劉立華，邰新，徐仕翀，曹萌，華中

(吉林師范大學(xué)功能材料物理與化學(xué)教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，吉林 四平 136000)

隨著科技的迅猛發(fā)展，人們?cè)絹碓揭蕾囉谑謾C(jī)、電腦等數(shù)碼產(chǎn)品，對(duì)其存儲(chǔ)容量和讀寫速度的要求也越來越高。因此，人們要不斷地尋求性能更好的磁存儲(chǔ)材料。鐵磁性納米點(diǎn)中的磁渦旋由于在高密度磁記錄、磁隨機(jī)存儲(chǔ)、磁讀寫和自旋轉(zhuǎn)移納米振蕩器等方面有廣闊的應(yīng)用前景而備受關(guān)注[1-3]。磁渦旋是由于靜磁能與交換作用能相互競(jìng)爭(zhēng)而形成的一種磁化狀態(tài)，它由兩部分構(gòu)成：一是位于中心且垂直于平面的磁渦旋核，用極性p=1表示磁渦旋核朝上，用極性p=-1表示磁渦旋核朝下。二是平面內(nèi)卷曲的磁矩，手征性c=1表示卷曲方向?yàn)槟鏁r(shí)針，手征性c=-1表示卷曲方向?yàn)轫槙r(shí)針。磁渦旋的手征性和極性都具有兩個(gè)方向，如果能實(shí)現(xiàn)其可控反轉(zhuǎn)，就可以應(yīng)用于信號(hào)存儲(chǔ)設(shè)備。

目前，對(duì)磁渦旋核極性的操控可以通過外加磁場(chǎng)來實(shí)現(xiàn)，Kikuchi等通過施加一個(gè)垂直于平面的靜磁場(chǎng)使磁渦旋核的極性發(fā)生了反轉(zhuǎn)，但需要較大的磁場(chǎng)2.5 KOe才能發(fā)生極性反轉(zhuǎn)[4]。Waeyenberge等通過施加平面內(nèi)小幅的交變磁場(chǎng)使磁渦旋核的極性發(fā)生了反轉(zhuǎn)[5]。Wang等通過施加垂直于平面的交變磁場(chǎng)使磁渦旋核在602 ps內(nèi)發(fā)生原地(in-situ)反轉(zhuǎn)[6]。他們還在納米盤中引入缺陷，使反轉(zhuǎn)時(shí)間減小到200 ps以內(nèi)[7]。雖然平面內(nèi)磁場(chǎng)和平面外磁場(chǎng)都能使磁渦旋核發(fā)生反轉(zhuǎn)，但是磁場(chǎng)的作用范圍較大，它在激發(fā)某一磁渦旋的時(shí)候也會(huì)影響到附近的磁渦旋，從而制約了信號(hào)存儲(chǔ)設(shè)備的小型化。J. Slonczewski和L. Berger提出了自旋轉(zhuǎn)移矩效應(yīng)，根據(jù)該效應(yīng)可以使用自旋極化電流操控磁矩[8-9]。采用自旋極化電流操控磁矩不僅可以實(shí)現(xiàn)局域磁矩控制，而且還具有易集成、低功耗和靈敏度高等顯著優(yōu)勢(shì)。Liu等研究了垂直于平面的自旋極化電流引起磁渦核極性和手征性反轉(zhuǎn)的過程，發(fā)現(xiàn)不同尺寸的模型磁渦旋核的反轉(zhuǎn)機(jī)制不同，對(duì)于直徑240 nm、厚度24 nm的模型樣品，是通過磁渦旋-反磁渦旋對(duì)的形核和湮滅機(jī)制發(fā)生了極性的反轉(zhuǎn)，而對(duì)于直徑80 nm、厚度40 nm的模型樣品，則是通過形成C形暫態(tài)發(fā)生的反轉(zhuǎn)。他們認(rèn)為磁渦旋手征性的反轉(zhuǎn)主要受電流產(chǎn)生的奧斯特場(chǎng)影響[10]。一些學(xué)者還研究了自旋極化電流激發(fā)的磁渦旋的旋轉(zhuǎn)回歸運(yùn)動(dòng)[11-12]。目前，大多數(shù)學(xué)者采用一個(gè)納米柱或納米點(diǎn)接觸方式通入自旋極化電流，用多個(gè)納米點(diǎn)接觸激發(fā)磁渦旋的研究很少。本文以三個(gè)納米點(diǎn)接觸將自旋極化電流通入納米盤，用微磁模擬方法研究了極化電流的大小、方向和間距對(duì)磁渦旋動(dòng)力學(xué)行為的影響。

1 模型與方法

本文的計(jì)算模型如圖1所示，坡莫合金納米盤的直徑D=400 nm，厚度L=10 nm。納米盤的初始狀態(tài)為磁渦旋結(jié)構(gòu)，其極性和手征性為(p,c)=(1,1)。在圖1中，用平面外椎體表示磁渦旋核的極性，用平面內(nèi)的白色箭頭表示磁渦旋核的手征性。我們主要研究三個(gè)點(diǎn)接觸的極化電流對(duì)磁渦旋動(dòng)力學(xué)行為的影響，在圖1中三個(gè)點(diǎn)接觸的極化電流用三個(gè)半徑為50 nm圓柱體表示，三個(gè)點(diǎn)接觸均分布在x軸上，ip2位于納米盤的中心，通過三個(gè)接觸點(diǎn)的極化電流密度均相同，且每個(gè)接觸點(diǎn)內(nèi)電流均勻分布。我們固定ip2與ip3之間的距離d2為120 nm，ip2與ip1之間的距離d1分別為100、120、135和150 nm，研究不同d1值對(duì)磁渦旋動(dòng)力學(xué)行為的影響。規(guī)定電流方向沿±z時(shí)記為ip=±1。固定電流的極化方向?yàn)?z。我們將討論電流(ip1,ip2,ip3)的方向?yàn)?1,1,1)、(1,1,-1)時(shí)磁渦旋的動(dòng)力學(xué)行為。

圖1 模型示意圖Fig.1 Schematic diagram of the model system

用OOMMF軟件進(jìn)行模擬計(jì)算時(shí)，既考慮了極化電流產(chǎn)生的自旋轉(zhuǎn)移矩效應(yīng)，也考慮了電流產(chǎn)生的奧斯特場(chǎng)效應(yīng)。本次模擬中，飽和磁化強(qiáng)度MS=8.6×105A/m，自旋極化率P=0.4，阻尼系數(shù)為0.05，交換常數(shù)A=1.3×10-11J/m，忽略磁各向異性能。

2 分析與討論

2.1 電流位置非對(duì)稱分布對(duì)磁渦旋的影響

當(dāng)電流(ip1,ip2,ip3)的方向?yàn)?1,1,1)時(shí)，磁渦旋的動(dòng)力學(xué)行為如圖2所示?？梢钥闯?，在電流密度從2×1011增加到40×1011A/m2的過程中，d1=120 nm的模型經(jīng)歷了三種動(dòng)力學(xué)過程，即I0區(qū)域、I區(qū)域和II區(qū)域。而d1為100 、135 和150 nm的模型則經(jīng)歷了兩種動(dòng)力學(xué)過程，即I區(qū)域和II區(qū)域。I0區(qū)域中磁渦旋未被激發(fā)。I區(qū)域中磁渦旋核的運(yùn)動(dòng)狀態(tài)類似旋轉(zhuǎn)回歸運(yùn)動(dòng)，起初運(yùn)動(dòng)速度逐漸增加，最終達(dá)到的穩(wěn)態(tài)軌跡不是圓形。而，文獻(xiàn)[13]中的旋轉(zhuǎn)回歸運(yùn)動(dòng)達(dá)到穩(wěn)態(tài)時(shí)的軌跡為圓形。四種構(gòu)型中，只有d1=120 nm，即極化電流位置對(duì)稱分布時(shí)出現(xiàn)了磁渦旋核未被激發(fā)的區(qū)域，而極化電流非對(duì)稱分布的其他三種構(gòu)型都被激發(fā)，這說明極化電流非對(duì)稱分布有利于磁渦旋核被激發(fā)，使得磁渦旋核做類似旋轉(zhuǎn)回歸運(yùn)動(dòng)的電流范圍擴(kuò)大，有利于磁渦旋在自旋轉(zhuǎn)移矩微波振蕩器方面的應(yīng)用。II區(qū)域中磁渦旋核的極性發(fā)生了反轉(zhuǎn)，但平面內(nèi)的卷曲磁矩(圖3：b)與初始狀態(tài)(圖3：a)相比，發(fā)生了變形，我們將圖3的b狀態(tài)稱之為暫態(tài)構(gòu)型。將電流關(guān)閉后，平面內(nèi)的卷曲磁矩快速恢復(fù)到穩(wěn)態(tài)(見圖3的c)，為(p，c)=(-1,1)狀態(tài)。即，與初始狀態(tài)相比，發(fā)生了磁渦旋核極性的反轉(zhuǎn)。

圖2 電流方向?yàn)?1,1,1)時(shí)磁渦旋的動(dòng)力學(xué)現(xiàn)象Fig.2 Kinetics of vortex at the current direction of (1, 1, 1)

圖3 電流方向?yàn)?1,1,1)時(shí)暫態(tài)構(gòu)型和穩(wěn)態(tài)構(gòu)型(左圖主要顯示極性，右圖主要顯示平面內(nèi)卷曲磁矩)Fig.3 Pictures of transient state and stable state at the current direction of (1, 1, 1)(The left pictures mainly show the polarity and the right mainly show the in-plane curling magnetization)

圖4 電流方向?yàn)?1,1,1)時(shí)達(dá)到暫態(tài)構(gòu)型所需時(shí)間與電流密度的關(guān)系曲線Fig.4 The time span from the initial sate to the transient state at different current density with the direction of (1, 1, 1)

圖5 臨界電流密度下磁渦旋核的運(yùn)動(dòng)軌跡和運(yùn)動(dòng)速度Fig.5 The trajectory and velocity of vortex core at critical current density

2.2 電流位置非對(duì)稱分布對(duì)磁渦旋的影響

當(dāng)電流(ip1,ip2,ip3)的方向?yàn)?1,1,-1)時(shí)，磁渦旋的動(dòng)力學(xué)行為如圖6所示?？梢钥闯觯陔娏髅芏葟?×1011增加到40×1011A/m2的過程中，d1=100、120 、135和150 nm的模型都經(jīng)歷了兩種動(dòng)力學(xué)過程，即I區(qū)域和II區(qū)域，沒有出現(xiàn)I0區(qū)域。也就是說，只要(1,1,-1)方向的電流通入納米盤，磁渦旋核就能被激發(fā)。當(dāng)電流密度較小時(shí)，磁渦旋核做類似的旋轉(zhuǎn)回歸運(yùn)動(dòng)。隨著電流密度進(jìn)一步增加，在II區(qū)域磁渦旋核的極性發(fā)生了反轉(zhuǎn)，達(dá)到暫態(tài)構(gòu)型時(shí)磁渦旋核不處于盤的中心，而是處于左側(cè)的位置上，平面內(nèi)磁矩也發(fā)生了扭曲(圖7：b)。我們將電流關(guān)閉后，磁渦旋核和平面內(nèi)的卷曲磁矩快速恢復(fù)到穩(wěn)態(tài)(圖7：c)，為(p，c)=(-1,1)狀態(tài)。即，與初始狀態(tài)(圖7中的a)相比，發(fā)生了磁渦旋核極性的反轉(zhuǎn)。

圖6 電流方向?yàn)?1,1,-1)時(shí)磁渦旋的動(dòng)力學(xué)現(xiàn)象Fig.6 Kinetics of vortex at the current direction of (1, 1, -1)

圖7 電流方向?yàn)?1,1,-1)時(shí)暫態(tài)構(gòu)型和穩(wěn)態(tài)構(gòu)型(左圖主要顯示極性，右圖主要顯示平面內(nèi)卷曲磁矩)Fig.7 Pictures of transient state and stable state at the current direction of (1, 1, -1)(The left pictures mainly show the polarity and the right mainly show the in-plane curling magnetization)

3 結(jié) 論

本文以三個(gè)納米點(diǎn)接觸將自旋極化電流通入納米盤，研究了極化電流的大小、方向和間距對(duì)磁渦旋動(dòng)力學(xué)行為的影響。結(jié)論如下：

1)在電流方向?yàn)?1,1,1)的情況下，極化電流位置對(duì)稱分布時(shí)出現(xiàn)了磁渦旋核未被激發(fā)的區(qū)域。而極化電流位置非對(duì)稱分布時(shí)磁渦旋核都能被激發(fā)，說明極化電流位置非對(duì)稱分布有利于磁渦旋核被激發(fā)，使得磁渦旋核做類似旋轉(zhuǎn)回歸運(yùn)動(dòng)的電流范圍擴(kuò)大，有利于磁渦旋在自旋轉(zhuǎn)移矩微波振蕩器方面的應(yīng)用。

圖8 電流方向?yàn)?1,1,-1)時(shí)達(dá)到暫態(tài)構(gòu)型所需時(shí)間與電流密度的關(guān)系曲線Fig.8 The time span from the initial sate to the transient state at different current density with the direction of (1, 1, -1)

4)對(duì)于極化電流位置對(duì)稱分布，即d1=120 nm的構(gòu)型，磁渦旋在電流方向?yàn)?1,1,-1)時(shí)比電流方向?yàn)?1,1,1)時(shí)更易激發(fā)，這說明極化電流方向的非對(duì)稱分布有利于磁渦旋核的激發(fā)。