Strominduzierte Bewegung und Neigung von Domänenwänden in senkrecht magnetisierten Rennstrecken

Hintergrund

Die strominduzierte magnetische Domänenwandbewegung (CIDWM) in Rennstrecken hat eine neu entwickelte magnetische Rennstrecken-Speichervorrichtung enthüllt [1, 2]. Aufgrund dieser vielversprechenden Perspektive wurde in den letzten Jahrzehnten viel Arbeit geleistet. CIDWM wurde zuerst in Ferromagneten (FMs) mit magnetischer Anisotropie in der Ebene untersucht, und das spinpolarisierte stromerzeugte Spin-Transfer-Torque (STT) wirkt als treibende Kraft [3, 4]. Anschließend wurde CIDWM auch in FMs mit senkrechter magnetischer Anisotropie (PMA) realisiert [5, 6]. Bei einigen PMA-Materialien ist die Bewegungsrichtung der Domänenwand (DW) jedoch entgegengesetzt zur Richtung des Elektronenflusses, was der Vorhersage von STT widerspricht [7, 8]. Und es wurden noch viele weitere Arbeiten gefunden, die belegen, dass die DW-Bewegung in Heavy Metal (HM)/FM-Doppelschichtstrukturen mit PMA entlang der aktuellen Richtung verläuft. Es wurde gezeigt, dass HM-erzeugte Spin-Bahn-Drehmomente (SOTs) durch Spin-Hall-Effekt und/oder Rashba-Effekt zusammen mit der Grenzflächen-Dzyaloshinskii-Moriya-Wechselwirkung (DMI) aufgrund der strukturellen Inversionsasymmetrie von FM als Antrieb für eine chirale DW-Bewegung angesehen werden entlang der Stromrichtung [9, 10]. Um die Effizienz von CIDWM zu verbessern, erfordert es daher den HM mit großem Spin-Hall-Winkel (θ _SH ), um ein größeres Drehmoment zu erzeugen, um die DW-Bewegung anzutreiben. Es wurden viele Anstrengungen unternommen, um ein großes θ . zu erhalten _SH von HMs durch Variieren der Dicke von HM [11, 12], Dekorieren der Grenzfläche zwischen HM und FM [13, 14], Ändern der Kristallinität von HM [15] und sogar Einschluss von Sauerstoff in HM [16]. Außerdem erreichen einige Berichte auch große effektive θ _SH basierend auf HM/FM/HM-Strukturen, bei denen zwei HM-Schichten das entgegengesetzte Vorzeichen von θ . haben _SH [17,18,19]. Wenn ein Strom durch die beiden HM-Schichten fließt, arbeiten die erzeugten Spinströme von zwei Arten von HM-Schichten zusammen, um die SOT-Effizienz zu verbessern, um die Stromdichte zu verringern, um die Magnetisierung umzuschalten oder die DW-Bewegung anzutreiben. Unterdessen kann sich die DMI-Stärke in dieser Art von Dreifachschichten von der der Doppelschichten unterscheiden, da es auf beiden Seiten der FM-Schicht zwei Grenzflächenwechselwirkungen gibt. Es wurde festgestellt, dass die DMI-Stärke einen großen Einfluss auf die DW-Geschwindigkeit hat, als ein erweitertes kollektives Koordinatenmodell vorgeschlagen wurde, um das DW-Neigungsverhalten zu erklären [20]. Darüber hinaus wurde die DW-Neigung auch in GaMnAs-Mikrodrähten berichtet [20,21,22].

In unserer früheren Arbeit haben wir die Wirkung des Einfügens einer C-Zwischenschicht zwischen Co und Ta auf das Anisotropiefeld, das Schaltfeld und die effektiven SOT-Felder in Pt/Co/Ta-Strukturen mit PMA untersucht [23]. Die erhaltene Magnetisierungsschaltstromdichte liegt in der Größenordnung von 10 ⁶ A/cm ² sowohl in Pt/Co/Ta- als auch in Pt/Co/C/Ta-Geräten. In dieser Arbeit untersuchen wir das strominduzierte DW-Bewegungs- und Kippverhalten in diesen beiden Proben und den Einfluss der C-Insertion auf die DMI-Stärke und DW-Geschwindigkeit in Pt/Co/Ta-Rennstrecken im Mikroformat. Wir haben eine kleine Änderung der berechneten DMI-Austauschkonstante (|D |), was darauf hinweist, dass die DMI-Stärke hauptsächlich aus dem Beitrag der Pt/Co-Grenzfläche in Pt/Co/Ta- und Pt/Co/C/Ta-Stapeln resultiert. Bei feldinduzierter DW-Bewegung ist die gemessene DW-Geschwindigkeit in Pt/Co/C/Ta selbst unter einem großen Magnetfeld kleiner als die in Pt/Co/Ta, was zeigt, dass die Pinning-Potentialbarriere einen großen Einfluss auf die DW-Bewegung hat. Außerdem wird bei CIDWM eine größere DW-Geschwindigkeit beobachtet als bei feldinduzierter Bewegung mit der gleichen Größe zwischen dem aktuell erzeugten effektiven Feld und dem angelegten Magnetfeld. Es zeigt, dass die stromerzeugte Joulesche Erwärmung auch die DW-Bewegung beeinflusst. Noch wichtiger ist, dass das strominduzierte DW-Neigungsphänomen in Pt/Co/Ta- und Pt/Co/C/Ta-Stapeln beobachtet wird, was durch das stromerzeugte Oersted-Feld in Kombination mit dem effektiven Spin-Hall-Feld gut erklärt werden kann.

Methoden

Zwei Folienstapel Ta(3)/Pt(5)/Co(0,6)/Ta(5) und Ta(3)/Pt(5)/Co(0,6)/C(2)/Ta(5) (Dicke in nm) wurden auf Corning-Glassubstraten bei Raumtemperatur durch Gleichstrom-Magnetronsputtern mit einem Basisdruck unter 4.0 × 10 ⁻⁵ . abgeschieden Pa. Die unteren 3 nm Ta wird als Saatschicht verwendet, und die obere Ta-Schicht hat einen TaO von etwa 1,5 nm_x Deckschicht durch Lufteinwirkung [17, 24]. Anschließend wurden die Filmstapel in 8,5 µm und 3,0 µm breite Rennbahnen für Pt/Co/Ta bzw. Pt/Co/C/Ta gemustert, wobei Standardlithographie- und Ar-Ionen-Frästechniken verwendet wurden, um CIDWM zu untersuchen. Darüber hinaus wurden die 8,5 μm breiten Hall-Balken, die mit den gleichen Techniken gemustert wurden, verwendet, um das Feld außerhalb der Ebene (H _z )-abhängiger anomaler Hall-Widerstand (R _Halle ) bei unterschiedlichen Vorspannungsfeldern in der Ebene (H _x ) entlang der Stromrichtung, um das effektive Spin-Hall-Feld (H _Sie ) und schätzen die DMI-Stärke, wie von Pai et al. [25]. In ihrem Bericht wird die Verschiebung von R _Halle -H _z Schleifen bei H _x kann gut durch ein chirales Néel-DW-Modell erklärt werden. Die Verschiebung wurde als H . definiert _Sie , mit dem die SOT-Effizienz quantifiziert werden kann χ ≡ H _Sie /J (J ist die Ladestromdichte). Die Methode wurde in dieser Arbeit verwendet, um die DMI-Stärke und die SOT-Effizienz zu charakterisieren. Darüber hinaus wurde ein magnetooptisches Kerr-Mikroskop mit polarem Kerr-Effekt verwendet, um die DW-Bewegung unter dem angelegten Feld oder Strompuls bei Raumtemperatur zu überwachen.

Ergebnisse und Diskussion

Basierend auf dem chiralen Néel-DW-Modell haben wir zunächst die anomalen Hall-Schleifen unter dem in der Ebene liegenden Vorspannungsfeld H . untersucht _x um die DMI-Stärke und die SOT-Effizienz zu erhalten (siehe zusätzliche Datei 1). Das erhaltene effektive DMI-Feld (H _DMI ) für Pt/Co/Ta und Pt/Co/C/Ta beträgt etwa 1370 bzw. 1055 Oe. Das gesättigte χ (χ ^gesessen ) steht für die höchste SOT-Effizienz liegt bei etwa 10,0 und 8,3 Oe/(10 ⁶ A/cm ² ) für Pt/Co/Ta bzw. Pt/Co/C/Ta. Das verringerte χ ^gesessen für Pt/Co/C/Ta kann darin bestehen, dass eine gewisse Interdiffusion und chemische Reaktion von der Grenzfläche zwischen Co und C sowie der Grenzfläche zwischen C und Ta die Spin-Flip-Wahrscheinlichkeit erhöhen und die effektive Injektion von Spinstrom vom oberen Ta . verringern . Außerdem ist die Stärke der DMI-Austauschkonstante |D | kann auch aus dem gemessenen |H . berechnet werden _DMI | mit |D | = μ ₀ M _s ∆ |H _DMI | [26], wobei ∆ ist die DW-Breite und bezieht sich auf die Austauschsteifigkeitskonstante A und effektive PMA-Energiedichte K _eff bis ∆ = (A /K _eff ) ^1/2 . Verwenden von M _s (bzw. etwa 1,213 × 10 ⁶ und 1.288×10 ⁶ A/m für Pt/Co/Ta und Pt/Co/C/Ta) und K _eff (bzw. etwa 4,1 × 10 ⁵ und 2,1 × 10 ⁵ J/m ³ für Pt/Co/Ta und Pt/Co/C/Ta) wie in der vorherigen Arbeit berichtet und unter der Annahme von A ≈ 1. 5 × 10 ⁻¹¹ J/ m [27], wir schätzen |D | = 1,01 ± 0,16 mJ/ m ² für Pt/Co/Ta und |D | = 1,15 ± 0,14 mJ/ m ² für Pt/Co/C/Ta. Der Unterschied von |D | Der Wert scheint in diesen beiden Stichproben schwach zu sein. Dies kann dadurch erklärt werden, dass sich die Gesamt-DMI-Stärke aus den beiden Beiträgen der unteren Pt/Co-Grenzflächen und der oberen Co/Ta- oder Co/C-Grenzflächen ergibt. Da die unteren Pt/Co-Grenzflächen sehr ähnlich sind, tragen sie gleichermaßen zu |D . bei |. Während für den Beitrag der oberen Co/Ta- oder Co/C-Schnittstelle Ma et al. [28] berichtete, dass |D | von Ta induzierten ist viel schwächer als die von Pt. Daher ist die obere Co/Ta-Grenzfläche schwach für den Beitrag des gesamten |D |. Und der Beitrag der oberen Co/C-Grenzfläche ist aufgrund der sehr schwachen Spin-Bahn-Kopplung von C ebenfalls vernachlässigbar. Es wird auch darauf hingewiesen, dass sowohl die untere Pt/Co- als auch die obere Co/Ta-Grenzfläche zum DMI beitragen, sich aber teilweise aufheben können einander [28], was zu einem leicht verringerten |D . führt | für Pt/Co/Ta-Proben im Vergleich zu Pt/Co/C/Ta-Proben. Als Konsequenz ist das ähnliche |D | für Pt/Co/Ta- und Pt/Co/C/Ta-Proben zeigt, dass die DMI-Stärke hauptsächlich vom Beitrag der Pt/Co-Grenzfläche stammt. Außerdem gilt für diese beiden Beispiele:H _DMI /H _K (jeweils etwa 0,2 und 0,3 für Pt/Co/Ta und Pt/Co/C/Ta) ist kleiner als 2/π. Während H _DMI nicht über dem theoretischen Schwellenwert liegt, der erforderlich ist, um Néel-DWs zu stabilisieren [25, 26], wird das chirale Néel-DW in diesen beiden Proben durch Beobachtung des CIDWM-Verhaltens demonstriert, das weiter unten diskutiert wird. Währenddessen schleift die anomale Hall unter dem in der Ebene liegenden Vorspannungsfeld (H _y ) orthogonal zur Stromrichtung werden ebenfalls untersucht. Auch wenn ein großes H _y angewendet wird, die Verschiebung von R _Halle -H _z loops ist recht klein (siehe zusätzliche Datei 1). Es könnte daran liegen H _y wandelt die chiralen Néel-Typ-DWs allmählich in Bloch-Typ-DWs um, und das effektive Feld H _Sie ist für ein DW vom Bloch-Typ nach der Formel [10, 29, 30] nahezu null:

wo, θ _Sie , Frau , t _F , J _x , \( \widehat{m} \) und \( \widehat{j} \) repräsentieren den effektiven Spin-Hall-Winkel, Sättigungsmagnetisierung der FM-Schicht, Dicke der FM-Schicht, Stromdichte entlang x Richtung, Einheitsvektor der Magnetisierung bzw. Einheitsvektor der Stromdichte.

Als nächstes wird die DW-Geschwindigkeit (v ) unter einem Magnetfeld außerhalb der Ebene und einem Stromimpuls in der Ebene wurden unter Verwendung des Kerr-Mikroskops gemessen, um das DW-Bewegungsverhalten zu untersuchen. Ein vorgefertigtes DW wurde unter Verwendung eines Magnetfeldpulses direkt über dem Nukleationsfeld gebildet, nachdem die Rennstrecke bei einem entgegengesetzten großen Magnetfeld gesättigt war. Geschwindigkeit unter H _z Impuls ist in den Abb. 1a, b für zwei Abtastwerte gezeigt. Für Pt/Co/C/Ta, v ist selbst unter einem großen treibenden Magnetfeld immer noch kleiner als die einer Pt/Co/Ta-Probe. Dies liegt möglicherweise an der viel stärkeren Defektbildung nach C-Dekoration, die die Pinning-Felder erhöht [23]. Es ist auch zu sehen, dass lgv ist proportional zu H _z ^-1/4 , was auf ein Kriechregime der DW-Bewegung gemäß dem Kriechgesetz [31] hinweist:

DW-Geschwindigkeit als Funktion des Feldes außerhalb der Ebene H _z für Pt/Co/Ta (a ) und Pt/Co/C/Ta (b ). Die Einsätze in a und b stellen Sie die Schnappschüsse von Domänen in verschiedenen Feldern dar, um die DW-Form zu zeigen

wo U _C ist eine charakteristische Energie im Zusammenhang mit dem durch Unordnung induzierten Pinning-Potential, k _B ist die Boltzmann-Konstante, T ist die Temperatur und H _ab ist das Depinning-Feld, bei dem die Zeeman-Energie gleich der DW-Pinning-Energie ist. Die Anpassungssteigung ergibt ein Maß von \( \frac{U_c}{k_BT}{H_{dep}}^{1/4}=s \), s liegt bei 37,4 und 76,5 Oe ^1/4 für Pt/Co/Ta bzw. Pt/Co/C/Ta. Seit dem H _ab für Pt/Co/C/Ta ist zweimal größer als für Pt/Co/Ta [23], die Differenz von H _ab ^1/4 zwischen ihnen ist kleiner als 1,5. Der Unterschied von s zwischen ihnen ist größer als 2. Dies zeigt an, dass die Pt/Co/C/Ta-Probe ein größeres Pinning-Potential hat, was mit der obigen Diskussion übereinstimmt. Darüber hinaus zeigen die Einschübe in Abb. 1a, b auch die Schnappschüsse von Domänenbildern unter verschiedenen Magnetfeldern. Man sieht, dass die DW-Form für Pt/Co/C/Ta eine größere Verteilung zeigt als die für Pt/Co/Ta. Dies weist auch darauf hin, dass das Pinning-Potential in Pt/Co/C/Ta aufgrund der C-Dekoration, die zufällig verteilte Pinning-Stellen induziert, nicht ganz homogen ist. Dagegen wird die reguläre DW-Neigung unter dem Magnetfeld für diese beiden Proben nicht beobachtet, was sich vom theoretischen kollektiven Koordinatenmodell unterscheidet [20].

Anschließend wurde auch das CIDWM-Verhalten untersucht, um einen Vergleich mit feldinduzierter DW-Bewegung anzustellen. Eine Up-to-Down (UD) oder Down-to-Up (DU) Domäne wurde zuerst durch ein Pulsmagnetfeld aus einem gesättigten Zustand nukleiert, und dann wurde ein Pulsstrom angelegt, um die DW-Bewegung unter Verwendung eines Pulsgenerators mit Pulsbreite im Bereich von 5–100 ns. Abbildung 2a, b zeigt die CIDWM-Geschwindigkeit ohne angelegte Magnetfelder. Die positive oder negative Geschwindigkeit bedeutet die DW-Bewegung entlang oder entgegen der Stromrichtung. Dies impliziert die Bildung eines chiralen Néel-DW mit dem Vorhandensein von DMI in diesen beiden Proben [10, 30]. Die erhöhte Geschwindigkeit bei höherer Stromdichte ist auf das erhöhte H . zurückzuführen _Sie auf dem chiralen Néel DW wirkend. Es benötigt jedoch eine doppelt so hohe Stromdichte, um die gleiche DW-Geschwindigkeit in Pt/Co/C/Ta im Vergleich zu der in Pt/Co/Ta-Strukturen zu erreichen. Dies kann der verringerten SOT-Effizienz und der erhöhten Pinning-Potentialbarriere durch C-Grenzflächendekoration zugeschrieben werden. Darüber hinaus beträgt die DW-Geschwindigkeit durch Stromansteuerung etwa 10 ³ mal größer als die durch Magnetfeldansteuerung, wobei das stromerzeugte effektive Feld den gleichen Wert wie das Magnetfeld beibehält. Es zeigt sich, dass auch andere Mechanismen wie die Joulesche Erwärmung und/oder das aus dem Strom erzeugte Oersted-Feld eine bedeutende Rolle bei der CIDWM spielen können. Es ist zu beachten, dass sowohl in Abb. 2b als auch in Abb. 3c die Abnahme der DW-Geschwindigkeit und des DW-Neigungswinkels in der Pt/Co/C/Ta-Probe beobachtet wird, wenn die Stromdichte bei ± 19,2 MA/cm² . Währenddessen kann man im Einschub der Abb. 1 und 2 weitere Nukleationsbereiche wie weiße oder schwarze Punkte sehen. 2b und 3c bei höheren Stromdichten. Dies könnte darauf zurückgeführt werden, dass die Thermik einige zufällige Nukleationsstellen bei großen Stromdichten aufgrund der bestehenden großen Joule-Erwärmung aktiviert und die Pinning-Potential-Barriere-Landschaft auch umverteilt werden könnte, was einen Einfluss auf die Bewegungsgeschwindigkeit und den Kippwinkel haben kann.

DW-Geschwindigkeit gegen Stromdichte für Pt/Co/Ta (a ) und Pt/Co/C/Ta (b ). Die Einsätze in a und b repräsentieren die Momentaufnahmen der Domänenform bei der repräsentativen Stromdichte

(a ) Kerr-Bilder geben die Definition des DW-Neigungswinkels (ψ ) und Änderungen von ψ bei unterschiedlichen Stromdichten vom „Up“- zum „Down“-Zustand und vom „Down“ zum „Up“-Zustand am Beispiel der Pt/Co/Ta-Probe. DW-Neigungswinkel versus Stromdichte für Pt/Co/Ta (b ) und Pt/Co/C/Ta (c ). Die Einsätze in b und c repräsentieren die Momentaufnahmen der Domänenform bei verschiedenen Stromdichten

Während der strominduzierten DW-Bewegung wird das DW-Neigungsphänomen in diesen beiden Proben deutlich beobachtet und die Kippung wird allmählich in einer zeitabhängigen Beobachtung mit einem ausreichend kurzen Impuls als treibende Kraft gebildet. Um einen Einblick in die strominduzierte DW-Neigung zu erhalten, messen wir den DW-Neigungswinkel (ψ ), die in Fig. 3a bei unterschiedlichen Stromdichten definiert ist. Es ist auch zu beachten, dass sich der Neigungswinkel während der Fahrt aufgrund der breiten Depinning-Verteilung entlang der Rennstrecken geringfügig ändern kann, was bei einer bestimmten Stromdichte zu einem großen Messfehler führt. Aus Abb. 3b, c ist für beide Proben eine ungefähr lineare Abhängigkeit des Neigungswinkels von der Stromdichte zu erkennen. Sie stimmt mit den bisherigen theoretischen Arbeiten [20] überein, in denen annähernd lineare Abhängigkeiten des Neigungswinkels und der DW-Geschwindigkeit von der geringeren Stromdichte beobachtet werden können. Ein großer DW-Neigungswinkel tritt jedoch bei ihrer Simulation mit mindestens einer Größenordnung größerer Stromdichte auf. Dies stimmt nicht mit unserer Beobachtung überein und auch das Kippverhalten wird in unserem Experiment während der feldinduzierten DW-Bewegung nicht beobachtet. Daher kann der Einfluss des DMI oder der abgestuften Verteilung der Pinning-Potentialbarriere auf die strominduzierte DW-Neigung schwach sein. Außerdem kann der anomale Hall-Effekt auch zu einem DW-Neigen führen, aber der Beitrag dürfte in einer Nanometer dicken Rennstrecke gering sein [20]. Eine mögliche Erklärung ist, dass der angelegte Strom nicht nur das effektive Spin-Hall-Feld H . erzeugt _Sie , aber auch das Oersted-Feld (H _Oersted ), was auch zu DW-Bewegungen führen kann. Beide H _Sie und H _Oersted einen Einfluss auf die DW-Neigung haben könnte. In Abb. 4 zeichnen wir die Skizze dieser effektiven Felder, um das DW-Neigungsverhalten zu verdeutlichen. Die Domänenanordnung ist als U-D-U-D-Skizzen dargestellt, und die Magnetisierung im DW mit linkshändiger Chiralität ist als dünner schwarzer Pfeil entlang der Ausrichtung in der Ebene dargestellt. Auf einer dünnen einheitlichen Rennstrecke, wenn die Dicke (t ) ist viel kleiner als die Breite (w ), das generierte H _Oersted konzentriert sich auf die beiden Kanten und seine gemittelte Komponente über die Dicke kann berechnet werden durch H _Oersted = ±jt [3 + 2lnw /t ]/4π [22]. Das erhaltene H _Oersted liegen bei 19,6 und 37,4 Oe für Pt/Co/Ta und Pt/Co/C/Ta unter Verwendung der maximalen Stromdichte von 10,0 und 19,2 MA/cm ² , vergleichbar mit dem Spin-Hall-Effektivfeld H _Sie (ca. 100,0 und 159,4 Oe für Pt/Co/Ta und Pt/Co/C/Ta bei gleichen Stromdichten). Seit H _Sie und H _Oersted die gleiche Richtung an den als grüne Sterne markierten Positionen haben, wirkt im Bereich der grünen Sterne ein größeres effektives Feld auf die DW, was zu einer viel größeren Geschwindigkeit im Vergleich zu der im gegenüberliegenden Bereich der grünen Sterne in der Rennstrecke führt. Daher kann ein geneigtes DW mit einer spezifischen Trapezform gebildet werden, wie im linken unteren Feld von Fig. 4 gezeigt. Der Einschub von Fig. 3b für Pt/Co/Ta zeigt auch offensichtlich die ähnliche Form bei einigen repräsentativen Stromdichten. Darüber hinaus kann der erhöhte Neigungswinkel bei der höheren Stromdichte durch den großen Geschwindigkeitsunterschied an beiden Kanten der Rennstrecke aufgrund des erhöhten H . erklärt werden _Oersted . In der Zwischenzeit kann man feststellen, dass die Domänenform eine Transformation aufweist, sobald sich die Domänenanordnungen und/oder die Strompolarität gemäß der obigen Analyse ändert. Die gesamte skizzierte Domänenform bei einem Strompuls stimmt mit den experimentellen Beobachtungen überein. Darüber hinaus gilt die obige Erklärung zur DW-Neigung auch, wenn ein H . in der Ebene _x oder H _y wird angewandt. Wenn H _x angewendet wird, ändert es die Magnetisierungsorientierung in DWs. Daher ist das H _Sie ändert ein Vorzeichen für das DW mit seiner ursprünglichen horizontalen Magnetisierung entgegengesetzt zu H _x , wodurch sich die trapezförmige Domäne ausdehnt oder schrumpft (je nach Vorzeichen von H _x ) wie im rechten mittleren Feld von Abb. 4 gezeigt. Wenn H _y angewendet wird, ein starkes H _y wird einen Néel-Typ DW zu einem Bloch ändern. H _Sie wird nach Gl. (1), und nur das aktuell generierte Oersted-Feld H _Oersted treibt die DW-Bewegung an. Dadurch wird die Domäne an einer Kante erweitert. Man sieht auch, dass die Änderung der Domäne am Rand als H . erfolgt _y beträgt etwa − 1400 Oe, wie im rechten unteren Feld von Abb. 4 gezeigt. Dies stimmt mit der Analyse überein, dass H _Oersted als einzige treibende Kraft ist für die DW-Bewegung verantwortlich. Es kann jedoch nicht zu einem regelmäßigen DW-Kippverhalten führen. Daher könnte die strominduzierte DW-Verkippung dem strominduzierten Oersted-Feld in Kombination mit dem effektiven Spin-Hall-Feld zugeschrieben werden.

Schematische DW-Bewegung und Domänenformen bei einer Stromdichte J . Das linke obere Feld zeigt die Domäne mit U-D-U-D-Skizzen und die Magnetisierungsorientierung (dünner schwarzer Pfeil) in Domäne und DWs. Sobald ein Strom angelegt wurde, wird das erzeugte H _Sie die auf die DWs wirken, werden als rote dicke Pfeile angezeigt, während die Oersted-Felder (H _Oersted ) an beiden Seiten der Rennstrecke werden als blaue Pfeile angezeigt. Das linke untere Feld zeigt die entsprechende Änderung der Domänenform (bezeichnet als strichdicke schwarze Blöcke) unter der Wirkung von H _Sie und H _Oersted . Das rechte Feld zeigt die Wirkung von Magnetfeldern in der Ebene auf die Domänenform für Pt/Co/Ta

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend werden in Pt/Co/Ta- und Pt/Co/C/Ta-Strukturen strominduzierte Domänenwandbewegungen und -kippungen beobachtet. Die DMI-Stärke und die SOT-Effizienz werden unter Verwendung einer Transportmessmethode erhalten, die bis zu 1,01 ± ± 0,16 (1,15 ± ± 0,14) mJ/m ² . reichen kann und 10,0 (8,3) Oe/MA/cm ² jeweils für Pt/Co/Ta-(Pt/Co/C/Ta)-Proben. Die ähnliche DMI-Stärke für Pt/Co/Ta- und Pt/Co/C/Ta-Proben zeigt, dass die DMI-Stärke hauptsächlich vom Beitrag der Pt/Co-Grenzfläche herrührt. Die reduzierte DW-Geschwindigkeit bei feldinduzierter DW-Bewegung für Pt/Co/C/Ta weist darauf hin, dass die DW-Geschwindigkeit mit der Pinning-Potentialbarriere zusammenhängt. Darüber hinaus spielen die stromerzeugte Joulesche Erwärmung und das Oersted-Feld eine bedeutende Rolle bei der DW-Bewegung und -Neigung. Für die Rennstrecken-Speicheranwendung sollte das große stromerzeugte Oersted-Feld berücksichtigt werden, da es die Form der Aufzeichnungsbits dramatisch verändert und sogar die Fläche der Aufzeichnungsbits schrumpft. Dies kann für die praktische Anwendung nicht von Vorteil sein. Unsere Ergebnisse könnten einige Designperspektiven bieten, um die DW-Bewegung in SOT-basierten Rennstreckenspeichern voranzutreiben.

Abkürzungen

CIDWM:

Strominduzierte Domänenwandbewegung

DMI:

Dzyaloshinskii-Moriya-Interaktion

D-U:

Von unten nach oben

DW:

Domain-Wall

FIDWM:

Feldinduzierte Domänenwandbewegung

FMs:

Ferromagnete

HM:

Heavy Metal

PMA:

Senkrechte magnetische Anisotropie

SOT:

Spin-Bahn-Drehmoment

STT:

Spinübertragungsdrehmoment

U-D:

Von oben nach unten