無場磁化開關(guan) 是實用的、具有垂直磁各向異性的集成自旋軌道扭矩（SOT）驅動的磁隨機存取存儲(chu) 器的關(guan) 鍵。我們(men) 提出了一種通過與(yu) 介電MgO層的界麵來調製重金屬Pt內(nei) 部自旋反射和自旋密度的技術。作用在鐵磁鈷層上的有效麵外自旋力矩的可調性，使電流誘導的SOT磁化開關(guan) 無需外部磁場的幫助。MgO層厚度對SOT有效效率的影響表現為(wei) 在4nm處飽和，而MgO層厚度在5 ~ 8nm處可達到80%的無場磁化開關(guan) 率。並分析了複雜的相互作用，並將其歸因於(yu) 介電/重金屬界麵處的自旋反射和介電介質內(nei) 由於(yu) 界麵電場而產(chan) 生的自旋散射。
垂直磁化MgO/Pt/Co異質結構中自旋反射誘導的無場磁化開關(guan)
在這項研究中，我們(men) 證明了MgO/Pt/Co異質結構中的無場SOT開關(guan) ，通過與(yu) 介電MgO層接口來調製Pt內(nei) 的自旋反射和自旋密度。通過異常霍爾電壓環位移測量，我們(men) 確定在沒有外部磁場的情況下，SOT作為(wei) 有效的麵外磁場對磁化強度起作用。通過替換MgO層並將其與(yu) 高導電性Ti或Pt進行比較，我們(men) 證實MgO確實負責無場SOT開關(guan) 。此外，MgO的厚度依賴性表明，在5和8 nm之間的非常佳的開關(guan) 比高達80%。這項工作提供了利用介電/HM界麵處的自旋反射來實現無場SOT磁化開關(guan) 的技術，對於(yu) 開發大規模集成的SOT- mram和自旋邏輯器件具有重要意義(yi) 。此外，無場SOT開關(guan) 器件還具有廣泛的非常規計算国产成人在线观看免费网站前景，如腦啟發計算和深度神經網絡。
圖1
圖1a通過在襯底/X/Pt/Co/Ti異質結構中襯底和Pt之間插入種子層X，展示了襯底/X和X/Pt的界麵。當電荷電流沿Pt層x方向流動時，自旋向上和自旋向下的電子通過體(ti) SHE向相反方向散射，產(chan) 生沿y方向排列的極化py的自旋電流。在進入Co層後，自旋電流對Co的磁矩施加抗阻尼轉矩τDL≈mx （M × py）和類場轉矩τFL≈M× py。由於(yu) Pt的自旋擴散長度（1.6 ~ 3 nm）小於(yu) 種子層的厚度X和Pt，因此基片/X界麵的自旋散射可以忽略，從(cong) 而導致從(cong) 基片/X界麵反射到Co層的自旋可以忽略。因此，在這種特殊的異質結構中，X/Pt界麵的自旋散射而不是襯底/X的自旋散射是主要的。圖1b顯示了MgO、Ti和Pt層的X/ Pt界麵的各種自旋反射效應。對於(yu) X = MgO的異質結構，到達MgO/Pt界麵的自旋向下電子可以穿透MgO層或被反射回來，然後在Pt/Co界麵積累。此外，自旋向上和自旋向下的電子將在Pt層內(nei) 重新排列，這將使原本由於(yu) 體(ti) 積she而導致的態自旋密度失衡。35,36從(cong) Pt （5.7 eV）和MgO （- 1.2 eV）兩(liang) 種材料的功函數變化高達7 eV也可以理解MgO/Pt界麵上顯著的自旋反射，這將產(chan) 生一個(ge) 從(cong) MgO層指向Pt層的內(nei) 部電場。MgO/Pt界麵處存在的內(nei) 部電場會(hui) 與(yu) 反射自旋相互作用，導致自旋翻轉和旋轉以及自旋進動。對於(yu) X = Ti的異質結構，自旋為(wei) 下旋由於(yu) Ti層的高導電性和Pt與(yu) Ti之間的功函數變化較小（1.4 eV），電子將被Ti層吸收，從(cong) 而導致Ti/Pt界麵處的自旋反射較小。對於(yu) X = Pt的情況，沒有明顯的界麵，沒有考慮自旋散射。
圖2
圖1c顯示了用振動樣品磁強計測量的襯底/MgO(5)/ Pt(3)/Co(1.4)/Ti、襯底/Ti(5)/Pt(3)/Co(1.4)/Ti和襯底/Pt(5)/Co(1.4)/Ti（厚度nm）的磁滯回線。樣品的飽和磁化強度約為(wei) 650 emu/cm3，沿麵外Hz方向均表現出較高的剩餘(yu) 磁化強度，具有良好的PMA特性。在電學和光學測量方麵，采用電子束光刻和氬離子銑削刻蝕對寬度為(wei) 5 μm、長度50 μm的霍爾交叉器件進行了圖像化處理。光學圖像如圖1d所示。
圖3
SOT的開關(guan) 行為(wei) 是通過在MgO/Pt/Co霍爾交叉器件上發送脈衝(chong) 電流來實現的。電流I的脈衝(chong) 寬度固定為(wei) 5ms。電流振幅從(cong) +15掃至- 15 mA，然後再回到+15 mA。通過發送470 μA的小讀電流，測量每個(ge) 脈衝(chong) 電流後的霍爾電壓（Vxy）。脈衝(chong) 電流的間隔約為(wei) 2秒。測量過程如圖2a所示。Vxy切換曲線如圖2b所示，Hx從(cong) 30到−30 Oe變化。在Hx = 0 Oe時觀察到一個(ge) 幾乎完全的SOT開關(guan) 回路。此外，當Hx =−10 ~−20 Oe時，該樣品幾乎沒有檢測到開關(guan) 信號。這些結果表明，存在一個(ge) 有效的內(nei) 場參與(yu) 了SOT的確定性開關(guan) 過程。開關(guan) 電流Isw和開關(guan) 比隨Hx的函數分別如圖2c、d所示。正如我們(men) 在在SOT框架中，開關(guan) 電流隨輔助場Hx的增大而減小，而開關(guan) 比隨輔助場Hx的增大而增大對於(yu) Ti/Pt/Co和Pt/Co樣品，在Hx的輔助下可以完全切換磁化強度。然而，在Ti/Pt/Co樣品中顯示出部分開關(guan) ，而在Pt/Co樣品中觀察到在Hx = 0 Oe時沒有開關(guan) 。
為(wei) 了確認MgO/Pt/Co樣品的無場開關(guan) ，並進一步了解磁化開關(guan) 過程，我們(men) 利用MOKE顯微鏡捕捉了開關(guan) 過程中的磁疇演變。器件在大磁場（Hz = 3000 Oe）下飽和，將磁化初始化為(wei) “上”方向，並作為(wei) 參考圖像捕獲。接下來，在每個(ge) 電流脈衝(chong) 後減去參考脈衝(chong) 得到以下圖像。圖2e顯示了每個(ge) 脈衝(chong) 電流I在零場處的克爾圖像和域狀態。在所有情況下，脈衝(chong) 電流都是從(cong) 左向右傳(chuan) 遞的，其幅度越來越大。在MgO/Pt/Co樣品中，當電流從(cong) 4ma增加到I時，一個(ge) 反向結構域首先在左上邊緣成核，然後擴展到整個(ge) 條帶，導致確定性的完全開關(guan) 可視化的域演化圖如圖2e所示，為(wei) 圖2b中的無場切換提供了清晰的證據。
僅(jin) 在MgO/Pt/Co體(ti) 係中觀察到完全無場開關(guan) ，而在Pt/Co體(ti) 係中沒有觀察到無場開關(guan) 的跡象。結果表明MgO層在自旋反射中起著重要的作用。在這種情況下，沿+py（或- py）極化的Pt層中的自旋電子被重新排列，導致具有麵外分量的自旋極化。為(wei) 了確認麵外自旋軌道轉矩對特定係統中無場SOT開關(guan) 的存在和貢獻，我們(men) 在不同直流電流IDC下進行了移位Vxy回路的測量。圖3a、b分別顯示了Hx = 0和Hx = 520 Oe時MgO/Pt/Co樣品的Vxy移位回路。在Hx = 0 Oe時，當IDC為(wei) 7和- 7 mA時，在MgO/Pt/Co樣品中觀察到明顯的Vxy環向左右移動。此外，Vxy環變得傾(qing) 斜，這是由於(yu) 高IDC的顯著焦耳加熱。當施加Hx = 520 Oe時，位移場增大，Vxy環變窄。然而，對於(yu) Ti/Pt/Co和Pt/Co樣品，開關(guan) 回路隻是更窄，並且在Hx = 0 Oe時進一步將電流增加到10 mA時沒有觀察到移位。MgO/Pt/Co中存在明顯的Vxy-H環位移，這與(yu) Hx = 0 Oe時沒有位移的Ti/Pt/Co和Pt/Co樣品的結果不同，清楚地證實了沒有外場的有限SOT的存在。此外，當電流小於(yu) ±6 mA時，MgO/ Pt/Co中未檢測到明顯的位移，當電流增加到±7 mA時，觀察到突然的位移，這與(yu) 先前報道的具有麵外自旋力矩分量的自旋電流存在的係統相似在IDC下，Hx = 0和Hx = 520 Oe的移位字段Hshift總結在圖3c中。圖3d顯示了Hx = 520 Oe時MgO/Pt/ Co、Ti/Pt/Co和Pt/Co樣品的Hshift比較結果。Hshift與(yu) IDC之間的線性斜率可以定量表征SOT效率MgO/Pt/Co樣品的斜率為(wei) 7.9±0.96 （Oe/mA）。用於(yu) Ti/Pt/Co和Pt/Co樣品的斜率分別為(wei) 13.5±1.03 （Oe/mA）和8.4±0.93 （Oe/mA）。MgO/Pt/Co樣品的環移結果顯示SOT效率較低，這歸因於(yu) MgO/Pt界麵的自旋反射更強，導致Pt/Co界麵的淨自旋補償(chang) 。此外，我們(men) 還通過掃描麵內(nei) 磁場進行諧波測量，以進一步研究自旋扭矩效率。
此外，我們(men) 調整了MgO的厚度，通過在Hx = 0 Oe時進行諧波測量和電流感應開關(guan) 回路來研究對開關(guan) 效率的影響。在1 ~ 10 nm範圍內(nei) ，不同厚度的MgO樣品均表現出良好的PMA，表示為(wei) MgO (tMgO nm)/Pt/Co。上下磁化之間霍爾電壓（ΔVxy = VU−VD）的差異幾乎是相當的。所有MgO/Pt/Co樣品均有一個(ge) 清晰的MgO（200）峰，通過X射線衍射（XRD）掃描證實，表明MgO具有良好的結晶質量。然而，當tMgO = 1 nm時，MgO/Pt/Co樣品在MgO（111）上仍然可以觀察到一個(ge) 微弱的峰，這表明1 nm太薄，MgO無法形成良好的單晶。圖4a為(wei) 用tMgO對流動Pt重金屬層的DL場和FL場隨電流密度的增量提取的類阻尼（DL）場效率χDL和類場（FL）場效率χFL結果。當tMgO = 1 nm時，χDL約為(wei) 3.3 Oe/(1010 A/m2)，與(yu) 未添加MgO的對照樣品Pt (3 nm)/Co（用黃色星星表示）基本相當。隨著tMgO的增加，χDL下降至2.7 Oe/(1010 a /m2)。同時，χFL增強到1.2 Oe/（1010 A/m2）由於(yu) Rashba場，插入1 nm的MgO層（用綠星表示）。χ 2在tMgO大於(yu) 5 nm時，fl幾乎保持在0.9 Oe/(1010 A/m2)。χDL的遞減可擬合為(wei) 式中tMgO的函數。
式中，χPt為(wei) 3nm Pt重金屬層的深射效率，χref為(wei) 插入MgO種子層後自旋反射的深射效率，λp為(wei) 描述MgO中自旋穿透長度的參數。擬合參數λp約為(wei) 0.9 nm，當tMgO大於(yu) 3.8 nm時，自旋反射對χDL的貢獻達到飽和。χref/χPt = 25%， χref/χPt對深度轉換效率的飽和貢獻為(wei) 0.92 Oe/(1010 A/m2)，證明了MgO/Pt的自旋反射對整體(ti) 深度轉換效率起著重要作用，特別是對於(yu) 薄Pt體(ti) 係。不同tMgO下的SOT效率也可以通過位移場Hshift來估計。
圖4
此後，我們(men) 仔細考慮了反射自旋對SOT開關(guan) 和效率的影響。如圖4b所示，具有特定自旋方向的電子以不同的機製（標記為(wei) a， B和C）從(cong) MgO層的不同深度反射。除了MgO/Pt界麵的直接自旋反射（標記為(wei) 機製a）外，自旋可能通過隧道穿透到MgO層中通過插入MgO層，襯底與(yu) Pt之間的界麵將從(cong) 襯底/Pt變為(wei) MgO/Pt，從(cong) 而導致界麵Rashba場的調製。此外，由於(yu) 兩(liang) 種介質的化學勢不同，襯底與(yu) MgO之間形成了具有界麵電場（i-EF）區的界麵。這些綜合效應對MgO/Pt/Co異質結構的自旋輸運和SOT效率起調節作用。在tMgO = 1 nm處，加入較薄的MgO層後，DL效率降低，FL效率明顯提高。隨著tMgO的增加，自旋隧穿效應被抑製，隧穿概率較低，導致自旋反射增加，機製b表明，自旋方向相反的反射自旋部分抵消了Pt/Co界麵處的自旋積累，導致SOT效率降低。對於(yu) 較厚的MgO層（tMgO為(wei) bb0 ~ 4nm），即自旋隧穿飽和深度，大部分自旋不能進一步穿透到MgO層中，而是到達具有i-EF的區域。自旋將以新的方向翻轉（用C標記），並導致Pt層中狀態的自旋密度發生改變，從(cong) 而產(chan) 生具有麵外成分的SOT。當插入更厚的MgO層時，自旋不能達到i-EF區，其穿透長度約為(wei) 3 ~ 4 nm。自旋隻能在不改變方向的情況下被反射。因此，當tMgO波長為(wei) 4nm時，DL效率是飽和的，並且僅(jin) 在tMgO波長為(wei) 5 ~ 8nm時觀察到無場磁化開關(guan) ，如圖4c所示。
圖4d總結了從(cong) 開關(guan) 回路中提取的開關(guan) 比，定義(yi) 為(wei) ΔVxy/ΔVH。對同一裝置進行10次測量，得到誤差條。在tMgO < 5 nm的MgO/Pt/Co樣品中，獲得了低於(yu) 25%的低開關(guan) 比，並且在沒有外場的情況下沒有觀察到確定性開關(guan) 。反射的電子自旋在較薄的氧化鎂層內(nei) 相對受限。因此，對無場確定性切換的貢獻是不夠的。隨著MgO厚度的增加，開關(guan) 比增大。在MgO/Pt/Co樣品中觀察到更高的開關(guan) 比，其中tMgO在5 ~ 8 nm範圍內(nei) ，表明在該厚度範圍內(nei) 可以獲得明顯的無場開關(guan) 。MgO層越厚，開關(guan) 比開始減小。我們(men) 已經證實了重金屬下麵的底部界麵對自旋產(chan) 生和磁化開關(guan) 有顯著的影響，這在以往的研究中沒有得到充分的評價(jia) 。高效率的無場SOT器件可以通過采用不同類型和厚度的種子層來保證自旋反射，同時保持較高的SOT效率。
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