1)状态, 与初始状态相比, 发生了磁涡旋手征性反转. 图2中区域Ⅵ磁涡旋出现一个复杂的暂态构型, 如图7(Ⅵ-B)所示. 由图7(Ⅵ-B)可见, 纳米盘上存在两个极性相反的磁涡旋, 盘左侧有一个极性为+1的磁涡旋核, 其局域范围内平面内磁矩大致呈顺时针分布, 盘中心有一个极性为-1的磁涡旋核, 其局域范围内平面内磁矩大致呈逆时针分布, 关闭电流后平面内磁矩呈均匀的逆时针分布, 如图7(Ⅵ-C)所示, 为(p,c)=(-1,1)状态, 与初始状态相比, 发生了磁涡旋核极性反转. 因此, 在关闭电流后, 复杂的暂态构型最终达到稳态构型仅两种, 即在区域Ⅱ,Ⅳ,Ⅵ内发生了磁涡旋核极性反转及在区域Ⅲ,Ⅴ内发
生了手征性反转. 当极化电流位置非对称分布(d1 =100,135,150 nm)时, 手征性反转的电流范围变大, 即在较大的电流范围内实现了磁涡旋手征性反转.
图7 暂态和稳态的磁构型Fig.7 Magnetic configurations of transient state and stable state
达到暂态构型所需时间与电流密度的关系如图8所示，其中图8(A)为达到暂态构型Ⅱ所需时间tⅡ-B与电流密度的关系曲线. 由图8(A)可见, 当d1取不同值时, 曲线的整体趋势基本一致, 最初tⅡ-B随电流密度的增加而减小, 达到一定值后tⅡ-B 随电流密度的增加而略有增加. 这是由于考虑了电流产生的Oster场和自旋转移矩两种效应所致. 当电流密度较低时, 电流产生的Oster场较小, 对磁矩分布的影响较小, 自旋转移矩增加使磁涡旋核极性的反转变快, 因此tⅡ-B随电流密度的增加而
减小. 当电流密度较高时, Oster场随电流密度的增加而增加, 对磁矩分布的影响变大, 使系统调整到暂态的时间变长, 因此tⅡ-B随电流密度的增加而略有增加. 当
d1=120 nm, 即接触点位置对称分布时, 达到暂态构型的时间tⅡ-B较长. 当
d1=100,135,150 nm, 即接触点非对称分布时, 达到暂态构型的时间tⅡ-B相差较小, 且远小于d1=120 nm的时间. 图8(B)为达到暂态构型Ⅲ所需时间tⅢ-B与电流密度的关系曲线；图8(C)为达到暂态构型Ⅳ和Ⅴ所需时间tⅣ-B和tⅤ-B与电流密度的关系曲线. 由图8(B)和(C)可见: 当d1=120 nm, 即接触点位置对称分布时, 达到暂态构型的时间较长; 当d1 =100,135,150 nm, 即接触点位置非对称分布时, 达到暂态构型的时间相差较小, 且远小于d1 =120 nm的时间. tⅢ-B,tⅣ-B，tV-B 随电流密度变化的规律不明显, 这是由于从初态达到暂态构型Ⅲ,Ⅳ,Ⅴ的过程较复杂, 期间磁涡旋核发生多次的湮灭反转, 各电流密度下磁涡旋经历的过程也不相同, 因此导致tⅢ-B,tⅣ-B，tⅤ-B随电流密度的变化无明显的规律性. 仅d1=150 nm 时出现了暂态Ⅵ, 表明电流位置高度不对称易出现更丰富的暂态构型. 当电流密度J 为2.4×1012,2.6×1012,2.7×1012 A/m2时, 达到暂态Ⅵ所需时间分别为
4.18,3.95,7.37 ns, 所用时间均较少.
图8 达到暂态构型所需时间与电流密度的关系Fig.8 Relationship between time required to reach transient state and current density
综上, 本文将3个自旋极化电流通入纳米盘, 电流的方向为(-1,1,-1), 用OOMMF
软件分析了极化电流的大小和位置分布对磁涡旋动力学行为的影响, 可得如下结论：1) 极化电流位置非对称分布有利于激发磁涡旋核, 使磁涡旋核做旋转回归运动的电流范围扩大, 从而有利于磁涡旋应用于纳米微波振荡器中, 电流位置的不对称易出
现更丰富的暂态构型;
2) 磁涡旋核做旋转回归运动的最大速度在轨迹上位置相对固定, 利用该性质, 可在
最大速度处设置缺陷, 使磁涡旋核运动到缺陷处被钉扎并发生反转, 从而实现磁涡
旋核极性的可控反转；
3) 改变电流密度的大小或极化电流的位置分布均可调节旋转回归运动频率的大小, 有利于磁涡旋应用于频率可调的纳米微波振荡器中；
4) 在高电流密度区域, 实现了磁涡旋手征性反转, 且反转时间较短；
5) 与极化电流位置对称分布相比, 其手征性反转的电流范围变大, 达到暂态构型的
时间变短.
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