張靜言 竇鵬偉 趙云馳 張石磊 劉佳強(qiáng) 祁杰 呂浩昌劉若洋 于廣華 姜勇 沈保根 王守國?

1) (北京科技大學(xué)材料科學(xué)與工程學(xué)院, 北京材料基因工程高精尖創(chuàng)新中心, 北京 100083)

2) (中國科學(xué)院物理研究所, 磁學(xué)國家重點實驗室, 北京 100190)

3) (上?？萍即髮W(xué)物質(zhì)科學(xué)與技術(shù)學(xué)院, 上海 201210)

霍爾天平材料中層間耦合作用易于調(diào)控, 基于此可以實現(xiàn)多組態(tài)磁存儲模式, 其區(qū)別于當(dāng)前基于自旋閥或者磁性隧道結(jié)的傳統(tǒng)二組態(tài)磁存儲原理.與此同時, 還可以在存儲單元中實現(xiàn)信息的邏輯運(yùn)算從而提高器件整體的運(yùn)算效率.這一設(shè)計有利于自旋電子學(xué)器件的微型化、集成化, 有望從物理原理上解決當(dāng)前基于自旋閥或者磁性隧道結(jié)的傳統(tǒng)二組態(tài)自旋電子學(xué)材料器件的技術(shù)瓶頸, 進(jìn)一步提高磁存儲密度, 為推動新型自旋電子學(xué)材料的研究開辟了一條新的研究思路.首先, 本綜述將介紹基于霍爾天平材料的磁存儲器件的研究背景; 其次, 重點介紹霍爾天平存儲邏輯器件一體化設(shè)計的提出與發(fā)展歷程; 再次, 介紹霍爾天平材料關(guān)鍵指標(biāo)—霍爾電阻比值的界面調(diào)控及物理機(jī)理探索; 隨后詳細(xì)闡述霍爾天平體系中磁性斯格明子的產(chǎn)生與多場調(diào)控等動態(tài)行為.最后, 簡單介紹霍爾天平結(jié)構(gòu)在其他相關(guān)材料中的擴(kuò)展、應(yīng)用, 并展望其在未來器件應(yīng)用中的前景.

1 引 言

20 世紀(jì)中葉, 以操控電子電荷屬性為基礎(chǔ)的傳統(tǒng)微電子技術(shù)取得了飛速發(fā)展, 為人類的生活帶來了極大便利.隨著人類對產(chǎn)品性能的要求越來越高, 對于微電子產(chǎn)品而言, 由于晶體管數(shù)量的不斷增加而帶來的散熱、兼容等一系列的問題, 使得微電子技術(shù)的發(fā)展受到了嚴(yán)重的制約[1].為了解決上述瓶頸和挑戰(zhàn), 科學(xué)家們始終孜孜不倦地探索新材料、新原理和新技術(shù), 在嘗試優(yōu)化結(jié)構(gòu)和改進(jìn)工藝的同時也在尋求利用新材料中的新奇物理效應(yīng)來實現(xiàn)信息技術(shù)的革新.

自旋電子學(xué)作為凝聚態(tài)物理學(xué)與材料科學(xué)及微電子技術(shù)的新興交叉學(xué)科, 伴隨著巨磁電阻效應(yīng)(GMR)的發(fā)現(xiàn)成為近代磁學(xué)的里程碑, 揭開了人類利用電子自旋這一電子所具有的另一個本征屬性來進(jìn)行信息存儲和讀寫的序幕[2].隨著材料制備和微納米加工技術(shù)的日益成熟, 更多新型功能材料及器件被設(shè)計和制備出來, 為科學(xué)家們深入研究其中的物理機(jī)理提供了良好的基礎(chǔ).過去20 多年中, 自旋電子學(xué)材料、物理及相關(guān)器件的研究得到了突飛猛進(jìn)的發(fā)展, 極大地推動了信息產(chǎn)業(yè)的變革式發(fā)展, 尤其是磁存儲密度的量級提升[3?5].以信息存儲產(chǎn)業(yè)需求為先導(dǎo), 進(jìn)一步降低器件尺寸和提高磁信息存儲密度是科學(xué)家們普遍關(guān)注的熱點問題之一.科學(xué)家們首先利用兩組態(tài)的GMR[6]、隧穿磁電阻(TMR)[7]自旋電子學(xué)材料, 通過降低其單元尺寸和減少薄膜厚度來提高這類器件的存儲密度等物理性能指標(biāo).經(jīng)過十余年的基礎(chǔ)研究, 基于TMR 的磁性隧道結(jié)(MTJ)作為磁隨機(jī)存儲器單元得到了迅速發(fā)展.特別是, 利用自旋轉(zhuǎn)移矩[8]可以實現(xiàn)MTJ 磁化翻轉(zhuǎn), 加速其作為磁隨機(jī)存儲器單元的實用化進(jìn)程, 解決磁場誘導(dǎo)MTJ 磁化翻轉(zhuǎn)中磁場難以微型化的技術(shù)瓶頸.隨著研究的不斷深入, 科學(xué)家們也逐步嘗試?yán)眯碌奈锢硇?yīng)[9](例如自旋軌道矩(SOT))推動TMR 存儲器件的繼續(xù)發(fā)展.與此同時, 隨著TMR 材料制備工藝的不斷成熟, 基于TMR 的自旋電子學(xué)器件也逐步進(jìn)入大規(guī)模信息存儲產(chǎn)業(yè)中并得到實際應(yīng)用.需要指出的是, 科學(xué)家們發(fā)現(xiàn)當(dāng)磁性器件的尺寸降低到一定程度時(如納米級別), 量子尺寸效應(yīng)和熱效應(yīng)使得存儲單元無法長時間正常工作甚至失效, 這讓數(shù)據(jù)保存的時間大幅度縮短, 數(shù)據(jù)穩(wěn)定性也隨之降低.隨著對自旋電子學(xué)器件微型化、集成化的需求不斷提高, 以GMR 和TMR 效應(yīng)為基礎(chǔ)的二組態(tài)自旋電子學(xué)材料遇到了前所未有的技術(shù)瓶頸, 受到了摩爾定律和超順磁極限的嚴(yán)重制約.與此同時, 過去數(shù)十年中科學(xué)家們?yōu)榱藘?yōu)化提高磁存儲單元的核心指標(biāo)—磁電阻比值而嘔心瀝血, 但是在磁電阻比值經(jīng)歷了一段快速提升過程, 室溫下達(dá)到604%之后, 便無法進(jìn)一步提升.此外, TMR 的最高比值仍未達(dá)到理論預(yù)期值[10?12], 且與半導(dǎo)體二極管的開關(guān)比存在一定程度的差距, 這也為磁信息存儲的進(jìn)一步發(fā)展蒙上一層陰影.

從應(yīng)用的角度來看, 國家集成電路長遠(yuǎn)規(guī)劃(2019—2026 年)的藍(lán)圖中, 高集成密度(3D (three dimensional)存儲模式)、低能耗和高運(yùn)算效率的電路模式將占據(jù)最高的優(yōu)先級并成為產(chǎn)業(yè)化和商業(yè)化的首選.雖然科學(xué)家們也在不斷探索利用多場調(diào)控等手段提高信息磁存儲關(guān)鍵性指標(biāo), 優(yōu)化原有的二組態(tài)磁存儲構(gòu)架[13?17], 但是仍無法完美地彌補(bǔ)二組態(tài)的固有短板.為了從根本上突破這一技術(shù)瓶頸, 適應(yīng)未來信息產(chǎn)業(yè)發(fā)展的需要, 人們將研究的重點集中在新型自旋電子學(xué)材料的設(shè)計和基礎(chǔ)物理問題的探索上.目前, 主要的研究方向集中在兩條主線上: 1)繼續(xù)探索新型磁性功能材料和具有新自旋結(jié)構(gòu)的材料體系(例如基于疇壁運(yùn)動的賽道存儲器[18]、磁性斯格明子[19]等), 優(yōu)化二組態(tài)存儲模式, 提高存儲密度; 2)突破傳統(tǒng)二組態(tài)存儲模式, 尋找具有空間多組態(tài)存儲的新結(jié)構(gòu)、新材料從而實現(xiàn)3D 存儲模式[20].基于這兩大主要研究方向, 科學(xué)家們做出了大量原創(chuàng)性的理論和實驗工作, 并在物理原理、材料設(shè)計和器件加工等多方面取得了重要性突破, 一系列研究成果將進(jìn)一步促進(jìn)自旋電子學(xué)的蓬勃發(fā)展, 同時為實現(xiàn)高密度新型信息磁存儲奠定堅實基礎(chǔ).其中, 霍爾天平是利用垂直磁性多層膜材料的反?；魻栃?yīng)所設(shè)計的新型自旋電子學(xué)材料, 其核心為垂直鐵磁層/隔離層/垂直鐵磁層所構(gòu)成的三明治結(jié)構(gòu).接下來, 本文將重點介紹近期霍爾天平材料在新型信息存儲器件中的現(xiàn)狀、應(yīng)用和未來可能的發(fā)展方向.

2 基于霍爾天平結(jié)構(gòu)的信息磁存儲邏輯器件的提出

圖1 (a)磁性隧道結(jié)Fe(25)/MgO(3)/Fe(10)/IrMn(10) (厚度單位均為納米)中的R-H 輸出曲線[21]; (b)霍爾天平CoO(10)/[Co(0.3)/Pt(1)]3/NiO(1.1)/Pt(0.6)/[Co(0.3)/Pt(1)]3/CoO(10) (厚度單位均為納米)中的R-H 輸出曲線Fig.1.(a) R-H loops for the magnetic tunnel junction with the structure of Fe(25)/MgO(3)/Fe(10)/IrMn(10) (in nm)[21]; (b) R-H loop for Hall balance with the structure of CoO(10)/[Co(0.3)/Pt(1)]3/NiO(1.1)/Pt(0.6)/[Co(0.3)/Pt(1)]3/CoO(10) (in nm).

傳統(tǒng)磁信息存儲主要利用GMR 和TMR 效應(yīng)等實現(xiàn)高、低二組態(tài)存儲模式(即“1”和“0”), 其核心單元是一個由兩層鐵磁薄膜和中間隔離層所組成的三明治結(jié)構(gòu).當(dāng)隔離層為金屬薄膜時, 如Cu 和Cr, 體系具有GMR 效應(yīng); 而當(dāng)隔離層為絕緣體時, 如Al2O3和MgO, 體系具有TMR 效應(yīng).通常兩種鐵磁性薄膜的矯頑力不同, 其中矯頑力低、容易翻轉(zhuǎn)的那一層稱為自由層; 另外一個磁性層的矯頑力較大, 在器件中常利用反鐵磁薄膜通過交換耦合原理對其進(jìn)行釘扎來提高矯頑力, 被稱為釘扎層.上述三明治結(jié)構(gòu)工作的物理原理是采用外加磁場、外加電流產(chǎn)生的奧斯特磁場、自旋極化電流等手段來控制磁性多層膜結(jié)構(gòu)中自由層和釘扎層磁矩的相對取向.例如, 當(dāng)兩層處于平行排列時,體系處于低電阻狀態(tài); 當(dāng)兩層處于反平行排列時,體系處于高電阻狀態(tài).高低電阻狀態(tài)對應(yīng)于信息存儲的“1”和“0”兩態(tài), 如圖1(a)所示[21].從器件架構(gòu)設(shè)計的角度來看, 如果要在基于GMR 和TMR 的信息存儲器件中實現(xiàn)多組態(tài)信息存儲, 那么一種可行的方法是增加鐵磁層的個數(shù).基于這一思路, 人們嘗試通過設(shè)計雙勢壘隧道結(jié)器件以求實現(xiàn)多組態(tài)信息存儲[22].但是, 雙勢壘隧道結(jié)對磁性多層膜材料的制備和器件微納加工工藝提出了更高的要求, 特別是超薄鐵磁層的脫耦合和磁性層矯頑力的精確控制十分具有挑戰(zhàn)性.因此, 這方面的研究工作仍然任重而道遠(yuǎn).與此同時, 人們也在嘗試?yán)么判怨δ鼙∧ぶ械男缕嫖锢硇?yīng)設(shè)計具有不同功能的高密度存儲材料及原理型器件.其中, 利用磁性多層膜中的反?；魻栃?yīng)制備具有高存儲密度的新型磁性存儲材料逐步受到了人們的關(guān)注, 其典型輸出曲線如圖1(b)所示.

反?；魻栃?yīng)是磁性材料所特有的一種超大霍爾效應(yīng), 由美國實驗物理學(xué)家Edwin Hall 于19世紀(jì)末在鐵磁金屬中首次觀測到.與圖2(a)所示的正常霍爾效應(yīng)不同的是, 反?；魻栃?yīng)是一種自旋相關(guān)的物理效應(yīng), 具有不同自旋方向的載流子在自旋軌道耦合作用下向著相反的方向運(yùn)動, 從而在垂直于外加電流方向的兩端積累并形成電勢差.圖2(b)是反常霍爾效應(yīng)原理圖, 它是磁性材料所特有的不需要外加磁場就可以觀測的霍爾效應(yīng).但是, 利用外磁場等手段可以改變磁性材料的磁矩方向, 從而可以調(diào)控反?；魻栯妷旱姆较? 即磁矩向上(下)對應(yīng)于反常霍爾電壓為正(負(fù)), 這就為利用反?；魻栃?yīng)來設(shè)計信息存儲器件提供了可能.

圖2 (a)正?；魻栃?yīng)和(b)反常霍爾效應(yīng)原理圖Fig.2.Schematic of (a) ordinary Hall effect and (b) anomalous Hall effect.

通常情況下, 反?；魻栃?yīng)的大小不僅與磁性材料的磁化強(qiáng)度成正比, 還和磁性多層膜中的界面狀態(tài)息息相關(guān), 這也為后續(xù)調(diào)控基于反?；魻栃?yīng)的自旋電子學(xué)器件性能提供了一條有效的途徑.早期的關(guān)于反?；魻栃?yīng)的研究主要集中在揭示其物理起源和內(nèi)在機(jī)制上, 研究體系也相對單一, 主要發(fā)現(xiàn)了與自旋軌道耦合作用相關(guān)的內(nèi)稟機(jī)制以及與雜質(zhì)散射相關(guān)的外稟機(jī)制[23?26].近些年來, 隨著材料制備工藝的發(fā)展、微觀結(jié)構(gòu)的精細(xì)表征以及理論計算方法的完善, 關(guān)于反常霍爾效應(yīng)的研究體系也逐漸從單一鐵磁金屬體系擴(kuò)展到稀磁半導(dǎo)體、稀土過渡金屬合金、鐵磁合金和磁性復(fù)合多層膜結(jié)構(gòu)等[27?30].多元、復(fù)合的納米結(jié)構(gòu)使得反?；魻栃?yīng)中不同的物理機(jī)理相互競爭, 其反?；魻栃盘栆彩艿搅思{米薄膜材料本身晶體結(jié)構(gòu)、組分、微觀缺陷、界面結(jié)構(gòu)等一系列因素的影響[31?38].隨著研究的進(jìn)一步深入, 人們對于磁性多層膜中反常霍爾效應(yīng)的物理起源和調(diào)控機(jī)理有了更加清晰的認(rèn)知,這也為后續(xù)設(shè)計不同功能性的反?；魻柶骷於宋锢砗筒牧匣A(chǔ).基于前期大量的研究工作, 國內(nèi)多個團(tuán)隊先后利用超薄復(fù)合多層膜結(jié)構(gòu)設(shè)計開發(fā)了具有高靈敏度的反?；魻柧€性磁傳感器材料[39?41],為反?；魻栃?yīng)材料及器件設(shè)計拉開了帷幕.

近期, 一種新型多組態(tài)磁存儲材料概念—霍爾天平[42]被國內(nèi)學(xué)者首次提出.霍爾天平的核心結(jié)構(gòu)為鐵磁層1/隔離層/鐵磁層2 的三明治結(jié)構(gòu),其中鐵磁層1 和鐵磁層2 均具有垂直磁各向異性,且兩個鐵磁層之間具有較強(qiáng)的層間交換耦合作用.隔離層可以為絕緣材料(例如氧化鎳NiO, 氧化鎂MgO 等), 也可以為金屬材料(例如釕Ru, 鉑Pt,銅Cu, 鉭Ta 等).霍爾天平可以具有多種狀態(tài): 反向平行、反平行和正向平行, 如圖1(b)中所示的“0”, “1”, “1′”和“2”狀態(tài).與基于GMR 和TMR效應(yīng)的二組態(tài)信息存儲器件不同的是, 霍爾天平可以有效地區(qū)分磁矩平行的兩種狀態(tài), 即正向平行態(tài)和反向平行態(tài).以圖3(a)中基于NiO 隔離層的霍爾天平為例[42], 該體系的霍爾電阻輸出曲線顯示了三個穩(wěn)定的狀態(tài): 1)兩個磁性層的磁矩處于正向平行時, 反常霍爾電壓等于他們各自的反?；魻栯妷褐? 稱為高阻態(tài); 2)兩個磁性層的磁矩在低場下處于反平行狀態(tài), 體系的反?；魻栯妷旱扔趦烧叻闯；魻栯妷褐? 如果兩個磁性層的反常霍爾效應(yīng)大小完全相同, 那么此時的總霍爾電壓為零,即中間阻態(tài); 3)當(dāng)兩個磁性層的磁矩處于反向平行時, 反?；魻栯妷旱扔趦烧叩姆闯；魻栯妷褐? 大小與正向平行時的數(shù)值相同, 卻具有相反的方向, 此時為低阻態(tài).利用霍爾天平設(shè)計的新型自旋電子學(xué)器件可以實現(xiàn)三組態(tài)甚至多組態(tài), 進(jìn)而實現(xiàn)高密度3D 信息存儲陣列, 如圖3(b)所示[42].這就為新型高密度3D 存儲模式提供了有效的途徑,為后續(xù)的多功能磁存儲材料及相關(guān)器件設(shè)計提供了可能的發(fā)展方向.

利用霍爾天平進(jìn)行信息存儲的同時, 科研工作者也嘗試在單一霍爾天平存儲單元內(nèi)實現(xiàn)信息布爾邏輯運(yùn)算, 從根本上解決信息存儲和邏輯運(yùn)算分離的限制, 從而實現(xiàn)可編程的存算一體化器件設(shè)計.對于大多數(shù)可編程的邏輯運(yùn)算而言, 邏輯操作均需要在實際運(yùn)算發(fā)生前對基本的布爾邏輯進(jìn)行預(yù)選擇, 這將極大地限制信息運(yùn)算處理的速度.為了實現(xiàn)可編程的邏輯門計算操作, 研究者首先設(shè)計了一種結(jié)構(gòu)簡單的霍爾天平存儲器件[42], 其核心結(jié)構(gòu)為兩層具有垂直磁各向異性的[Co/Pt]n多層膜, 中間用超薄的NiO 隔離層隔開, 通過材料結(jié)構(gòu)的優(yōu)化, 最終實現(xiàn)了具有穩(wěn)定三組態(tài)的對稱霍爾電壓輸出曲線.在此基礎(chǔ)上進(jìn)行了可編程的邏輯門運(yùn)算操作.

圖3 (a)基于NiO 的霍爾天平R-H 曲線; (b)基于霍爾天平的3D 存儲陣列示意圖[42]Fig.3.(a) R-H loop for Hall balance based on NiO spacer; (b) schematic of 3D storage based on Hall balance[42].

圖4 基于霍爾天平存儲單元的基本布爾邏輯運(yùn)算輸出曲線及真值表[42]Fig.4.Boolean logic operation in storage cell based on Hall balance and truth table [42].

圖4 給出了單一霍爾天平存儲單元進(jìn)行可編程布爾邏輯門運(yùn)算操作[42].對于一個具有三組態(tài)的霍爾天平器件單元而言, 經(jīng)過簡單操作輸出三元代碼就可以實現(xiàn)所有的布爾邏輯運(yùn)算.為了實現(xiàn)多種可編程的基本布爾邏輯運(yùn)算, 選取兩個垂直于薄膜表面的磁場A 和B (也可以采用兩個電流IA和IB產(chǎn)生的磁場)作為輸入值, 反?；魻栯妷?V)作為輸出值, 如圖4(a)所示.對于輸入值磁場A 和B而言, 預(yù)先設(shè)定正向磁場(負(fù)向磁場)為邏輯輸入值1(0).需要注意的是, 磁場A 和B 幅值相等, 且單個磁場(A 或者B)無法實現(xiàn)薄膜磁矩的翻轉(zhuǎn).例如, 對于結(jié)構(gòu)優(yōu)化后的三組態(tài)霍爾天平而言, 磁場A 和B 幅值均為200 Oe; 同時設(shè)定霍爾電壓作為輸出值.只有當(dāng)磁場A 和B 同向時, 才能實現(xiàn)薄膜磁矩的翻轉(zhuǎn), 即A, B = (0, 0), (1, 1)分別對應(yīng)于霍爾天平中的“↓↓”, “↑↑”狀態(tài), 電壓絕對值為最大值, 即輸出值記為1.對于磁場A 和B 反向時, 其輸入值為(0, 1)和(1, 0), 對應(yīng)霍爾天平中的“↓↑”或“↑↓”狀態(tài), 即霍爾電壓絕對值接近零, 即輸出值記為0.基于上述的操作關(guān)系, 單一霍爾天平存儲單元中可以實現(xiàn)XNOR 邏輯門運(yùn)算,即當(dāng)輸入值A(chǔ) 和B 相同對應(yīng)輸出值為1, 反之輸出值為0, 具體真值表如圖4(b)所示.

為了在同一霍爾天平單元內(nèi)實現(xiàn)可編程的邏輯門運(yùn)算, 可以引入兩個輔助操作變量, 即霍爾天平器件中的縱向電流方向(沿著霍爾條的方向)和橫向偏置電壓方向(膜面內(nèi)沿著垂直于縱向電流方向), 如圖4(c)—圖4(f)所示.在圖4(b)的霍爾電壓輸出曲線基礎(chǔ)上, 橫向偏置電壓的引入使得霍爾電壓輸出曲線將偏離X 軸, 如圖4(c)和圖4(d)所示.此時, 霍爾電壓為正(負(fù))值對應(yīng)于邏輯門輸出值的1(0).圖4(c)給出了利用霍爾天平結(jié)構(gòu)實現(xiàn)OR 邏輯門運(yùn)算.當(dāng)磁場A 和B 均為負(fù)值(輸入值為(0, 0)), 此時對應(yīng)于霍爾電壓為負(fù)值(輸出值為0);當(dāng)磁場A 和B 不同號(輸入值為(1, 0)或者(0, 1)),由于正的橫向偏置電壓的存在, 對應(yīng)于霍爾電壓為正值(輸出值為1); 當(dāng)磁場A 和B 均為正值(輸入值為(1, 1)), 對應(yīng)于霍爾電壓為正值(輸出值為1).因此, 利用霍爾天平就可以實現(xiàn)OR 邏輯門運(yùn)算操作.此外, 利用負(fù)的橫向偏置電壓可以在同一霍爾天平單元中實現(xiàn)AND 邏輯門運(yùn)算操作, 如圖4(d)所示.接下來在圖4(c)和圖4(d)的基礎(chǔ)上, 可以將縱向電流的方向從正向變?yōu)樨?fù)向, 同時改變橫向偏置電壓的方向, 那么霍爾天平的輸出響應(yīng)曲線分別如圖4(e)和圖4(f)所示.圖4(e)和圖4(f)中的真值表顯示該器件還可以分別實現(xiàn)NOR 和NAND邏輯門運(yùn)算操作.根據(jù)上述結(jié)果可知, 利用單一霍爾天平存儲單元可以進(jìn)行基本的布爾邏輯運(yùn)算, 進(jìn)而實現(xiàn)可編程的邏輯操作.

因此, 利用霍爾天平單元不僅實現(xiàn)了多組態(tài)信息磁存儲, 還可以完成存算一體化設(shè)計.基于霍爾天平結(jié)構(gòu)的磁存儲邏輯計算一體化器件突破了當(dāng)前自旋電子學(xué)領(lǐng)域的技術(shù)瓶頸, 給出了一種解決當(dāng)前磁隨機(jī)存儲器所面臨問題的有效途徑, 符合未來3D 存儲模式的發(fā)展需求[42,43].此外, 基于這種具有兩個鐵磁層的霍爾天平器件的設(shè)計理念, 一種多組態(tài)存儲材料—自旋算盤[44]也被科研工作者提出, 并且相應(yīng)的原理型器件也被成功制備出來.科研工作者受到中國古代算盤技術(shù)思想的啟發(fā), 設(shè)計了一種多磁性層的薄膜材料, 利用材料中各個磁性層磁矩逐層翻轉(zhuǎn), 從而實現(xiàn)了多進(jìn)制計數(shù)的功能, 如圖5所示[44].隨后, 科研人員通過對NiO 和[Co/Pt]n多層膜之間的界面耦合和層間耦合作用的精確調(diào)控, 實現(xiàn)了外磁場驅(qū)動下磁性層磁矩逐層翻轉(zhuǎn), 從而實現(xiàn)了多組態(tài)信息磁存儲, 極大地拓展了存儲器件的單位存儲密度.

圖5 (a)自旋算盤設(shè)計示意圖; (b)基于NiO 隔離層的自旋算盤霍爾輸出曲線[44]Fig.5.(a) Schematic of magnetic abacus memory; (b) Hall loop for the magnetic abacus based on NiO spacer[44].

3 霍爾天平中霍爾電阻比值的調(diào)控

正如前文所述, GMR 和TMR 比值分別是自旋閥和磁性隧道結(jié)的核心指標(biāo), 其數(shù)值大小影響著以自旋閥或者隧道結(jié)為信息存儲單元的綜合性能,尤其是靈敏度和信噪比.以TMR 效應(yīng)為例, 目前室溫下MR 比值(如CoFeB/MgO/CoFeB 磁性隧道結(jié))最高值可達(dá)604%, 低溫下高達(dá)1144%[10], 且近十余年來該比值沒有進(jìn)一步提高.受限于材料制備技術(shù)和物理原理的內(nèi)在限制, 隧道結(jié)中TMR 比值的量級仍無法與半導(dǎo)體二極管的開關(guān)比相媲美.鑒于這一現(xiàn)狀, 科學(xué)家們在霍爾天平結(jié)構(gòu)的磁性多層膜中提出了霍爾電阻比值這一指標(biāo)[42].霍爾電阻比值(Hall resistance ratio, HRR)是霍爾天平材料及器件的核心關(guān)鍵指標(biāo), 代表了霍爾天平結(jié)構(gòu)中的磁電阻開關(guān)比, 其表達(dá)式為

其中Rp和Rap分別代表正向平行態(tài)霍爾電阻和反平行態(tài)霍爾電阻.

通常情況下, HRR 主要受到兩方面因素的影響: 1)霍爾天平的組態(tài)數(shù); 2)霍爾天平中各組態(tài)電阻的大小.對于一個僅具有兩組態(tài)的霍爾天平磁性多層膜而言, 體系不具備HRR 值; 只有當(dāng)霍爾天平具有多組態(tài)時, 衡量體系的HRR 比值才具有物理涵義.此外, HRR 值的大小由Rp和Rap兩部分決定, 其中Rp和Rap取決于霍爾天平中兩個鐵磁層的反?；魻栃?yīng)的大小.通常情況下, 為了獲得更高的HRR 值, 可以采用降低Rap同時提高Rp的方法來實現(xiàn).研究發(fā)現(xiàn): 磁性多層膜中的自旋輸運(yùn)性質(zhì)不僅與鐵磁層本身的磁化強(qiáng)度有關(guān), 同時還受到磁性層間耦合作用、界面化學(xué)狀態(tài)、界面粗糙度、鐵磁層的晶化程度以及界面缺陷濃度等多方面的影響[41,45?47].因此, 深入研究并澄清磁性多層膜材料設(shè)計對霍爾天平HRR 效應(yīng)調(diào)控內(nèi)在機(jī)理, 實現(xiàn)高HRR 值的霍爾天平材料及器件制備是當(dāng)前亟待解決的熱點問題之一.

首先, 采用超高真空多靶磁控濺射鍍膜系統(tǒng)制備了以鐵磁層/氧化物/鐵磁層([Co/Pt]n/oxide spacer/[Co/Pt]n)為核心結(jié)構(gòu)的霍爾天平材料.核心鐵磁層選用[Co/Pt]n多層膜, 主要是由于[Co/Pt]n多層膜具有較強(qiáng)的自旋軌道耦合作用和易于調(diào)控的垂直磁各向異性(PMA); 氧化物選擇磁性隧道結(jié)中常用的MgO 作為隔離層, 其具有一定的晶體結(jié)構(gòu), 易于調(diào)控磁性薄膜的層間耦合.圖6(a)給出了樣品[Co/Pt]n/MgO/[Co/Pt]n的霍爾輸出曲線[42].從霍爾輸出曲線不難看出, 該樣品的兩個垂直磁性層的磁化方向是分步翻轉(zhuǎn)的, 具有明顯的多組態(tài)特性.樣品的Rp和Rap分別為650 和70 mΩ, 其HRR值達(dá)到850%, 該數(shù)值高出了目前報道的TMR 室溫下最高值[10].在此基礎(chǔ)上, 科學(xué)家嘗試?yán)肗iO作為隔離層, 經(jīng)過材料結(jié)構(gòu)優(yōu)化, 成功制備出結(jié)構(gòu)為NiO/[Co/Pt]n/NiO/[Co/Pt]n的霍爾天平, Rp和Rap分別為630 和2 mΩ, 其HRR 值達(dá)到31400%,如圖6(b)所示[42].

圖6 (a)樣 品NiO(20)/[Co(0.4)/Pt(1.2)]/MgO/[Co(0.4)/Pt(1.2)]/NiO(1) (nm)的霍爾輸出曲線; (b)樣品NiO(50)/Pt(0.6)/[Co(0.3)/Pt(1)]/NiO/[Co(0.4)/Pt(1.2)] (單位: nm)的霍爾輸出曲線[42]Fig.6.(a) Hall loop for the sample NiO(20)/[Co(0.4)/Pt(1.2)]/MgO/[Co(0.4)/Pt(1.2)]/NiO(1) (in nm); (b) Hall loop for the sample NiO(50)/Pt(0.6)/[Co(0.3)/Pt(1)]/NiO/[Co(0.4)/Pt(1.2)] (in nm) [42].

以NiO 作為隔離層的霍爾天平為基礎(chǔ), 科學(xué)家們進(jìn)一步對材料進(jìn)行結(jié)構(gòu)優(yōu)化, 重點研究了鐵磁層、隔離層對HRR 的調(diào)控作用.圖7(a)—圖7(c)給出了不同NiO 厚度(tNiO)的霍爾天平Pt(0.6)/[Co(0.4)/Pt(1)]3/Co(0.4)/Pt(0.3)/NiO(tNiO)/Pt(0.3)/[Co(0.4)/Pt(1)]4(厚度單位為納米)的霍爾輸出曲線[48].從圖中可以看出, 兩個[Co/Pt]n多層膜的耦合狀態(tài)強(qiáng)烈地依賴于NiO 層厚度, 例如, 當(dāng)tNiO=1 nm 或者1.1 nm 時, 霍爾天平中的鐵磁層處于反鐵磁耦合狀態(tài).此時, 霍爾天平具有多個組態(tài): 1)鐵磁層的磁矩方向反平行排列對應(yīng)于中間阻態(tài)(如圖中狀態(tài)“1”或者“1'”), 狀態(tài)“1”或者“1'”的出現(xiàn)是由反鐵磁耦合作用強(qiáng)度和鐵磁層/氧化物界面結(jié)構(gòu)共同決定的; 2)鐵磁層的磁矩方向正向平行和反向平行分別對應(yīng)于高阻態(tài)和低阻態(tài)(如圖中狀態(tài)“2”和“0”).根據(jù)前面的霍爾天平中HRR 值的計算公式可知, 圖7(a)和圖7(b)中霍爾天平HRR值分別為1122%和1089%.繼續(xù)增加NiO 層厚度至1.2 nm 時, 霍爾天平的兩個鐵磁層變成鐵磁耦合狀態(tài), 如圖7(c)所示.對于鐵磁耦合的霍爾天平而言, 兩個鐵磁層的磁矩將一致翻轉(zhuǎn), 那么就沒有中間狀態(tài), 因此就沒有HRR 值.在圖7(d)的基礎(chǔ)上改變上層鐵磁多層膜[Co/Pt]n中Pt 的厚度(tPt),制備出結(jié)構(gòu)為Pt(0.6)/[Co(0.4)/Pt(1)]3/Co(0.4)/Pt(0.3)/NiO(1.1)/Pt(0.3)/[Co(0.4)/Pt(tPt)]4(厚度單位均為納米)的樣品, 其霍爾輸出曲線如圖7(d)—圖7(f)所示.隨著上層[Co/Pt]n多層膜中tPt降低, 該結(jié)構(gòu)的霍爾天平中兩個鐵磁層始終保持著反鐵磁耦合狀態(tài).當(dāng)tPt= 0.8 nm 時, 霍爾天平中的“1”或者“1'”對應(yīng)的電阻值基本相同, 所以霍爾天平形成穩(wěn)定的三組態(tài).此時, 霍爾天平的Rp和Rap分別為1050 和6 mΩ, 其HRR 值達(dá)到17400%.上述結(jié)果表明, 改變霍爾天平中的鐵磁層和隔離層的厚度可以有效地調(diào)控阻態(tài)的個數(shù)和HRR 比值, 這主要是由霍爾天平的耦合狀態(tài)強(qiáng)烈依賴于材料結(jié)構(gòu)所導(dǎo)致的.

圖7 (a)?(c)樣品Pt(0.6)/[Co(0.4)/Pt(1)]3/Co(0.4)/Pt(0.3)/NiO(tNiO)/Pt(0.3)/[Co(0.4)/Pt(1)]4 (厚度單位為納米)的霍爾曲線;(d)?(f)樣品Pt(0.6)/[Co(0.4)/Pt(1)]3/Co(0.4)/Pt(0.3)/NiO(1.1)/Pt(0.3)/[Co(0.4)/Pt(tPt)]4 (厚度單位均為納米)樣品的霍爾輸出曲線[48]Fig.7.(a)?(c) Hall loops for the sample Pt(0.6)/[Co(0.4)/Pt(1)]3/Co(0.4)/Pt(0.3)/NiO(tNiO)/Pt(0.3)/[Co(0.4)/Pt(1)]4 (in nm);(d)?(f) Hall loops for the sample Pt(0.6)/[Co(0.4)/Pt(1)]3/Co(0.4)/Pt(0.3)/NiO(1.1)/Pt(0.3)/[Co(0.4)/Pt(tPt)]4 (in nm)[48].

圖8 (a)?(d)樣品CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(tNiO)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3)(厚度單位為納米)的霍爾回線[48]Fig.8.(a)?(d) Hall loops for the sample CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(tNiO)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3) (in nm)[48].

利用金屬/氧化物界面工程設(shè)計可以提高載流子的自旋相關(guān)散射進(jìn)而提高Rp值, 為進(jìn)一步優(yōu)化霍爾天平的HRR 比值提供了一條有效的途徑.以上述樣品結(jié)構(gòu)為基礎(chǔ), 在霍爾天平核心結(jié)構(gòu)的兩側(cè)引入CoO/[Co/Pt]n和[Co/Pt]n/CoO 界面, 研究其相關(guān)物性.這里需要特別說明的是: 考慮到CoO層的引入會提高CoO 和[Co/Pt]n之間的界面耦合作用, 從而會影響到霍爾天平的磁性層間耦合狀態(tài).因此, 在引入CoO 的同時還需要對[Co/Pt]n多層膜的厚度進(jìn)行細(xì)微調(diào)制.圖8(a)—圖8(d)是結(jié)構(gòu)為CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(tNiO)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3)(厚度單位為納米)霍爾天平的霍爾輸出回線[48].從圖中可以看出, 隨著NiO 層厚度的增加, 霍爾天平的耦合狀態(tài)和阻態(tài)個數(shù)也發(fā)生了明顯的變化.這就導(dǎo)致了該霍爾天平結(jié)構(gòu)中HRR 值隨著NiO 厚度變化呈現(xiàn)非線性變化.例如, 當(dāng)tNiO= 1 nm 時, 霍爾天平的Rp和Rap分別為2590 和3.7 mΩ, 其對應(yīng)的HRR 比值達(dá)到69900%,這是目前報道的室溫下最高的霍爾電阻比值, 和沒有CoO 包覆的霍爾天平(圖7(f))結(jié)構(gòu)相比較, HRR比值提高了302%.

為了闡明CoO 層調(diào)控霍爾天平HRR 比值的內(nèi)在原因, 研究者們選取了HRR 比值為69900%的樣品進(jìn)行微結(jié)構(gòu)表征.圖9 給出了該樣品的低倍明場像透射電鏡照片和選區(qū)電子衍射照片[48], 其中圖9(a)中的低倍明場像透射電鏡照片表明了該霍爾天平結(jié)構(gòu)的磁性多層膜具有良好的連續(xù)平整的層狀結(jié)構(gòu).選區(qū)電子衍射照片中的衍射環(huán)(如圖9(b)所示)表明, [Co/Pt]n多層膜為多晶結(jié)構(gòu).同時, 圖9(b)也顯示了NiO 和CoO 的(111)取向的電子衍射環(huán).進(jìn)一步對該樣品進(jìn)行高分辨透射電鏡表征, 如圖10 所示[48].通過高分辨透射電鏡照片可以看出,霍爾天平材料整體呈現(xiàn)晶化狀態(tài), 其中面間距0.242,0.22 和0.245 nm 分別對應(yīng)于CoO(111), CoPt(111)和NiO(111)晶面, 說明了霍爾天平具有{111}CoO//{111}CoPt//{111}NiO//{111}CoPt//{111}CoO局部的外延生長關(guān)系.正是由于這種較好的晶體結(jié)構(gòu)和局部外延關(guān)系的存在, 使得金屬/氧化物界面上的電子自旋相關(guān)散射得到增強(qiáng), 因此通過界面調(diào)控在霍爾天平中實現(xiàn)了超高的HRR 比值.

圖9 (a)樣品CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(1)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3)(厚度單位均為納米)低倍透射電鏡照片; (b)上述樣品的選區(qū)電子衍射花樣照片[48]Fig.9.(a) Transmission electron microscope (TEM) image and (b) electron diffraction pattern for the sample CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(1)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3)(in nm)[48].

圖10 樣品CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(1)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3)(厚度單位均為納米)高分辨透射電鏡照片[48]Fig.10.High resolution TEM image for the sample CoO(3)/[Pt(0.6)/Co(0.4)]4/Pt(0.3)/NiO(1)/[Co(0.4)/Pt(0.6)]4/CoO(3) (in nm)[48].

圖11 (a)?(d)樣品CoO/[Co/Pt]3/Co/Pt(tB)/NiO(1.1)/[Co/Pt]4/CoO(厚度單位為納米)的霍爾回線[49]Fig.11.(a)?(d) Hall loops for sample CoO/[Co/Pt]3/Co/Pt(tB)/NiO(1.1)/[Co/Pt]4/CoO (in nm)[49].

此外, 關(guān)于NiO 與[Co/Pt]n之間的界面氧遷移調(diào)控霍爾天平HRR 比值的相關(guān)研究也相繼展開.為了分別研究[Co/Pt]n/NiO 界面和NiO/[Co/Pt]n界面對霍爾天平HRR 比值的調(diào)控作用, 研究者設(shè)計并利用超高真空多靶磁控濺射鍍膜系統(tǒng)制備了兩組磁性多層膜樣品: S1: CoO/[Co/Pt]3/Co/Pt(tB)/NiO(1.1)/[Co/Pt]4/CoO;S2: CoO/[Co/Pt]4/NiO(1.1)/Pt(tT)/[Co/Pt]4/CoO(厚度單位為納米).圖11 是系列樣品S1 的霍爾輸出回線[49],可以看出, 當(dāng)tB= 0 時, 霍爾天平呈現(xiàn)標(biāo)準(zhǔn)的鐵磁耦合狀態(tài), 即二組態(tài), 此時沒有HRR 比值.當(dāng)tB=0.3 nm 時, 霍爾天平結(jié)構(gòu)呈現(xiàn)明顯的反鐵磁耦合狀態(tài), 即多組態(tài), 此時霍爾天平的Rp和Rap分別為2480 和8 mΩ, 對應(yīng)的HRR 比值達(dá)到30900%.繼續(xù)增加tB到0.6 nm 時, 霍爾天平保持了反鐵磁耦合狀態(tài), 但Rp和Rap分別為2325 和139 mΩ,對應(yīng)的HRR 比值降低到1570%.進(jìn)一步增加tB到0.9 nm 時, 隨著中間狀態(tài)的消失, 霍爾天平的HRR 比值也隨之消失.圖12 是系列樣品S2 的霍爾輸出回線[49], 可以看出, 隨著tT的增加, 霍爾天平的HRR 比值呈現(xiàn)了非線性的變化規(guī)律.具體而言,tT= 0 時, 霍爾天平的HRR 比值達(dá)到1570% (Rp和Rap分別為2325 和139 mΩ); tT= 0.3 nm時,霍爾天平HRR 比值提高至18700% (Rp和Rap分別為2257 和12 mΩ); tT= 0.6 nm 時, 霍爾天平HRR 比值變化至5410% (Rp和Rap分別為2094和38 mΩ); tT= 0.9 nm 時, 霍爾天平?jīng)]有HRR比值.從上述結(jié)果不難看出的是, 隨著NiO 兩側(cè)Pt厚度的變化, 霍爾天平的阻態(tài)個數(shù)和HRR 比值得到顯著的調(diào)控, 這主要是由中間狀態(tài)和Rap變化所導(dǎo)致, 也說明界面處的Pt 層可以有效地調(diào)控霍爾天平的耦合狀態(tài)和HRR 比值.

為了進(jìn)一步探索界面調(diào)控氧遷移對霍爾天平HRR 比值的調(diào)控機(jī)制, 可以利用X 射線光電子能譜(X-ray photoelectron spectroscopy, XPS)來精確探測界面原子狀態(tài), 對上述兩個系列樣品S1 和S2 進(jìn)行界面元素電子結(jié)構(gòu)表征.關(guān)于XPS 表征技術(shù)原理及相關(guān)實驗細(xì)節(jié), 可以參考之前的相關(guān)文獻(xiàn)[30,50].為更直觀地表征界面元素狀態(tài)、氧遷移行為等, 通常利用界面氧含量比率來標(biāo)定.界面氧含量比率(ε)是根據(jù)XPS 能譜中元素各種價態(tài)的峰面積比值定義的, 計算公式為

圖12 (a)?(d)樣品CoO/[Co/Pt]4/NiO(1.1)/Pt(tT)/[Co/Pt]4/CoO(厚度單位為納米)的霍爾回線[49]Fig.12.(a)?(d) Hall loops for the sample CoO/[Co/Pt]4/NiO(1.1)/Pt(tT)/[Co/Pt]4/CoO (in nm)[49].

其中Soxide和Smetal分別代表元素氧化態(tài)和金屬態(tài)XPS 峰面積值.圖13(a)和圖13(b)分別是霍爾天平中Co/NiO 界面和NiO/Co 界面的高分辨Co 2p3/2XPS 譜圖[49].當(dāng)Co/NiO 界面沒有Pt 插層時, XPS 能譜中峰位位于777.8, 779.1 和781.3 eV,分別對應(yīng)于Co0, Co2+和Co3+價態(tài), 該結(jié)果說明在Co/NiO 界面處存在Co 的氧化物或者說Co—O鍵的形成.隨著Pt 插層厚度的不斷增加, Co 2p3/2的峰位并沒有發(fā)生改變, 但是峰面積比率發(fā)生了顯著的變化.當(dāng)Pt 的厚度為0, 0.3, 0.6 和0.9 nm 時, ε值分別為1.7∶1, 2.2∶1, 2.9∶1 和1.5∶1, 如圖13(c)所示[49].與此同時, 界面Pt 插層的Pt 4f7/2XPS 峰位隨著Pt 層厚度的增加向著低結(jié)合能方向移動并始終高于塊材Pt 中的Pt 4f7/2XPS 峰位(70.8 eV),如圖13(d)所示[49].類似的情況也發(fā)生在NiO/Co界面上, 如圖13(b)所示[49].對于NiO/Co 界面而言, 無論是否有Pt 插層的引入, Co 2p3/2XPS 峰始終位于777.8, 779.1 和781.3 eV.當(dāng)Pt 的厚度為0, 0.3, 0.6 和0.9 nm 時, ε 值 分 別 為3.3∶1,2.3∶1, 2.9∶1 和0.81∶1, 如圖13(c)所示[49].與之相對應(yīng)的Pt 4f7/2峰也隨著Pt 厚度的增加而進(jìn)一步向著低結(jié)合能移動, 如圖13(d)所示[49].根據(jù)上述結(jié)果可知, 界面超薄的Pt 插層可以有效地改變界面處的氧遷移狀態(tài).這是因為Pt 插層的厚度都在亞納米量級, 與納米顆粒的性質(zhì)相類似, 其表面具有較多的活性位點, 有利于界面處的電子軌道雜化和原子成鍵.例如, 在Co/NiO界面上引入厚度為0.3 nm 的Pt 層時, 非連續(xù)的Pt 具有十分高的活性能, 將促進(jìn)Pt—O—Co 鍵的增加; 進(jìn)一步增加Pt 層厚度至0.6 nm 時, 會導(dǎo)致Pt—O—Co 鍵的進(jìn)一步增加; 當(dāng)Pt 層厚度達(dá)到0.9 nm 時, Pt 層已經(jīng)逐漸形成連續(xù)的層狀結(jié)構(gòu), 這時Pt 將會阻隔Co 和O 之間鍵合的形成, 從而導(dǎo)致Pt—O—Co鍵的顯著降低.界面上Pt—O—Co 鍵的多少反映了界面氧遷移的情況.需要特別說明的是, Co/NiO界面和NiO/Co 界面的調(diào)控作用還是有一些不同的, 這主要是鐵磁層和氧化物層的生長順序不同所導(dǎo)致的.從霍爾天平HRR 值的調(diào)控結(jié)果來看, 只有當(dāng)Pt 層為0.3 nm時, 其HRR 比值為極大值.此時, 其界面處的氧含量比率約為2.3∶1, 這就說明了只有適度氧遷移下界面Pt—O—Co 鍵形成時才有利于超高HRR 比值的獲取.過度氧化或者欠氧化的狀態(tài)(氧含量比率過高或者過低)都會導(dǎo)致霍爾天平中的HRR 比值顯著降低.

4 霍爾天平中的磁性斯格明子多場調(diào)控

過去一段時間, 科學(xué)家們利用磁性多層膜中的均一化磁化狀態(tài)作為信息存儲的基礎(chǔ)進(jìn)行新材料、新結(jié)構(gòu)和新原理型器件的設(shè)計開發(fā).近些年來, 非共線的自旋結(jié)構(gòu)(局域磁化狀態(tài))由于具有拓?fù)浔Ｗo(hù)等諸多物理特性而逐步得到了人們廣泛的關(guān)注.磁性斯格明子是一種具有拓?fù)浔Ｗo(hù)特性非共線手性自旋結(jié)構(gòu), 由材料體系中多種能量相互競爭所導(dǎo)致, 具有豐富的物理內(nèi)涵[51].特別是, 磁性斯格明子的尺寸通常為納米尺度, 且具有較低的臨界翻轉(zhuǎn)驅(qū)動電流密度(約 102A/cm2)遠(yuǎn)低于當(dāng)前磁性隧道結(jié)的臨界翻轉(zhuǎn)電流密度[19], 這一系列的物理特性使其在磁性隨機(jī)存儲器件設(shè)計中展現(xiàn)了巨大的潛在應(yīng)用前景.因此, 磁性材料中磁性斯格明子的多場調(diào)控及相關(guān)原理型器件研究是近年來自旋電子學(xué)領(lǐng)域的研究熱點之一.

圖13 (a), (b)Co/NiO 界面和NiO/Co 界面上高分辨Co 2p XPS 圖譜; (c)界面CoOx/Co 比率隨Pt 厚度變化規(guī)律; (d)界面Pt 4f 結(jié)合能隨界面Pt 厚度變化規(guī)律[49]Fig.13.(a), (b) High resolution XPS Co 2p spectra at Co/NiO interface and NiO/Co interface; (c) interfacial CoOx/Co content and(d) Pt 4f binding energy as a function of the Pt thickness at interfaces[49].

近期的研究結(jié)果顯示最近鄰交換作用、Dzyaloshinskii-Moriya interaction(DMI)作用、磁偶極能和磁各向異性對磁性斯格明子的形成具有重要影響[52].其中, 磁性材料中由空間對稱性破缺引入的手性相互作用(例如DMI 作用)促使自旋傾向于非平行排列, 是形成非共線自旋結(jié)構(gòu)的重要起因之一.通常情況下, 磁性斯格明子分為兩大類: 布洛赫型磁性斯格明子和奈爾型磁性斯格明子.關(guān)于磁性斯格明子的研究也逐漸從二元合金、復(fù)雜氧化物單晶擴(kuò)展到多元合金、磁性納米復(fù)合結(jié)構(gòu)、磁性多層膜體系等, 從低于室溫向室溫發(fā)展.多元、復(fù)合納米結(jié)構(gòu)使得磁性斯格明子中不同的物理機(jī)理相互競爭, 其形成和動力學(xué)過程也受到了納米薄膜材料本身結(jié)構(gòu)、組分、界面等一系列因素的影響[53?59],而針對上述內(nèi)容, 科學(xué)家們相繼開展了一系列的研究工作[60?63].目前, 觀察磁性斯格明子的技術(shù)手段主要包括洛倫茲透射電鏡(Lorentz TEM, L-TEM)、自旋極化掃描隧道顯微鏡(SP-STM)、磁力顯微鏡(MFM)、磁光克爾顯微鏡(MOKE)和光發(fā)射電子顯微鏡(PEEM)等.其中, L-TEM 技術(shù)的發(fā)展為磁性斯格明子的實空間表征提供了快速和有效的實驗平臺.例如, Yu 等[64]利用L-TEM 首次在Fe0.5Co0.5Si 單晶體系中觀察到二維磁性斯格明子拓?fù)渥孕Y(jié)構(gòu), 為磁性斯格明子的實空間觀察提供了一條有效途徑.隨后, 磁性斯格明子相繼在FeGe[65], Cu2OSeO3[66]等多個體系中被觀察到.對于磁性斯格明子新物態(tài)的調(diào)控也逐步得到人們的重視[67?69].與此同時, 國內(nèi)外的專家學(xué)者們將目光轉(zhuǎn)向磁性薄膜中的斯格明子探索, 并在理論和實驗上取得了許多可喜的研究成果[70?74].大量的研究使得人們對于鐵磁材料中的磁性斯格明子觀察和調(diào)控有了一定程度的認(rèn)識, 但是利用磁性斯格明子薄膜材料設(shè)計新型的磁信息存儲器件的研究仍有大量工作需要開展.關(guān)于磁性斯格明子的研究進(jìn)展可以參考相關(guān)綜述文章[75?80].

隨著磁性斯格明子相關(guān)研究的逐步開展, 人們在理論和實驗上均發(fā)現(xiàn)鐵磁多層膜中的斯格明子在外部激勵(電流或者電壓)下沿著電流方向運(yùn)動的同時, 還會向橫向漂移并在側(cè)向發(fā)生積累和湮滅.這一物理現(xiàn)象和大家熟知的霍爾效應(yīng)相類似,因此被命名為斯格明子霍爾效應(yīng)(Skyrmion Hall effect, SkHE)[81].由于SkHE 的存在, 磁性斯格明子作為存儲單元的賽道存儲器件無法有效地進(jìn)行信息存儲和傳遞, 這使得肩負(fù)著未來希望的基于斯格明子賽道存儲器件的進(jìn)一步實用化蒙上了一層陰影.

為了突破當(dāng)前鐵磁薄膜中磁性斯格明子所面臨的困境, 人們也在不斷尋找能夠降低或者完全消除SkHE 的新材料.隨著研究的不斷深入, 具有兩套自旋晶格的亞鐵磁和反鐵磁材料逐步得到了人們的關(guān)注.2017 年, Zhang 等[82]利用微磁學(xué)模擬研究了人工反鐵磁體中斯格明子的動力學(xué)過程, 模擬結(jié)果顯示上下兩鐵磁層中出現(xiàn)一對磁性斯格明子, 且它們受到大小相等、方向相反的馬格努斯力,可以實現(xiàn)電流驅(qū)動下的直線運(yùn)動.2018 年, Akosa等[83]從理論上提出了反鐵磁體中的斯格明子在電流驅(qū)動下可以完全消除SkHE, 這主要是由于反鐵磁體中兩套完全相反的自旋晶格受到的馬格努斯力完全抵消所導(dǎo)致的.隨后不久, 一些相關(guān)的理論工作也相繼被報道[84,85], 這些研究成果為科學(xué)家們在實驗上尋找新的斯格明子材料指明了一條極具希望之路.但是, 相關(guān)實驗工作并不順利, 探索道路十分坎坷.

眾所周知, 反鐵磁體中的兩套自旋結(jié)構(gòu)在嚴(yán)格意義上是成反平行排列的, 宏觀凈磁矩為零, 這就導(dǎo)致反鐵磁體的自旋結(jié)構(gòu)觀察和探測極具挑戰(zhàn)性,這也是當(dāng)前自旋電子學(xué)領(lǐng)域的一大難題.而亞鐵磁體中兩套自旋晶格部分補(bǔ)償?shù)窒? 宏觀上具有較弱的凈磁矩, 這就為自旋狀態(tài)和磁疇結(jié)構(gòu)的觀察提供了可能.隨后, 一系列的理論和實驗研究成果顯示SkHE 在亞鐵磁多層膜材料中可以被有效地抑制,同時斯格明子的動力學(xué)過程也可以得到調(diào)制[86,87].但是, 如何在反鐵磁體中實現(xiàn)斯格明子的觀察和多場調(diào)控仍然是人們普遍關(guān)注的熱點問題之一.

圖14 (a)霍爾天平的結(jié)構(gòu)示意圖; (b)具有鐵磁耦合和反鐵磁耦合霍爾天平的垂直膜面方向的磁滯回線; (c)霍爾天平的交換耦合場和(d)飽和磁化強(qiáng)度隨NiO 厚度變化規(guī)律[88]Fig.14.(a) Schematic of Hall balance in L-TEM measurement; (b) normalized M-H loops for the sample with ferromagnetic coupling and antiferromagnetic coupling, respectively; (c) shifted field and (d) saturation magnetization as a function of NiO thickness[88].

鑒于目前磁性斯格明子研究所遇到的挑戰(zhàn), 我國科學(xué)家利用洛倫茲透射電鏡技術(shù)在具有反鐵磁耦合的霍爾天平結(jié)構(gòu)中首次發(fā)現(xiàn)了高密度的磁性斯格明子并實現(xiàn)了對磁性斯格明子的多場調(diào)控.圖14(a)給出了霍爾天平的結(jié)構(gòu)示意圖[88].這里選擇的霍爾天平與前文所述的在結(jié)構(gòu)上稍微有所不同, 主要是Pt 底層為后續(xù)調(diào)控霍爾天平的磁疇狀態(tài)提供了自旋流.圖14(b)給出了兩種典型的具有鐵磁耦合(tNiO= 1 nm)和反鐵磁耦合(tNiO=1.3 nm)霍爾天平結(jié)構(gòu)的磁滯回線[88].從磁滯回線可以看出, 霍爾天平結(jié)構(gòu)中的反鐵磁耦合狀態(tài)下剩余磁矩接近于0, 主要是因為霍爾天平中兩個鐵磁層的磁矩反平行排列且大小幾乎相等.圖14(c)給出了霍爾天平結(jié)構(gòu)中交換耦合場隨隔離層NiO 厚度的變化規(guī)律曲線.隨著NiO 厚度的增加, 霍爾天平的耦合狀態(tài)在鐵磁耦合和反鐵磁耦合間呈現(xiàn)振蕩變化規(guī)律.但是, 霍爾天平的飽和磁化強(qiáng)度并不隨著NiO 厚度的改變而變化, 如圖14(d)所示.

圖15(a)和圖15(b)分別是鐵磁耦合和反鐵磁耦合狀態(tài)下霍爾天平結(jié)構(gòu)在基態(tài)時的洛倫茲透射電鏡照片[88].這里的基態(tài)是指對霍爾天平材料施加垂直于膜面磁場至正向飽和后再撤掉磁場的狀態(tài).洛倫茲透射電鏡照片表明: 基態(tài)下霍爾天平結(jié)構(gòu)無論是在鐵磁耦合或反鐵磁耦合狀態(tài)下, 視野中基本上看不到明顯的磁疇結(jié)構(gòu).在此基礎(chǔ)上, 對霍爾天平施加外部激勵(垂直磁場和面內(nèi)脈沖電流),然后撤掉外部激勵, 再利用洛倫茲透射電鏡對霍爾天平進(jìn)行觀察, 如圖15(c)和圖15(d)所示[88].可以看出, 具有鐵磁耦合和反鐵磁耦合的霍爾天平結(jié)構(gòu)中均發(fā)現(xiàn)了高密度的磁性斯格明子, 其密度約為7.5 μm–2.

圖15 (a), (b)鐵磁耦合和反鐵磁耦合霍爾天平基態(tài)下的洛倫茲透射電鏡照片; (c), (d)鐵磁耦合和反鐵磁耦合霍爾天平激勵后的洛倫茲透射電鏡照片[88]Fig.15.L-TEM images for Hall balance at ground state with (a) ferromagnetic coupling and (b) antiferromagnetic coupling, respectively.High density of skyrmions in a Hall balance after drawing excitation with (c) ferromagnetic coupling and (d) antiferromagnetic coupling, respectively[88].

隨后, 研究者們利用洛倫茲透射電鏡的樣品與電子束角度可調(diào)功能進(jìn)一步研究霍爾天平中磁性斯格明子的性質(zhì).圖16(a)—圖16(c)分別是不同角度下的霍爾天平中的斯格明子磁結(jié)構(gòu)[88].當(dāng)角度為0°時, 無法觀察到磁性斯格明子; 當(dāng)角度為±15°時, 霍爾天平中的磁性斯格明子的黑白襯度發(fā)生翻轉(zhuǎn), 這一研究結(jié)果也說明了霍爾天平中的磁性斯格明子為奈爾型斯格明子.研究人員選取其中一個斯格明子在角度為 ± 15°下的圖像, 進(jìn)行了斯格明子尺寸的標(biāo)定, 顯示霍爾天平中的磁性斯格明子大小為180 nm 左右.綜上所述, 室溫下霍爾天平結(jié)構(gòu)可以形成零場下的高密度奈爾型磁性斯格明子, 這為后續(xù)基于霍爾天平磁性斯格明子的存儲器件提供了材料基礎(chǔ).

圖16 (a), (b)和(c)分別是不同角度下的霍爾天平中的磁性斯格明子[88]Fig.16.(a), (b), (c) Magnetic skyrmions in a Hall balance with various tilting angle[88].

為了進(jìn)一步闡明霍爾天平中磁性斯格明子形成和調(diào)控機(jī)制, 對霍爾天平磁結(jié)構(gòu)進(jìn)行精確表征就顯得尤為重要.幸運(yùn)的是中國散裂中子源(CSNS)在近期投入運(yùn)行, 它是國家“十一五”期間重點建設(shè)的國家大科學(xué)裝置, 是發(fā)展中國家擁有的第一臺散裂中子源, 是國際前沿的高科技多學(xué)科應(yīng)用的大型研究平臺, 與正在運(yùn)行的美國、日本和英國散裂中子源一起構(gòu)成世界四大散裂中子源.該實驗平臺為我國在物理學(xué)、化學(xué)、生命科學(xué)、材料科學(xué)、納米科學(xué)、醫(yī)藥、國防科研和新型核能開發(fā)等學(xué)科前沿領(lǐng)域的研究提供了一個先進(jìn)、功能強(qiáng)大的科研平臺.特別指出的是, 中子散射技術(shù)在確定磁性材料的原子結(jié)構(gòu)和磁結(jié)構(gòu)方面具有得天獨厚的優(yōu)勢, 可以為材料結(jié)構(gòu)優(yōu)化和物理機(jī)理研究提供強(qiáng)有力的微結(jié)構(gòu)表征技術(shù)支持.

針對磁性多層膜樣品而言, 國內(nèi)科學(xué)家們相互合作, 利用極化中子反射技術(shù)(polarized neutron reflectometry, PNR)對面內(nèi)磁矩的高敏感特性,從而定量分析磁性多層膜中的磁矩分布情況.當(dāng)具有不同極化方向的中子束流入射到磁性多層膜樣品表面時, 通過收集測量不同極化方向的反射中子束流強(qiáng)度隨動量轉(zhuǎn)移矢量Q 的變化關(guān)系, 可獲得磁性多層膜中磁性深度分布信息.通常情況下, PNR技術(shù)具有無損穿透的特性的同時, 還可實現(xiàn)超高的空間分辨率和極低的磁性探測.因此, PNR 技術(shù)在磁性多層膜中磁結(jié)構(gòu)深度分布的精準(zhǔn)測量具有獨特的技術(shù)優(yōu)勢, 為研究非共線磁結(jié)構(gòu)等復(fù)雜自旋結(jié)構(gòu)提供了有效途徑.PNR 技術(shù)的應(yīng)用已在解決自旋電子學(xué)領(lǐng)域熱點問題中發(fā)揮了重要作用.關(guān)于中子散射技術(shù)在磁性材料中的應(yīng)用可以參考朱濤研究員撰寫的綜述及相關(guān)文章, 這里不再贅述[89?91].

圖17(a)和圖17(b)分別是低場下和高場下具有反鐵磁耦合霍爾天平的極化中子反射譜圖[88].當(dāng)施加外磁場(9000 Oe, 如圖17(b)所示)遠(yuǎn)大于霍爾天平飽和場時, 薄膜樣品的磁矩均在面內(nèi)方向, 不同極化方向的中子反射曲線呈現(xiàn)明顯的差別;當(dāng)施加外磁場接近零(20 Oe, 如圖17(a)所示)時,薄膜樣品的磁矩基本為剩余磁化狀態(tài), 不同極化方向的中子反射曲線基本重合.通過對自旋不對稱(spin asymmetry, SA)曲線的擬合, 研究者們發(fā)現(xiàn)低場下具有反鐵磁耦合的霍爾天平呈現(xiàn)了一個非常小的面內(nèi)磁矩分量.根據(jù)擬合結(jié)果可知, 具有反鐵磁耦合的霍爾天平具有傾斜的界面磁結(jié)構(gòu), 靠近NiO 隔離層的Co 層呈現(xiàn)7°的傾斜角, 如圖17(c)所示[88].根據(jù)相同的方法, 研究者們發(fā)現(xiàn)具有鐵磁耦合的霍爾天平也具有4°的傾斜角, 中子結(jié)果和磁結(jié)構(gòu)解析如圖17(d)—圖17(f)所示.界面傾斜磁矩的實驗驗證有助于人們更加深入地理解霍爾天平結(jié)構(gòu)中斯格明子的形成機(jī)制, 同時為多場調(diào)控霍爾天平中的磁性斯格明子提供了一條思路.

圖17 (a)和(b)分別是低場下和高場下具有反鐵磁耦合霍爾天平的極化中子反射譜圖; (c)具有反鐵磁耦合的霍爾天平自旋結(jié)構(gòu)示意圖; (d)和(e)分別是低場下和高場下具有鐵磁耦合霍爾天平的極化中子反射譜圖; (f)具有鐵磁耦合的霍爾天平自旋結(jié)構(gòu)示意圖[88]Fig.17.PNR spectra as a function of Q measured with in-plane (a) low and (b) high magnetic fields for the Hall balance with antiferromagnetic coupling; (c) schematic of the magnetic structure of the Hall balance with antiferromagnetic coupling; PNR spectra as a function of Q measured with in-plane (d) low and (e) high magnetic fields for the Hall balance with ferromagnetic coupling;(f) schematic of the magnetic structure of the Hall balance with ferromagnetic coupling[88].

微磁學(xué)模擬有助于加深對霍爾天平中磁性斯格明子形成與調(diào)控機(jī)制的理解, 相關(guān)的研究工作圍繞霍爾天平中的耦合強(qiáng)度(EIEC)和易磁化軸方向(θ)與磁性斯格明子之間的內(nèi)在關(guān)系展開.首先,研究者設(shè)定易磁化軸為90°, 同時改變耦合強(qiáng)度.圖18(a)是基態(tài)下具有不同反鐵磁耦合強(qiáng)度的霍爾天平中的磁性斯格明子[88].因為霍爾天平中的磁性斯格明子是成對出現(xiàn)的, 這里只給出了下層[Co/Pt]n多層膜中的磁結(jié)構(gòu)信息.當(dāng)EIEC<–1.4 mJ/m2時, 霍爾天平結(jié)構(gòu)無法形成穩(wěn)定的磁性斯格明子; 當(dāng)EIEC= –1.5 mJ/m2時, 霍爾天平中的磁性斯格明子密度達(dá)到100 μm–2; 繼續(xù)增加EIEC至–2.4 mJ/m2時, 磁性斯格明子的密度顯著降低.圖18(b)給出了霍爾天平中磁性斯格明子密度隨EIEC和θ 變化的相圖[88].從相圖可知, 只有當(dāng)反鐵磁耦合強(qiáng)度達(dá)到一定值時, 霍爾天平中才會形成穩(wěn)定的磁性斯格明子.同時, 對不同的易磁化軸角度θ 而言, 形成磁性斯格明子的耦合強(qiáng)度閾值呈現(xiàn)明顯的變化.當(dāng)反鐵磁耦合強(qiáng)度在–1.5 mJ/m2附近時, 磁性斯格明子密度達(dá)到極大值.即使在反鐵磁耦合強(qiáng)度較大的情況下, 霍爾天平中的磁性斯格明子的密度仍然可以保持較高的水平(25 μm–2).圖18(c)和圖18(d)是在霍爾天平基態(tài)的基礎(chǔ)上施加外部激勵并撤除后不同耦合強(qiáng)度下的霍爾天平中磁結(jié)構(gòu)信息[88].不難看出的是, 外部激勵施加過后霍爾天平中的斯格明子的個數(shù)明顯增加.即使在耦合強(qiáng)度很低的情況下, 霍爾天平中仍然存在著數(shù)目相當(dāng)?shù)拇判运垢衩髯?這也說明了外部激勵促使出現(xiàn)磁性斯格明子對應(yīng)的耦合強(qiáng)度能量范圍變寬了.外部激勵的施加對霍爾天平中磁疇結(jié)構(gòu)產(chǎn)生了顯著的影響, 并且脈沖電流在Pt 底層中產(chǎn)生了自旋流注入到霍爾天平核心結(jié)構(gòu)中, 上下兩層[Co/Pt]n多層膜受到自旋流影響并不相同, 從而導(dǎo)致了上下鐵磁層中不同的磁疇結(jié)構(gòu).上述微磁學(xué)模擬結(jié)合實驗結(jié)果可以讓人們更好地理解霍爾天平中的拓?fù)浯判约罢{(diào)控機(jī)制, 為后續(xù)的原理型器件的設(shè)計打下堅實的基礎(chǔ).

圖18 (a)具有不同層間耦合強(qiáng)度的霍爾天平中的基態(tài)和激勵后的磁性斯格明子; (b)基態(tài)下霍爾天平中磁性斯格明子密度隨EIEC 和θ 變化的相圖; (c)外部激勵撤除后霍爾天平中磁性斯格明子個數(shù)隨層間耦合強(qiáng)度的變化規(guī)律曲線[88]Fig.18.(a) Simulated skyrmions in a Hall balance with various EIEC; (b) contour map of the skyrmion density as a function of EIEC and θ without external excitation; (c) the skyrmion number as a function of EIEC in Hall balance with drawing excitation[88].

與此同時, 研究者們也開展了電流驅(qū)動霍爾天平中斯格明子運(yùn)動的動力學(xué)研究.鑒于該結(jié)構(gòu)的霍爾天平中磁性斯格明子尺寸較小以及較強(qiáng)的釘扎作用, 利用電流驅(qū)動斯格明子的實驗十分具有挑戰(zhàn)性.為了更好地理解霍爾天平中磁性斯格明子的動力學(xué)過程, 研究者利用微磁學(xué)模擬的方法對其進(jìn)行了系統(tǒng)研究.結(jié)果發(fā)現(xiàn), 具有鐵磁耦合的霍爾天平中磁性斯格明子在電流驅(qū)動作用下向前運(yùn)動的同時發(fā)生顯著偏轉(zhuǎn).然而, 具有反鐵磁耦合霍爾天平中的磁性斯格明子會在電流驅(qū)動作用下沿著直線向前運(yùn)動, 展現(xiàn)了較強(qiáng)的器件實用性.因此, 對于霍爾天平中磁性斯格明子動力學(xué)的相關(guān)實驗仍然在進(jìn)行中.

5 霍爾天平在其他材料體系中的擴(kuò)展與應(yīng)用

隨著霍爾天平材料及相關(guān)器件設(shè)計的研究不斷深入, 基于霍爾天平的高密度存儲邏輯器件逐步受到了人們的普遍關(guān)注[92?98].基于霍爾天平材料的概念, 人們也將這一理念推廣到其他材料體系中, 并且獲得了一系列可喜的研究進(jìn)展.

荷蘭代爾夫特理工大學(xué)Caviglia 團(tuán)隊[97]利用脈沖激光沉積技術(shù)制備了一種全氧化物的霍爾天平材料, 其核心結(jié)構(gòu)為SrRuO3/SrTiO3/SrRuO3(SRO/STO/SRO)三明治結(jié)構(gòu).該團(tuán)隊利用原子級厚度控制可以實現(xiàn)霍爾天平中兩個磁性層的霍爾輸出信號的調(diào)控, 進(jìn)而實現(xiàn)霍爾天平多組態(tài)的功能化.與此同時, 研究還發(fā)現(xiàn)SRO/STO/SRO 霍爾天平中的反?；魻栃?yīng)具有很強(qiáng)的溫度依賴特性.圖19 給出了不同溫度下SRO/STO/SRO 霍爾天平的反?；魻栞敵銮€, 并對霍爾天平中雙鐵磁層的反?；魻栃盘栠M(jìn)行解析[97].研究結(jié)果表明,隨著測試溫度的不斷提高, 霍爾天平的反?；魻栃盘栐谔囟囟葏^(qū)間發(fā)生符號翻轉(zhuǎn), 這主要是由STO層反常霍爾效應(yīng)的內(nèi)稟貢獻(xiàn)與相轉(zhuǎn)變溫度息息相關(guān)所導(dǎo)致的.對于具有不同厚度的STO 層的磁相變溫度并不相同.因此, 利用對不同厚度的STO層的溫度調(diào)控可以實現(xiàn)其反?；魻栃?yīng)的調(diào)控, 從而實現(xiàn)霍爾天平多組態(tài)功能.

近期, 德國科隆大學(xué)的Vrejoiu 研究團(tuán)隊[98]利用脈沖激光沉積技術(shù)制備了霍爾天平SrRuO3/SrIrO3/SrRuO3(SRO/SIO/SRO)多層膜, 并利用磁電輸運(yùn)性質(zhì)測試對該材料體系中拓?fù)浠魻栃?yīng)和反?；魻栃?yīng)進(jìn)行深入研究并探討異常的霍爾回線形成機(jī)理, 澄清了拓?fù)浠魻栃?yīng)與磁性斯格明子探測之間的內(nèi)在關(guān)系.雖然近期的多數(shù)工作都是利用磁性多層膜中的拓?fù)浠魻栃?yīng)來表征并探測磁性斯格明子的形成[99,100], 但該研究結(jié)果表明霍爾天平SRO/SIO/SRO 中反?；魻栞敵銮€是鐵磁層反常霍爾電壓符號的不同所導(dǎo)致的.該材料體系中的反?；魻栃?yīng)與磁性層厚度、溫度和界面化學(xué)勢等諸多因素相關(guān).因此, 該研究結(jié)果表明不能只利用反常霍爾回線來探測并表征磁性斯格明子的存在.

6 結(jié)論與展望

鑒于豐富的物理內(nèi)涵以及在信息磁存儲器件設(shè)計中巨大的潛在應(yīng)用前景, 霍爾天平自提出之后就受到了人們的廣泛關(guān)注.以霍爾天平結(jié)構(gòu)為核心的磁存儲原理型器件的提出, 突破了傳統(tǒng)二組態(tài)信息存儲模式, 實現(xiàn)了信息多組態(tài)磁存儲的同時, 也可以完成多種布爾邏輯運(yùn)算.這種新型的存算一體化器件構(gòu)架設(shè)計, 解決了當(dāng)前基于GMR, TMR 的傳統(tǒng)二組態(tài)自旋電子學(xué)材料器件的技術(shù)瓶頸, 其超高霍爾電阻比值突破了當(dāng)前磁電阻與半導(dǎo)體電阻開關(guān)比相差甚遠(yuǎn)的窘境.霍爾天平提出之初, 人們普遍認(rèn)為具有垂直磁各向異性的霍爾天平的磁矩應(yīng)該垂直于薄膜平面.國內(nèi)學(xué)者利用中國散裂中子源這一大科學(xué)裝置優(yōu)勢平臺獲得了突破性進(jìn)展, 首次證實了垂直霍爾天平材料中具有角度可控的傾斜磁矩, 這也為霍爾天平中拓?fù)浯判韵嚓P(guān)研究的開展提供了強(qiáng)有力的實驗依據(jù).基于這一重要研究結(jié)果, 利用洛倫茲透射電鏡技術(shù)結(jié)合多場調(diào)控手段在霍爾天平材料中成功觀察到高密度室溫奈爾型磁性斯格明子.從實驗和微磁學(xué)模擬兩個角度深入研究發(fā)現(xiàn), 霍爾天平的層間耦合作用和界面磁矩傾斜程度都極大地影響著磁性斯格明子的形成, 為下一步設(shè)計基于磁性斯格明子的霍爾天平原理型器件提供了有力的理論和實驗依據(jù).此外, 還利用微磁學(xué)模擬的方法揭示了霍爾天平中磁性斯格明子的動力學(xué)過程, 研究結(jié)果顯示, 具有反鐵磁耦合的霍爾天平中磁性斯格明子在電流驅(qū)動過程中斯格明子霍爾效應(yīng)可以被完全抑制, 磁性斯格明子可以在電流驅(qū)動下沿直線運(yùn)動, 這對設(shè)計基于斯格明子的賽道存儲器件有著重要的指導(dǎo)意義.這些研究成果為推動新型自旋電子學(xué)材料的研究開辟了一條新的研究思路.目前, 利用原位多場調(diào)控技術(shù)在霍爾天平材料中可以實現(xiàn)磁性斯格明子的產(chǎn)生、湮滅和密度調(diào)制等多種狀態(tài)轉(zhuǎn)換.但是, 利用電流驅(qū)動霍爾天平中磁性斯格明子運(yùn)動的實驗工作卻遇到了一些困難.這主要是因為磁性多層膜中較大的釘扎作用導(dǎo)致了驅(qū)動電流密度居高不下, 同時霍爾天平材料中磁性斯格明子尺寸較小, 克服釘扎勢壘進(jìn)行運(yùn)動所需要的能量較高.因此, 霍爾天平材料中磁性斯格明子動力學(xué)的相關(guān)實驗研究將是下一步關(guān)注的一個十分重要的問題.針對這一問題, 后續(xù)的工作將重點通過優(yōu)化磁性多層膜的生長質(zhì)量降低缺陷等釘扎位點, 尋找合適的磁性層和功能層, 從材料、物理和器件設(shè)計多角度綜合考慮, 力圖深入研究多場調(diào)制下磁性斯格明子動力學(xué)過程.

與此同時, 霍爾天平的概念已經(jīng)擴(kuò)展到氧化物多層膜結(jié)構(gòu)、二維范德華異質(zhì)結(jié)等低維結(jié)構(gòu)中.但是, 如何實現(xiàn)基于霍爾天平結(jié)構(gòu)的磁存儲邏輯計算一體化器件的全電場調(diào)控, 如何設(shè)計基于霍爾天平結(jié)構(gòu)的磁性斯格明子賽道存儲器件, 如何深入理解霍爾天平中拓?fù)浯判哉{(diào)控的物理機(jī)理, 如何解決當(dāng)前霍爾天平材料與半導(dǎo)體工藝器件的兼容等一系列科學(xué)問題的解決仍然面臨挑戰(zhàn).這些問題的澄清需要更加深入的理論分析與實驗驗證相結(jié)合.隨著國內(nèi)外對霍爾天平材料及原理型器件關(guān)注度逐步升溫, 結(jié)合先進(jìn)的技術(shù)手段和大科學(xué)裝置的投入使用, 基于霍爾天平的信息磁存儲器件及多場調(diào)控物理機(jī)理的相關(guān)研究將會取得更多突破性研究成果.

感謝中國科學(xué)院物理研究所蔡建旺研究員、孫陽研究員、張穎研究員、于國強(qiáng)研究員在磁性材料表征方面予以的幫助與指導(dǎo); 感謝中國科學(xué)院半導(dǎo)體所王開友研究員在自旋輸運(yùn)表征方面予以的幫助與指導(dǎo); 感謝中國散裂中子源朱濤研究員在極化中子反射譜儀表征方面予以的幫助與指導(dǎo); 感謝四川師范大學(xué)趙國平教授在微磁學(xué)模擬理論方面予以的幫助與指導(dǎo).