劉益 錢正洪2)? 朱建國?

1) (四川大學(xué)材料科學(xué)與工程學(xué)院, 成都 610064)

2) (杭州師范大學(xué)信息科學(xué)與工程學(xué)院, 杭州 311121)

磁性斯格明子是一種具有渦旋狀非共線自旋結(jié)構(gòu)的準粒子, 具有獨特的拓撲保護特性, 可在極低電流驅(qū)動下運動, 有望在信息技術(shù)領(lǐng)域獲得廣泛應(yīng)用. 從2015 年開始, 科學(xué)家已經(jīng)發(fā)現(xiàn)了多種室溫磁性斯格明子材料, 例如斯格明子多層膜、人工斯格明子材料、β-Mn 型單晶材料、中心對稱材料(鐵氧體、六方Ni2In 型)等.其中多層膜材料由于其制備工藝簡單、可通過調(diào)節(jié)各膜層厚度優(yōu)化性能、器件集成度高等優(yōu)點而備受關(guān)注.這些室溫磁性斯格明子材料具有涌生電動勢、拓撲霍爾效應(yīng)、斯格明子霍爾效應(yīng)等特性, 有望用來制備多種新型自旋電子器件, 例如賽道存儲器、微波探測器、納米振蕩器等, 其中賽道存儲器有望成為下一代非易失性、低能耗和高密度的存儲器. 本文首先介紹了磁性斯格明子的基本特性, 然后綜述了近年來室溫磁性斯格明子材料的研究進展、制備技術(shù)及表征方法, 最后簡單介紹了用室溫磁性斯格明子材料研制賽道存儲器、微波探測器等原型器件的研究進展, 展望了室溫磁性斯格明子材料的未來發(fā)展趨勢.

1 引 言

磁性材料中存在多種相互作用能, 如磁交換能、磁各向異性能、退磁場能、磁彈性能、外磁場能等[1]. 在這些相互作用能的影響作用下, 磁性材料可存在多種穩(wěn)定的自旋結(jié)構(gòu), 例如磁疇壁、渦旋、磁泡、斯格明子等[2]. 其中斯格明子是一種具有準粒子特性的渦旋狀非共線自旋結(jié)構(gòu).

在磁性材料中要形成斯格明子, 除了常見的相互作用能以外, 還需要引入手性相互作用[1]. 常見的手性作用有長程的磁偶極相互作用、Dzyaloshinskii—Moriya(DM)相互作用、阻挫交換相互作用和四自旋交換相互作用[1]. 由DM 作用生成的斯格明子, 由于具有尺寸小(5—100 nm)且易調(diào)控、穩(wěn)定性高等優(yōu)點, 而受到廣泛關(guān)注. 在磁性材料中, DM作用使得磁矩垂直, 而交換相互作用使得磁矩平行, 在這兩種作用及其他磁性相互作用的共同影響下, 可形成斯格明子結(jié)構(gòu)[3].

斯格明子的結(jié)構(gòu)如圖1 所示, 其中自旋單位磁矩m(x,y)是位置的函數(shù), 斯格明子的中心自旋方向向下, 邊緣處的自旋方向向上[4]. 對于磁性材料中的自旋結(jié)構(gòu), 其拓撲特性可以用斯格明子數(shù)來表示. 斯格明子的斯格明子數(shù)是 ±1, 或其他整數(shù).而擁有不同斯格明子數(shù)的自旋結(jié)構(gòu)之間不能通過連續(xù)變化來實現(xiàn)相互轉(zhuǎn)化, 因此斯格明子擁有穩(wěn)定的拓撲結(jié)構(gòu)[5].

圖1 不同自旋結(jié)構(gòu)的斯格明子示意圖 (a) 奈爾型斯格明子; (b) 布洛赫型斯格明子; (c) 奈爾型斯格明子; (d)布洛赫型斯格明子; (e)-(h) 反斯格明子; (i)單位磁矩方位示意圖Fig. 1. The spin structure diagram of different skyrmions: (a)Néel type skyrmion; (b) Bloch type skyrmion; (c) Néel type skyrmion;(d) Bloch type skyrmion; (e)-(h) anti-skyrmion; (i) the altitude and azimuth diagram of unit magnetic moment.

斯格明子最早是由英國物理學(xué)家Skyme[6]于1962 年得到的拓撲孤子解, 最初是用來解釋原子核物理學(xué)中的強子(hadrons)的. 隨后科學(xué)家發(fā)現(xiàn)這種準粒子存在于量子霍爾體系、玻色愛因斯坦體系、液晶及磁性材料中[1,7,8]. 2006 年, R?ssler 等[9]在理論上首次證明了可由DM 作用生成基態(tài)可穩(wěn)定存在的磁性斯格明子系統(tǒng). 2009 年, Mühlbauer等[10]通過中子衍射首次在MnSi 單晶材料中觀察到磁性斯格明子的存在. 隨后研究者們通過洛倫茲透射電鏡、自旋極化掃描電鏡等技術(shù)手段成功實現(xiàn)了斯格明子在實空間的成像[11,12]. 目前磁性斯格明子可廣泛存在于手性磁體(如MnSi, Cu2OSeO3)、磁性薄膜及多層膜系統(tǒng)、硬磁/軟磁層材料(人工斯格明子)、中心對稱材料(如鐵氧體、六方Ni2In型)等[10,11,13-16]里面. 諾貝爾物理學(xué)獎獲得者Fert等[7]于2013 年提出斯格明子可應(yīng)用于賽道存儲器, 為實現(xiàn)斯格明子的器件化指明了方向.

早期的研究發(fā)現(xiàn), 磁性斯格明子多存在于低溫環(huán)境, 且僅在極少數(shù)單晶材料中發(fā)現(xiàn)了室溫或接近室溫環(huán)境存在斯格明子. 2015 年至2016 年, 發(fā)現(xiàn)了一系列新型室溫多層膜斯格明子材料, 如Ta/CoFeB/TaOx[17], (Ir/Co/Pt)10[18], Pt/Co/Ta, Pt/CoFeB/MgO[19]等, 使得室溫磁性斯格明子材料的研究進入了一個新階段. 多層膜斯格明子材料具有尺寸小且可調(diào)、制備簡單、溫度穩(wěn)定性好、器件集成度高等優(yōu)點. 隨著室溫斯格明子材料研究的不斷深入, 斯格明子材料開始在多種自旋電子器件中獲得應(yīng)用, 如賽道存儲器、微波探測器、邏輯門、納米振蕩器等[2].

本文首先介紹斯格明子的微磁學(xué)理論及其特有的拓撲特性和動力學(xué)特性; 其次介紹室溫磁性斯格明子材料最新的研究進展, 包括多層膜材料[14,18-21]、人工斯格明子材料[15,22]、反鐵磁/鐵磁材料薄膜[23]、β-Mn 型單晶材料[24,25]、中心對稱材料(如鐵氧體、六方Ni2In 型材料等)[16,26]等; 隨后介紹了斯格明子的應(yīng)用, 主要介紹賽道存儲器、微波探測器和納米振蕩器; 最后對室溫斯格明子材料的研究現(xiàn)狀及其在器件方面的應(yīng)用進行了總結(jié), 以期望為尋找最合適的室溫斯格明子材料提供參考.

2 斯格明子理論

2.1 斯格明子的微磁學(xué)結(jié)構(gòu)

圖1 所示為典型的磁性斯格明子結(jié)構(gòu), 其中心的自旋方向向下, 邊緣處的自旋方向向上. 從中心開始, 經(jīng)連續(xù)改變方向, 通過面內(nèi), 逐步地過渡到邊緣處. 根據(jù)過渡方式的不同, 磁性斯格明子的結(jié)構(gòu)還可以進一步分為布洛赫型和奈爾型. 布洛赫型的磁矩為圓形環(huán)狀分布, 如圖1(a)所示; 奈爾型的磁矩為輻射狀結(jié)構(gòu), 如圖1(b)所示. 為了進一步了解斯格明子結(jié)構(gòu), 這里以二維材料為例介紹斯格明子的微磁學(xué)結(jié)構(gòu). 在二維平面中, 取斯格明子中心為坐標原點, 空間的位置用極坐標表示:

其中,r為單位磁矩的位置與坐標中心的距離,φ表示單位磁矩的位置與坐標中心連線與x軸正方向的夾角.

單位磁矩的分布是空間位置的函數(shù), 在二維材料中, 可設(shè)單位磁矩分布為

斯格明子中單位磁矩在z方向的分量為r的函數(shù),同時根據(jù)斯格明子的對稱性, 可得

其中,Φ為地平經(jīng)度, 表示單位磁矩與x軸方向的夾角, 是φ的函數(shù); 而Θ為地平緯度, 表示單位磁矩與z軸方向的夾角, 是r的函數(shù)(圖1(i)).

為進一步理解表達式(4)的含義, 可假設(shè)一定的邊界條件, 如對于布洛赫型及奈爾型斯格明子,可假定位于x軸正方向的單位磁矩方向與x軸夾角分別為π/2 及0, 單位磁矩圍繞坐標原點旋轉(zhuǎn)2π; 同時可假定斯格明子滿足當(dāng)r=0 時有mz=-1 ,當(dāng)r=1 時有mz=0 , 當(dāng)r=∞時有mz=1.φ和φ,及Θ和r的之間關(guān)系的具體表達式為[4]

其中,n取整數(shù), 其符號正負表示斯格明子的變化方向, 符號為正時變化方向為逆時針方向, 符號為負時變化方向為順時針方向, 大小表示單位磁矩圍繞坐標原點一周旋轉(zhuǎn)的周數(shù);γ表示自旋結(jié)構(gòu)的螺旋度, 常見取值為 0 , π/2, —π/2, π (圖1). 當(dāng)n= —1時, 所對應(yīng)的自旋結(jié)構(gòu)一般稱為反斯格明子; 當(dāng)n=1,γ= π/2, —π/2 時所對應(yīng)的自旋結(jié)構(gòu)為布洛赫型斯格明子; 當(dāng)n= 1,γ= 0, π 時所對應(yīng)的自旋結(jié)構(gòu)為奈爾型斯格明子.

2.2 斯格明子的形成

在磁性材料中的各種相互作用中, 磁交換相互作用起著主要作用, 它使得磁矩的方向處于相互平行或反平行方向. 在某些材料中, 若是其他相互作用變得異常強大, 會使磁矩偏離平行或反平行方向, 進而形成豐富的磁疇結(jié)構(gòu)[2], 例如磁疇壁、磁泡、渦旋、斯格明子等[1,2]. 除了常見的磁交換能、磁各向異性能、退磁場能、磁彈性能、外磁場能等以外, 在磁性材料中要生成磁性斯格明子, 還需引入手性相互作用. 手性相互作用是一種使得相鄰磁矩相互垂直的作用, 常見的手性相互作用如表1 所示.在交換相互作用和手性相互作用的競爭下, 在一定的磁場作用和特定溫度條件下, 可在磁性材料中生成磁性斯格明子結(jié)構(gòu).

表1 手性相互作用的類型[1]Table 1. Types of chiral interactions[1].

2.3 DM 作用

近年來, 研究多集中在由DM 作用生成的斯格明子[3]. DM 作用來源于相對論效應(yīng)的自旋軌道耦合的高階作用項, 存在于空間對稱破缺的材料中. 在固體材料中, 這種作用的來源是空間對稱性的破缺和磁性原子間的高階自旋軌道耦合[10]; 而在薄膜材料中, DM 作用來自磁性薄膜界面的對稱破缺、磁性層和重金屬層之間的強自旋軌道耦合. 對于相鄰自旋, 其DM 作用能的哈密頓量可表示為[27]

其中,S1和S2是相鄰原子間的自旋;D12表示DM 矢量, 由晶體的對稱性所決定. 薄膜材料中D12是一個平行于薄膜界面且垂直于S1和S2連線的矢量. 對于兩個相互平行的磁矩, 當(dāng)DM 作用存在時, 這兩個相鄰磁矩的方向會向著DM 矢量方向偏轉(zhuǎn).

在體材料和薄膜材料中, 假設(shè)自旋產(chǎn)生的磁矩是連續(xù)的, 則DM 作用產(chǎn)生的能量密度可表示為[2]

在薄膜材料中, 磁矩通常不是z的函數(shù), 即則DM 作用而產(chǎn)生的能量密度可表示為

其中,εbulk和εi-DM分別表示在固體和薄膜材料中的DM 作用能密度;m表示單位磁矩;mz表示單位磁矩在z方向的分量;D為DM 作用常數(shù), 是一個與DM 矢量D12相關(guān)的量.D值的正負可決定斯格明子的類型. 在固體材料中, 由DM 作用生成斯格明子的材料有MnSi, Mn1—xFexSi, Fe1—xCoxSi,MnGe, Mn1—xFexGe, FeGe, Cu2OSeO3等[5,28], 它們多為布洛赫型斯格明子, 且多在較低的溫度(16 K)下存在[10]. 在薄膜材料中, 由于其與固體材料中DM 作用特性的不同, 斯格明子為奈爾型, 例如(Ir/Co/Pt)10[18], (Pt/Co/Ta)15[19], (Pt/CoFeB/Mg O)15[19], [Pt/Gd25Fe65.6Co9.4)/MgO]20[23], [Pt/CoFe B/MgO]15[29]等薄膜體系. 早期的研究發(fā)現(xiàn), 在薄膜材料中, 斯格明子只能在極低的溫度下存在, 例如Fe/Ir(111)薄膜材料等[11]. 通過多層膜疊加的方式提高DM 作用, 可以在室溫下獲得斯格明子.需要指出的是, 在薄膜材料中還存在一種斯格明子磁泡, 其尺寸一般較大, 為1 μm 左右, 且多為布洛赫型[1]. 在薄膜材料中, DM 作用和長程的磁偶極相互作用一般同時存在, 因此區(qū)別斯格明子磁泡和由DM 作用生成的斯格明子, 主要是通過DM 強弱來區(qū)分的. 后文將把由長程的磁偶極相互作用生成的斯格明子, 特別地稱為斯格明子磁泡[20,30].

2.4 斯格明子的拓撲特性

2.4.1 斯格明子數(shù)

斯格明子可在自旋極化電流或電場作用下運動, 同時可產(chǎn)生涌生電磁場作用在電子上, 從而產(chǎn)生拓撲霍爾效應(yīng). 而斯格明子的這些特性與斯格明子的拓撲特性密切相關(guān). 在二維磁性材料或準二維磁性材料中, 自旋結(jié)構(gòu)的拓撲特性可以用拓撲數(shù)(斯格明子數(shù))Nsk來描述, 其定義如下[1]:

其中,m表示單位磁矩, 是x,y的函數(shù). 一般常見的斯格明子, 其斯格明子數(shù)Nsk通常為 ± 1.Nsk絕對值為1, 其物理意義是表示對于一個斯格明子,其單位磁矩繞圓心旋轉(zhuǎn)一周的角度為2π.Nsk的正負可表示不同類型的斯格明子, 例如當(dāng)斯格明子中心的磁矩方向向下,Nsk值為負時, 表示反斯格明子, 它的磁矩圍繞中心旋轉(zhuǎn)時其方向的變化方向與斯格明子相反. 斯格明子是受拓撲保護的, 例如兩種不同拓撲數(shù)的結(jié)構(gòu), 在絕熱條件下, 不能通過連續(xù)的變化而相互轉(zhuǎn)化; 同時這種拓撲結(jié)構(gòu)具有非常高的穩(wěn)定性, 在自旋電流的作用下, 其產(chǎn)生和湮滅具有滯后性[5,15]. 對于其他自旋結(jié)構(gòu), 其拓撲數(shù)可以為零或半整數(shù), 例如磁泡和渦旋的拓撲數(shù)為0,半子(meron)的拓撲數(shù)為1/2[4].

2.4.2 拓撲霍爾效應(yīng)

當(dāng)電子流經(jīng)斯格明子時, 電子會與磁矩產(chǎn)生強烈的自旋軌道耦合作用, 使得電子的自旋和斯格明子中的單位磁矩方向相互平行, 從而使得電子的運動狀態(tài)發(fā)生變化, 即發(fā)生偏轉(zhuǎn)而產(chǎn)生拓撲霍爾效應(yīng)(圖2 (a)). 在空間中單位磁矩的分布m(x,y,z,t)是一個隨時間緩慢變化的量, 因此當(dāng)電子流經(jīng)具有斯格明子的材料時, 斯格明子會對電子的運動產(chǎn)生微擾, 于是電子運動的哈密頓量由

變?yōu)閇31]

其中p為電子動量,me為電子質(zhì)量,Jex為交換常數(shù),σz為Pauli 矩陣, 而e為電子電荷量. 微擾項As和Vs代表由斯格明子生成的電磁場的標矢和標勢, 相應(yīng)的標矢和標勢可生成對電子作用的等效電磁場, 也稱為涌生電磁場, 它們是坐標(x,y,z)及時間(t)的函數(shù). 需要指出的是, 涌生電磁場和斯格明子數(shù)密切相關(guān), 它們之間的關(guān)系為[1,31]

其中,Biem,Eiem代表涌生磁場及涌生電場;Ais,Vis為標矢和標勢; ? 為約化普朗克常量;e為電子電荷量;εijk是無量綱的三階完全反對稱張量.

圖2 (a)斯格明子在電流作用下的運動及電子在涌生磁場作用生成的洛倫茲力作用下的偏轉(zhuǎn)[1]; (b) 斯格明子振蕩示意圖[1]Fig. 2. (a) Skyrmion move under the flow of electrons. Electrons are deflected by the Lorentz force due to the emergent magnetic field[1]; (b) oscillation diagram of magnetic skyrmion[1].

根據(jù)麥克斯韋電磁場理論, 當(dāng)斯格明子遷移時, 涌生磁場會相應(yīng)地產(chǎn)生橫向電場. 若假設(shè)斯格明子的遷移速度為vd, 由斯格明子的遷移而產(chǎn)生的電場E'為

由于涌生電磁場及遷移電場的存在, 極化電流的電子會發(fā)生橫向偏轉(zhuǎn), 從而產(chǎn)生電阻, 這種電阻為拓撲霍爾電阻. 通過對拓撲霍爾電阻的測量可間接表征磁性材料中的斯格明子. 在一些磁性材料中斯格明子會按照一定的規(guī)律周期性排列形成空間架構(gòu), 這些架構(gòu)稱為斯格明子晶格, 常見的斯格明子晶格有三方、四方相晶格(圖4(a))[24]. 在具有斯格明子晶格的單晶材料中, 如MnGe, FeGe, MnSi等單晶材料[1]中發(fā)現(xiàn)了拓撲霍爾效應(yīng), 但單個斯格明子產(chǎn)生的涌生電場對電子偏轉(zhuǎn)的相關(guān)研究則相對較少[4].

2.5 斯格明子動力學(xué)

斯格明子可在外加條件作用下遷移, 其中最常見的就是在極化電流作用下的遷移. 2010 年, Jonietz等[32]在MnSi 晶體中發(fā)現(xiàn)電流可以驅(qū)動斯格明子晶格的旋轉(zhuǎn). 2011 年, Yu 等[33]在FeGe 中發(fā)現(xiàn),用極低的電流密度可驅(qū)動斯格明子運動. 極化電流對斯格明子的驅(qū)動作用, 其本質(zhì)是極化電流中自旋電子與磁矩的耦合作用. 單位磁矩在極化電流驅(qū)動下的運動規(guī)律可用Landau-Lifshitz-Gilbert-Slonczewski 方程來描述[1,31]:

其中,m為單位磁矩,Hs是磁矩的哈密頓量,j為電流密度,αG為Gilbert 阻尼系數(shù), 而β為非絕熱效應(yīng)系數(shù).

若將斯格明子看作剛體, 在電流的作用下, 單個斯格明子在磁性材料中的運動規(guī)律, 可由Thiele方程獲得[1]:

式中vd=dR/dt,R表 示 斯 格 明 子 的 質(zhì) 心;Ms為斯格明子的等效質(zhì)量;G為陀螺矢量,G= 2πNskez(ez為z方向單位矢量);jv為電子遷移速度;vd為斯格明子的遷移速度;k為無量綱常數(shù);U為由于邊界、磁場、雜質(zhì)等引起的勢場.

Thiele 方程的最重要的推論是斯格明子除了在電流方向上運動以外, 還擁有垂直于電流方向的速度:v⊥=(αG-β)jv, 如圖2(a)所示, 這種現(xiàn)象稱為斯格明子霍爾效應(yīng)[34]. 需要指出的是, 在電流驅(qū)動下, 斯格明子的運動速度在一定的范圍內(nèi)隨著外加電流密度的增加而增加, 最后達到最大值. 當(dāng)電流密度足夠大時, 斯格明子將會消失[14]. 同電子等不同的是, 當(dāng)驅(qū)動電流消失時, 斯格明子的運動也會消失; 當(dāng)再次施加電流時, 斯格明子又開始運動[20].

斯格明子除了可在電流驅(qū)動下運動外, 還可以在外加磁場或極化電流的驅(qū)動下振蕩. 目前已知的振蕩方式有兩種: 一種是斯格明子的中心區(qū)域作周期性的膨脹或收縮, 作呼吸式振蕩(圖2(b)); 另外一種是斯格明子中心圍繞幾何中心作周期性旋轉(zhuǎn)(圖2(b)). 斯格明子中心圍繞幾何中心旋轉(zhuǎn)有兩種不同旋轉(zhuǎn)方式: 一種是與斯格明子手性相同的方向旋轉(zhuǎn); 另外一種是與斯格明子手性相反的方向旋轉(zhuǎn). 斯格明子自激振蕩的最主要的應(yīng)用是制備微波探測器[1,2].

2.6 低溫磁性斯格明子材料

磁性斯格明子最早是在具有B20 結(jié)構(gòu)的材料,如單晶MnSi[10], Fe0.5Co0.5Si[35], FeGe[13]中發(fā)現(xiàn)的.后來陸續(xù)發(fā)現(xiàn)磁性斯格明子存在于金屬超薄層材料Fe/Ir(111)等[11]以及Cu2OSeO3中[36,37], 它們大多是在低于室溫下存在(表2). 通過對低溫磁性斯格明子的研究, 發(fā)現(xiàn)磁性斯格明子具有多種特性, 例如: 2009 年, Mühlbauer 等[10]發(fā)現(xiàn)若干個斯格明子會以一定的規(guī)律排列在磁性材料中形成斯格明子晶格; 2010 年, Jonietz 等[32]在MnSi 晶體中發(fā)現(xiàn)電流可以驅(qū)動斯格明子晶格的旋轉(zhuǎn); 2011 年,Heinze 等[11]通過分子束外延法制備出金屬超薄層Fe/Ir(111), 并利用自旋極化掃描電子顯微鏡在Fe 層上發(fā)現(xiàn)了斯格明子; 2013 年, Romming 等[38]利用STM 產(chǎn)生的極化電流, 首次實現(xiàn)了單個斯格明子的產(chǎn)生和湮滅; Seki 等[36,37]發(fā)現(xiàn), 在多鐵材料Cu2OSeO3中, 可通過電場調(diào)控Cu2OSeO3中的斯格明子; 張等[4]發(fā)現(xiàn)在激光脈沖的驅(qū)動下可移動斯格明子, 等等. 但由于這些材料不能在室溫下產(chǎn)生穩(wěn)定的斯格明子結(jié)構(gòu), 對晶體的質(zhì)量要求較高,因此在應(yīng)用方面受到了一定的限制[5].

表2 低溫磁性斯格明子材料Table 2. Magnetic skyrmions materials at low temperature.

3 室溫磁性斯格明子材料

在2015 年到2016 年之間, 科學(xué)家們陸續(xù)發(fā)現(xiàn)了多種在室溫下可穩(wěn)定存在斯格明子的磁性材料.按照材料的維度可分為薄膜材料和單晶材料. 如表3 所示, 薄膜材料中包含多層膜材料[14,18-21]、人工斯格明子材料[15,22]、反鐵磁/鐵磁材料薄膜等[23];單晶材料中包含β-Mn 型單晶材料[24,25]、中心對稱材料(鐵氧體、六方Ni2In 型)等[16,26]. 雖然室溫磁性斯格明子的某些特性與低溫磁性斯格明子有很大的區(qū)別, 但室溫磁性斯格明子材料的發(fā)現(xiàn), 不僅豐富了材料科學(xué)的研究內(nèi)容, 也必將促進磁性斯格明子材料的應(yīng)用.

表3 室溫斯格明子材料Table 3. Magnetic skyrmions materials at room temperature.

3.1 多層薄膜材料

多層膜材料中, 斯格明子的生成主要是來自膜層間的DM 作用, 它是重金屬層和磁性層的界面之間自旋軌道耦合的高階作用項. 與手性單晶不同的是, 在多層膜材料中斯格明子類型是奈爾型的.由于多層膜可用磁控濺射來制備, 這種材料非常容易通過調(diào)節(jié)材料類型、膜層厚度、構(gòu)造特殊結(jié)構(gòu)等來進行優(yōu)化, 因此受到廣泛的關(guān)注.

2011 年, Heinze 等[11]通過分子束外延法在鐵磁金屬Fe 和重金屬Ir 組成的金屬超薄層Fe/Ir(111)異質(zhì)結(jié)構(gòu)里發(fā)現(xiàn)了磁性斯格明子. 早期在薄膜材料中發(fā)現(xiàn)的斯格明子雖然尺寸小, 約1 nm, 但只能在11 K 溫度下存在. 室溫磁性斯格明子最早由江萬軍等[14]在2015 年在多層薄膜材料中發(fā)現(xiàn). 他們通過濺射法制備了Ta (5 nm)/CoFeB (1.1 nm)/TaOx(3 nm)[14]三層膜結(jié)構(gòu), 并構(gòu)造了橋式結(jié)構(gòu)(圖3(a)).在電流的驅(qū)動下, 磁疇可移動, 當(dāng)磁疇經(jīng)過橋式結(jié)構(gòu)時, 將轉(zhuǎn)換成斯格明子結(jié)構(gòu). 不同于金屬超薄層中的斯格明子, 江萬軍等[14]獲得的斯格明子為斯格明子磁泡, 尺寸約為1 μm, 還不能滿足應(yīng)用的要求.

2016 年, Moreau-Luchaire 等[18]發(fā)現(xiàn)在室溫下斯格明子可穩(wěn)定存在于(Ir/Co/Pt)10中. 他們利用掃描透射X 射線顯微鏡(scanning transmission X-ray microscopy, STXM)在極低的外加磁場(Bz=58 mT)下, 獲得了小尺寸(約60 nm)的斯格明子結(jié)構(gòu). 最初的幾種薄膜材料, 例如Fe/Ir[11], PdFe/Ir(1 1 1)[38]等, 其斯格明子只能在極低的溫度11.0 K或4.2 K 下存在. 最大的原因是形成斯格明子材料所需的DM 作用, 會隨溫度升高而急劇下降, 而在(Ir/Co/Pt)10多層膜中, 如圖3 (c)所示, 在Ir/Co界面處和Co/Pt 界面處DM 作用的方向相反, 使得每一層Ir/Co/Pt 具有極大的DM 作用, 而通過多層膜的疊加使得DM 作用進一步增強達到2 mJ/m2,從而在室溫下生成磁性斯格明子結(jié)構(gòu). Moreau-Luchaire 等[18]通過實驗證實, 斯格明子的尺寸大小可通過調(diào)節(jié)外加磁場的大小來調(diào)節(jié). 2016 年, Boulle等[21]制備了Co/Pt/MgO 薄膜, 利用X 射線磁性圓二色性-光發(fā)射電子顯微鏡(X-ray magnetic circular dichroism-photoemission electron microscopy,XMCD-PEEM)發(fā)現(xiàn), 通過構(gòu)造尺寸為420 nm 的人工正方形邊界條件, 斯格明子可在無磁場的條件下存在于Co/Pt/MgO 薄膜中(圖3 (b)).

圖3 (a) Ta/CoFeB/TaOx 三層膜橋式結(jié)構(gòu)中斯格明子的形成[14]; (b) 在Pt/Co/MgO 三層膜正方型結(jié)構(gòu)中的斯格明子[21]; (c)在Pt 和Ir 層中Co 層中DM 作用的的疊加[18]; (d)在脈沖10 V 電場下, 迷宮磁疇轉(zhuǎn)化為斯格明子[19]; (e) 通過磁光克爾顯微鏡在薄膜Ta/CoFeB/TaOx 直接觀察到斯格明子霍爾效應(yīng)[17]; (f)斯格明子霍爾角與電流密度的函數(shù)關(guān)系[17]Fig. 3. (a) Skyrmion bubbles realized at the exit of a constriction of Ta/CoFeB/TaOx trilayer[14]; (b) skyrmion realized in a square of Pt/Co/MgO trilayer[21]; (c) additive DM for Co between Pt and Ir[18];(d) with the electric field pulse, the labyrinth domain is transformed into the skyrmion[19] (e) skyrmion Hall effect is clearly observed in successive Kerr microscopy images of a Ta/CoFeB/TaOx trilayer[17]; (f) phase diagram of the skyrmion Hall angle as a function of current density[17].

Woo 等[19]采用磁控濺射方法, 制備了(Pt/Co/Ta)15及(Pt/CoFeB/MgO)15多層膜材料, 利用磁透射X 射線顯微鏡(magnetic transmission X-ray microscopy, MTXM)和STXM, 發(fā)現(xiàn)(Pt/Co/Ta)15及(Pt/CoFeB/MgO)15多層膜材料在室溫下存在斯格明子. 與Moreau-Luchaire 等[18]的發(fā)現(xiàn)不同的是, (Pt/Co/Ta)15及(Pt/CoFeB/MgO)15兩種材料的中間層Co 及CoFeB 與其上下兩層具有相同方向的DM 作用, 因此在每一周期的Pt/Co/Ta 及Pt/CoFeB/MgO 中有一個DM 凈值,可通過多層膜的疊加來得到極高的DM 值, 以此在室溫下獲得斯格明子結(jié)構(gòu). 而在多層膜(Pt/Co/Ta)15[19], 如圖3(d)所示斯格明子的特殊Ω 狀結(jié)構(gòu)中, 由于邊界效應(yīng), 在脈沖10 V 電場的作用下, 可將迷宮疇轉(zhuǎn)換為斯格明子結(jié)構(gòu), 獲得的斯格明子可在室溫?zé)o外加磁場作用下穩(wěn)定存在. Yu 等[43]利用極向克爾效應(yīng)(polar magneto-optical Kerr effect,MOKE)顯微鏡在Ta/Co20Fe60B20/MgO 中觀察到了斯格明子磁泡. Yu 等[43]發(fā)現(xiàn), 即使Ta/Co20Fe60B20/MgO 中DM 作用非常微弱(0.25 mJ/m2), 也會使得斯格明子的類型是奈爾型的. 在具有氧化層的多層膜材料中, 氧化層為覆蓋層, 主要起著保護作用, 但有實驗表明, 氧化層可以起到調(diào)節(jié)磁性層的垂直各向異性和DM 作用的效果[44].

在多層膜材料中, 除了可以獲得大的DM 值以外, 還可通過多層膜的周期及膜層中材料的類型來調(diào)節(jié)斯格明子的熱穩(wěn)定性及其手性. 2017 年,Soumyanarayanan 等[45]在(Ir/Fe/Co/Pt)10中, 通過調(diào)節(jié)鐵磁層Fe 與Co 膜層厚度的比例來調(diào)節(jié)斯格明子的熱穩(wěn)定性及DM 值. 2018 年, Dovzhenko等[46]在直徑為2 μm 的納米多層膜(Pt/Co/Ta)10中發(fā)現(xiàn), 與一般多層膜中斯格明子的手性全部為左旋不同的是, 在(Pt/Co/Ta)10的多層膜中斯格明子的手性和螺旋方式是沿著垂直膜層的方向不斷演化的. 2018 年, Woo 等[47]在室溫下, 在Pt/GdFeCo/MgO 多層膜中通過施加電流, 實現(xiàn)了單個斯格明子的產(chǎn)生或湮滅. 2018 年, Woo 等[23]發(fā)現(xiàn)在Pt/GdFeCo/MgO 多層膜中, 斯格明子可分別在Gd 及FeCo 亞層中產(chǎn)生, 在這兩個膜層的斯格明子通過反鐵磁耦合在一起, 稱為鐵磁斯格明子(ferrimagnetic skyrmions). 鐵磁斯格明子在電流的驅(qū)動下運動, 可獲得50 m/s 的運動速度. 由于膜層間斯格明子的反鐵磁耦合, 當(dāng)鐵磁斯格明子運動時可獲得一個極小的斯格明子霍爾角θSkHE= 20°.

3.2 人工斯格明子

人工斯格明子最早是2013 年Sun 等[22]通過微磁學(xué)模擬預(yù)測其可能存在于CoPt/Co 中. 2014 年,栗佳等[15]等通過實驗在Co/Ni/Cu(001)構(gòu)造了這種結(jié)構(gòu). 實驗表明在Co/[Co/Pd]n和Co/Pd[40]薄膜中也存在人工斯格明子結(jié)構(gòu). 人工斯格明子結(jié)構(gòu)是由軟磁層和硬磁層組成的微納米結(jié)構(gòu)[22,30]. 軟磁層由于形狀效應(yīng), 可形成渦旋結(jié)構(gòu), 能映射到硬磁層中. 在一定的外加磁場的作用下, 可在硬磁層中形成斯格明子結(jié)構(gòu). 由于可選擇高溫度的磁性薄膜材料, 人工斯格明子結(jié)構(gòu)中的斯格明子可在室溫下穩(wěn)定存在. 但由于形成軟磁層渦旋所需的形狀效應(yīng), 人工斯格明子無法像一般的斯格明子那樣在電流的驅(qū)動作用下運動, 這必將限制它在賽道存儲器等器件中的應(yīng)用.

3.3 單晶材料

3.3.1 手性對稱材料

斯格明子可存在于手性對稱的磁性材料中, 例如: 具有B20 結(jié)構(gòu)的MnSi[10], FeGe[13]; 具有立方P213 結(jié)構(gòu)的Cu2OSeO3[36,48]等. 在具有B20 結(jié)構(gòu)的材料中, DM 作用來自于晶體結(jié)構(gòu)的空間對稱性破缺. 這些單晶材料多在低于或接近室溫才會生成斯格明子, 其中只有FeGe 材料能在接近室溫(278 K)下生成斯格明子[13]. 早期在室溫下可穩(wěn)定存在斯格明子的單晶為β-Mn 型結(jié)構(gòu)的Co10—x/2Zn10—x/2Mnx[24,25], 其斯格明子僅在有限的溫度范圍內(nèi)穩(wěn)定存在. 如圖4 (b)所示, 2017 年, Karube 等[24]在Co9Zn9Mn2合金中發(fā)現(xiàn)斯格明子可在390 K 時穩(wěn)定存在. 在外加磁場的作用下, 逐步降低溫度到室溫300 K, 可獲得亞穩(wěn)態(tài)的斯格明子晶格, 它可在較寬的溫度范圍內(nèi)存在(300—390 K). 如圖4(a)所示的三方晶格和四方晶格, 亞穩(wěn)態(tài)晶格是這兩種晶格的復(fù)合體, 同時它可在無外加磁場的室溫下穩(wěn)定存在.

3.3.2 中心對稱材料

中心對稱的材料中沒有DM 作用, 其豐富的自旋結(jié)構(gòu)主要是由磁偶極作用、單軸各向異性及交換作用生成的[49]. 目前在具有中心對稱的單晶材料中, 存在斯格明子的典型材料代表有Ba(Fe1—xScxMg0.05)12O19[42], La2—2xSr1+2xMn2O7[49], MnNiGa[16]等. 與手性材料不同的是, 由于DM 作用的缺失, 在Ba(Fe1—xScxMg0.05)12O19[42]中, 斯格明子可同時隨機存在于多種手性結(jié)構(gòu)中. 在La2—2xSr1+2xMn2O7[49],MnNiGa[16]兩種材料中, 存在雙斯格明子結(jié)構(gòu), 每個自旋結(jié)構(gòu)可看作兩個手性不同的斯格明子組成,其斯格明子數(shù)為2, 但是La2—2xSr1+2xMn2O7中的雙斯格明子只能在100 K 的溫度下存在. 金屬間化合物MnNiGa 具有Ni2In 六方型結(jié)構(gòu), 斯格明子可存在于較寬溫度范圍(100—340 K)內(nèi). 雖然在雙斯格明子材料中能觀察到拓撲霍爾效應(yīng), 但是由于自身結(jié)構(gòu)的特點, 雙斯格明子中常難以觀察到斯格明子霍爾效應(yīng). 2018 年, 侯志鵬等[26]在六方阻挫型磁體Fe3Sn2單晶中發(fā)現(xiàn)斯格明子可存在于100—400 K 的溫度范圍, 這是目前已知的斯格明子溫區(qū)范圍最廣的材料.

圖4 (a)實空間中四方和三方斯格明子晶格示意圖[24]; (b) Co9Zn9Mn2 單晶的溫度-磁場相圖(T-H)[24]Fig. 4. (a) Schematic figures of a triangular-lattice skyrmion crystal (SkX) and a square like-lattice SkX in real space[24]; (b) temperature(T)- magnetic field(H) state diagram of bulk Co9Zn9Mn2[24].

表4 室溫薄膜材料中斯格明子在電流驅(qū)動下運動Table 4. The motion of skyrmion in room temperature films driven by current.

3.4 室溫磁性斯格明子在電流驅(qū)動下的運動

斯格明子具有孤子特性, 在外加電場、外加自旋極化電流及激光的作用下, 可以在磁性材料中遷移[4]. 自旋極化電流中電子的自旋取向一致向上或向下, 可用來驅(qū)動斯格明子運動. 自旋極化電流驅(qū)動時, 斯格明子除了會沿著外加電流的方向, 還會垂直于外加電流方向運動. 因此斯格明子的運動方向會與電流方向有一夾角, 稱為斯格明子霍爾角[1].不同于電子等粒子, 斯格明子的運動只在電流存在時才持續(xù)運動, 而在電流消失時斯格明子則會處于靜止?fàn)顟B(tài).

在室溫磁性斯格明子材料中, 2015 年, 江萬軍等[17]利用磁光克爾效應(yīng)顯微鏡在Ta/CoFeB/TaOx里, 首次直接觀察到斯格明子霍爾效應(yīng)(圖3(e)).他們發(fā)現(xiàn), 在一定的范圍內(nèi)霍爾角隨著電流密度的增大而增大, 最后趨于不變(圖3(f)). 而后來在(Pt/Co/Ta)15[19], (Pt/CoFeB/MgO)15[19], [Pt/Gd25Fe65.6Co9.4)/MgO]20[23], [Pt/CoFeB/MgO]15[29]等體系中, 人們都觀測到明顯的斯格明子霍爾效應(yīng), 如表4所示, 雖然斯格明子的速度最高可達到100 m/s,但需要在外加磁場的作用下才能穩(wěn)定存在. 由于焦耳效應(yīng), 電流驅(qū)動勢必會產(chǎn)生焦耳熱. 因此制備低電流密度、快速移動的室溫磁性斯格明子材料具有非常誘人的前景.

4 室溫磁性斯格明子材料的制備及表征

4.1 室溫磁性斯格明子材料的制備

室溫磁性斯格明子材料的常見制備方法為直流濺射法、分子束外延法及布里奇曼法等(表5).分子束外延法是在高超真空中(10—8Pa), 利用各薄膜成分的分子束流, 直接噴射到襯底的真空鍍膜工藝. 如早期的斯格明子材料PdFe/Ir(111)[38]就是采用的這種方法. 采用分子束外延法制備的薄膜材料的的均勻性好、平整性高, 但是這種方法制備的成本較高, 且生長緩慢, 不適合規(guī)模化生產(chǎn)室溫下可穩(wěn)定存在的斯格明子多層膜材料.

表5 斯格明子材料常見制備方式Table 5. Common preparation method of skyrmion materials.

金屬薄膜材料多采用直流濺射法制備, 它是一種常見的薄膜制備方法, 容易實現(xiàn)規(guī)?；a(chǎn). 室溫磁性斯格明子薄膜材料多采用直流濺射法制備,如(Pt/Co/Ir)10[18], Ta/CoFeB/TaOx[14], (Pt/Co/Ta)15[19], (Pt/CoFeB/MgO)15[19], (Pt/CoFeB/Mg O)15[29], [Pt/(Gd25Fe65.6Co9.4)/MgO]20[23]等. Moreau-Luchaire 等[18]采用熱氧化硅基底, 用200 nm厚的Si3N4作為基底, 氬氣的壓強為0.25 Pa. 采用10 nm 厚的Pt 作為緩沖層, 緊接著沉積Co(0.6 nm)|Pt(1 nm)雙層薄膜, 隨后生長不對稱結(jié)構(gòu)Ir(1 nm)|Co(0.6 nm)|Pt(1 nm)10. 為了使得材料符合STXM的測試要求, 可采用Si3N4作為基底. 多層膜制備后, 為了完成性能測試, 還需構(gòu)造各種形狀, 這需要與光刻、電鍍等工藝相結(jié)合. 由于濺射法制備的薄膜有一定的不均勻性和缺陷, 這必將會帶來一定的磁各向異性、DM 作用及退磁場等不均勻性問題, 繼而造成磁性斯格明子分布的不均勻及尺寸大小分布的不均勻. 在實驗制備過程中需進一步考慮由于缺陷和不均勻性而導(dǎo)致的對斯格明子傳輸特性的影響.

單晶材料的生長多采用布里奇曼法(又稱坩堝下降法), 該方法是將原料裝進合適容器中, 在具有一個單向溫度梯度內(nèi)的溫區(qū)內(nèi)生上晶體的方法. 采用布里奇曼制備單晶時, 通常要先將粉末材料制備成多晶. 下面以CoxZnyMnz(x+y+z=20)為例[25,41]介紹這種方法. 將總計2 g 的純Co,Zn, Mn 密封在真空石英管中, 然后緩慢升溫至1000 ℃ (12 h), 再緩慢降低到925 ℃ (1 ℃·h—1),之后對其進行水淬, 形成多晶. 隨后采用布里奇曼法用超過一周的時間生長出Co8Zn8Mn4單晶. 生長完畢后溫度由1025 ℃降低到700 ℃, 同樣進行水淬形成單晶. 對于布里奇曼法制備的單晶, 為了測試分析, 需要進行定向、切割、拋光等.

4.2 斯格明子的表征

對于室溫磁性斯格明子材料, 常見的表征手段多是基于X-射線衍射的探測手段, 例如XMCDPEEM, STXM (表6). XMCD-PEEM 主要應(yīng)用于對磁性材料表面磁矩的探測, Li 等[15]首次利用XMCD-PEEM 在薄膜材料中觀察到斯格明子結(jié)構(gòu);Boulle 等[21]將XMCD-PEEM 與光激發(fā)電子顯微鏡(the photoemission electron microscopy)結(jié)合起來成功觀察到奈爾型斯格明子結(jié)構(gòu), 并確定了斯格明子的手性. 而STXM[18]可應(yīng)用于觀察薄膜材料內(nèi)部的斯格明子結(jié)構(gòu), 并可實時觀察薄膜材料中斯格明子的變化, 例如STXM 可被應(yīng)用來監(jiān)測斯格明子在電流驅(qū)動下的運動. 除了基于X-射線的探測手段外, 還可使用其他的方法探測斯格明子.例如江萬軍等[14]利用磁光克爾顯微鏡成功觀察到了斯格明子的產(chǎn)生和湮滅. 但磁光克爾顯微鏡其分辨率有限, 難以觀察到斯格明子的手性及小尺寸的斯格明子, 多用于探測尺寸大于1 μm 的斯格明子. X-射線全息術(shù)(X-ray holography)[4]提供了一種能觀察小尺寸斯格明子及可實時觀察斯格明子的手段. SPLEEM[50]可被用來探測小尺寸的斯格明子, 它具有分辨率高, 探測敏感度強等優(yōu)點.

表6 室溫斯格明子的表征技術(shù)一覽表[4]Table 6. List of room temperature skyrmion characterization technologies[4].

除了通過光學(xué)顯微鏡來觀察外, 還可利用拓撲霍爾效應(yīng)來間接觀察斯格明子. 在有斯格明子存在的磁性材料中會產(chǎn)生涌生電磁場, 當(dāng)電流流經(jīng)磁性材料時, 涌生電磁場會作用在電流上而產(chǎn)生相應(yīng)的電阻和電壓, 因此可通過測量電阻的變化來間接探測斯格明子的存在. 2009 年, Neubauer 等[51]在MnSi 單晶中發(fā)現(xiàn)在某些區(qū)域霍爾效應(yīng)會產(chǎn)生極大的偏差. 后來在單晶材料FeGe, Mn1—xFexSi, SrRuO3中也陸續(xù)發(fā)現(xiàn)了拓撲霍爾效應(yīng)[4]. 但在這些材料中要生成斯格明子所需的溫度多低于室溫. 在室溫下拓撲霍爾效應(yīng)報道非常少, 2019 年, Shao 等[52]在室溫下在Nd3Ga5O12/Tm3Fe5O12/Pt 三層膜中成功觀察到了拓撲霍爾效應(yīng).

5 室溫磁性斯格明子的應(yīng)用

室溫磁性斯格明子的發(fā)現(xiàn), 可把拓撲結(jié)構(gòu)引入室溫自旋電子器件. 同時基于磁性斯格明子的納米自旋器件可有效地降低能耗. 目前磁性斯格明子有望應(yīng)用于賽道存儲器、微波探測器、自旋轉(zhuǎn)移納米振蕩器、自旋邏輯開關(guān)及斯格明子晶格等器件[27].這里僅對賽道存儲器、微波探測器和自旋轉(zhuǎn)移納米振蕩器作簡要介紹.

5.1 賽道存儲器

賽道存儲器最早是由IBM 公司的Park 等[53]于2008 年提出來的, 定義為以磁疇壁為信息載體的存儲器, 磁疇壁可以在自旋極化電流的驅(qū)動下移動, 其結(jié)構(gòu)如圖5 所示. 賽道存儲器可以分為兩種,一種為垂直賽道存儲器, 另外一種為水平賽道存儲器. 其基本原理是: 賽道存儲器的一端, 在電流脈沖的作用下, 被磁化形成磁疇壁; 在電流的作用下,磁疇壁沿著賽道移動; 當(dāng)移動到讀取端時, 通過磁隧道結(jié)(MTJ)等元件將信息讀取出來.

基于斯格明子的賽道存儲器, 有望制備出新一代高密度、低能耗、高穩(wěn)定性的存儲器. 磁疇壁的尺寸多為20—50 nm[54], 斯格明子的尺寸可以更小, 為10—50 nm, 同時斯格明子的尺寸還可通過多種方式調(diào)控, 例如Moreau-Luchaire 等[18]實驗證實, 通過磁場適當(dāng)調(diào)控可使得斯格明子的尺寸進一步降低. 斯格明子在賽道存儲器里的移動, 最常見的是通過極化電流驅(qū)動, Woo 等[19]在室溫下利用電流密度為2.2 × 1011A/m2的極化電流驅(qū)動斯格明子運動, 在Pt/CoFeB/MgO 薄膜中斯格明子在2 μm 寬的賽道范圍內(nèi)可獲得100 m/s 的速度, 這一速度可實現(xiàn)斯格明子的快速讀取. 雖然2.2 × 1011A/m2與磁疇壁的驅(qū)動電流密度相當(dāng)(1011—1012A/m2)[54], 但磁疇壁在此電流密度下的運動速度僅為2—6 m/s[54], 因此獲得相同讀取速度的情況下, 斯格明子的能耗更低. 2016 年,Zhang 等[55]預(yù)測, 采用雙層的反鐵磁偶合層設(shè)計,通過上下層斯格明子的耦合作用, 可抵消斯格明子效應(yīng), 使得斯格明子對的移動速度突破1000 m/s.若這一結(jié)果在實驗上完全實現(xiàn), 可使得基于斯格明子的存儲速度實現(xiàn)飛躍. 2018 年, 侯志鵬等[26]利用聚焦離子束分析(focused ion beam, FIB)技術(shù),在Fe2Sn3單晶中基于斯格明子, 制備出了單鏈排列賽道存儲器. 這個賽道存儲器具有三層結(jié)構(gòu), 分別為600 nm厚的Fe2Sn3及外面兩層的C 和Pt.單鏈排列賽道存儲器具有高溫度穩(wěn)定性, 賽道里斯格明子可在630 K 的溫度下穩(wěn)定存在[26,56].

斯格明子由于自身的特點, 可實現(xiàn)多種形式的編碼. 例如可通過斯格明子的極性、手性或螺旋度進行信息的編碼. 這里介紹一種雙通道賽道存儲器,與單通道最大的不同點是雙通道賽道存儲器是通過不同通道內(nèi)斯格明子的有無進行信息編碼的.Müller[57]在薄膜表面增加納米條, 形成兩個通道.在兩個通道的中間, 在納米條的作用下有一個非常高的勢壘, 在邊界效應(yīng)的共同作用下, 可以將斯格明子限制在通道內(nèi)運動[58]. 這種存儲器不依賴于同一賽道內(nèi)斯格明子的距離, 而只依靠不同賽道內(nèi)斯格明子的有無進行信息存儲, 使得存儲器的穩(wěn)定性增加. 這種形式編碼也大大增加了斯格明子間的距離, 使得信息存儲密度降低[59].

雖然目前在室溫下已經(jīng)在不同的材料里實現(xiàn)了對斯格明子的產(chǎn)生、操作及湮滅等各種操作, 但要制備基于斯格明子的賽道存儲器, 還需要在室溫下對同一材料實現(xiàn)斯格明子的產(chǎn)生、操作及湮滅,這必將面臨一定的挑戰(zhàn). 同時要實現(xiàn)高密度存儲,必將涉及到微納米工藝問題, 例如如何在集成電路中, 對大量的斯格明子進行無差別精準的實現(xiàn)產(chǎn)生、操作及湮滅等, 也是面臨的挑戰(zhàn)之一.

5.2 微波探測器

自旋轉(zhuǎn)移力矩效應(yīng)是局域磁矩同自旋極化電流相互作用, 從而使得磁矩方向發(fā)生變化的現(xiàn)象.在2013 年, Okamura 等[60], Seki 和Mochizuki[61]在具有斯格明子的晶體材料Cu2OSeO3中發(fā)現(xiàn)了基于斯格明子的自旋轉(zhuǎn)移力矩效應(yīng)(spin transfer torque, STT), 并提出利用這種效應(yīng)可以制備出微波探測器. 這種微波探測器是一種新型的整流器件, 它能將微波電流信號轉(zhuǎn)換成直流電壓信號輸出.

在薄膜材料中, 基于自旋轉(zhuǎn)移力矩效應(yīng)的微波探測器靈敏度比較低, 多被用來探測在MTJ 中的磁矩. 而現(xiàn)有的微磁學(xué)模擬表明, 基于斯格明子的MTJ 微波探測器在無外加磁場/無偏置電流及低功率輸入的情況下(< 1.0 μW), 器件的靈敏度可以達到2000 V·W—1[62]. Fang 等[63]基于自旋轉(zhuǎn)移力矩及電壓控制的磁各向異性, 在CoFeB/MgO/CoFeB/Ru/CoFe/PtMn 材料體系中制備了靈敏度為900 V·W—1的微波探測器. 圖6 (a)為微波探測器及其電路原理圖, 左邊為MTJ 多層膜, 右邊為微波輸入電路和電壓測量電路. 在MTJ 多層膜中, 從下到上依次為重金屬層、自由層、隔離層和釘扎層. 其中下層重金屬與自由層之間有足夠強的DM 作用, 使得在自由層中存在斯格明子; 兩個鐵磁層中具有極強的垂直各向異性, 并通過隔離層耦合, 在上層的釘扎層為一尺寸小的納米圓形接觸點.

當(dāng)有微波電流iMTJrf=IMsin(2πfrft+φI) 輸 入MTJ 多層膜時, 由于STT 效應(yīng), 會引起自由層中磁化方向隨著電流的變化而變化, 進而引起MTJ的電阻隨電流的變化而變化, 其變化規(guī)律為:r=ΔRSsin(2πfrft+φR). 因此從MTJ 輸出的電壓可表示為[2]

所以可獲得直流電壓輸出為

其中,iMTJrf代表輸入的微波電流,IM為輸入電流的幅值,frf為微波電流的頻率,t為時間,φI和φR為電流和電阻的初相位, ΔRs為磁電阻的最大變化值, 而vout為輸出電壓,vdc為直流電壓輸出.

在基于斯格明子的微波探測器中, ΔRs與斯格明子的尺寸以及接觸點的直徑有密切關(guān)系, 因此可通過調(diào)節(jié)斯格明子的尺寸及接觸點的直徑來調(diào)節(jié)探測器的靈敏度. 基于斯格明子制備的微波探測器能獲得非常穩(wěn)定的直流電壓輸出, 可以探測的微波范圍在4—7 GHz.

5.3 自旋轉(zhuǎn)移納米振蕩器

自旋轉(zhuǎn)移納米振蕩器也是一種基于自旋轉(zhuǎn)移力矩效應(yīng)的器件, 它是將直流電流輸入轉(zhuǎn)化為交變電流輸出. 與傳統(tǒng)的LC 直流電路振蕩器相比, 這種器件可通過磁場或電流對頻率進行調(diào)諧, 同時具有溫度穩(wěn)定性高、器件尺寸比傳統(tǒng)的LC 振蕩器小50 倍、啟動電壓小(< 1 V)、易于在芯片上集成[65]等特點. 基于斯格明子的自旋轉(zhuǎn)納米振蕩器, 由于斯格明子的孤子特性, 不易受外界影響, 抗干擾能力強[4].

在輸入自旋極化電流時會有微波電流輸出, 是因為斯格明子存在一種特殊的穩(wěn)定態(tài)—斯格明子進動(dynamical skyrmion). 當(dāng)有外加極化電流時, 斯格明子會在外加電流的作用下進動, 這種進動通常表現(xiàn)為斯格明子的類型在布洛赫型和奈爾型之間進行周期性的轉(zhuǎn)化. 因此會輸出和進動頻率相同的微波電流, 斯格明子的進動所引起磁矩分布的變化是磁阻來源的原因[66]. 基于斯格明子的納米轉(zhuǎn)移振蕩器, 最早是劉榮華等[67]在Pt(Co/Ni)多層膜中制備的. 在Pt 層施加極化電流, 在極化電流的作用下Co/Ni 層中會發(fā)生振蕩. 當(dāng)振蕩頻率高于鐵磁頻率7.5 GHz 時, 振蕩頻率會隨電流密度的增加而藍移; 而振蕩頻率低于鐵磁頻率時, 斯格明子的振蕩頻率會紅移. Zhang 等[64]發(fā)現(xiàn)了另外一種斯格明子納米轉(zhuǎn)移力矩振蕩器, 其自旋轉(zhuǎn)移器基于如圖6(b)所示的結(jié)構(gòu), 當(dāng)直流電流輸入時,斯格明子會圍繞接觸點周圍作旋轉(zhuǎn), 磁矩分布作周期性變化, 從而產(chǎn)生相同周期的微波電流. 他們發(fā)現(xiàn)斯格明子的頻率可受到磁場及接觸點尺寸等的影響.

6 結(jié) 論

室溫磁性斯格明子可存在于單晶材料或薄膜材料體系中[10,11,13-16]. 在各類室溫磁性斯格明子材料中, 目前最有應(yīng)用價值的是多層膜材料. 磁性斯格明子有望應(yīng)用于賽道存儲器、微波探測器、自旋轉(zhuǎn)移納米振蕩器、自旋邏輯開關(guān)及斯格明子晶格等器件中. 要實現(xiàn)斯格明子在器件上的應(yīng)用, 這里首先必須要解決斯格明子的穩(wěn)定性問題, 包括溫度穩(wěn)定性、電磁場穩(wěn)定性等. 基于斯格明子的特性如何拓寬斯格明子在自旋電子器件里的應(yīng)用范圍, 將是人們關(guān)注的熱點之一. 而要拓寬斯格明子的應(yīng)用范圍, 需要研究在高于室溫下可生成斯格明子的材料,并制備成器件. 如何降低斯格明子的尺寸及在低電流密度下驅(qū)動斯格明子運動等, 以及用其他方式驅(qū)動斯格明子的運動或進動, 也是未來研究的方向之一. 室溫磁性斯格明子材料及其應(yīng)用的研究必將進一步推動斯格明子理論的發(fā)展, 促進發(fā)現(xiàn)新型的斯格明子材料, 以研制出更多的新型自旋電子器件.

本文作者之一劉益非常感謝上海大學(xué)的敖平教授在論文寫作過程中提出的寶貴建議和修改意見.