Modulation der Magnetisierungsdynamik durch Dzyaloshinskii-Moriya-Wechselwirkung in Doppelgrenzflächen-STT-Magnetischen Tunnelkontakten

Zusammenfassung

Derzeit wurden Doppelgrenzflächen-Magnetische Tunnelkontakte (MTJs) entwickelt, um die thermische Stabilitätsbarriere im nanoskalen Technologieknoten zu erhöhen. Die Dzyaloshinskii-Moriya-Wechselwirkung (DMI) existiert in solchen Bauelementen unvermeidlich aufgrund der Verwendung von Schwermetall/Ferromagnet-Strukturen. Frühere Studien haben den nachteiligen Effekt der DMI auf konventionelle Einzelgrenzflächen-Spin-Transfer-Drehmoment (STT) MTJs demonstriert. Hier beweisen wir, dass der nachteilige Effekt der DMI in der Doppelgrenzflächen-STT-MTJ fast eliminiert werden kann. Dieser Schluss wird dem unterdrückenden Effekt der Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) Wechselwirkung auf die DMI zugeschrieben. Detaillierte Mechanismen werden basierend auf theoretischen Modellen und mikromagnetischen Simulationsergebnissen analysiert. Unsere Arbeit unterstreicht die Wichtigkeit der angemessenen Kontrolle der DMI in der kompositen Freischicht der Doppelgrenzflächen-STT-MTJ.

Einleitung

Magnetischer Zufallszugriffsspeicher (MRAM) ist einer der vielversprechendsten Kandidaten für die nächste Generation nicht-flüchtiger Speicher dank geringem Stromverbrauch, hoher Dichte, schnellem Zugriff, fast unendlicher Haltbarkeit und guter CMOS-Kompatibilität. Das Bauelement des MRAM ist der magnetische Tunnelkontakt (MTJ), bestehend aus einer Tunnelbarriere zwischen zwei ferromagnetischen Schichten (festgelegte Schicht und Freischicht). Durch Fortschritte in der senkrechten Anisotropie wurde die Merkmalgröße des MTJ unter 40 nm oder sogar 1× nm skaliert. Eine Herausforderung für den sub-40-nm-MTJ ist die Aufrechterhaltung einer adäquaten thermischen Stabilitätsbarriere E = μ₀MₛHₖV/2. Wie die Gleichung zeigt, nimmt E mit der Skalierung des MTJ ab, was die Datenspeicherzeit reduziert. Um dies zu überwinden, wurden Doppelgrenzflächen-MTJs für ausreichend hohes E im sub-40-nm-Technologieknoten vorgeschlagen. Durch Verwendung zweier gekoppelter ferromagnetischer Schichten als komposite Freischicht wird das äquivalente Volumen (V) im Doppelgrenzflächen-MTJ erhöht, um die thermische Stabilitätsbarriere zu erhöhen. Gleichzeitig wird die Dämpfungskonstante verringert, um einen niedrigen Schaltstrom beizubehalten.

In Doppelgrenzflächen-MTJs spielt die Ferromagnet/Schwermetall (FM/HM) Struktur eine wichtige Rolle bei der Leistungsoptimierung. Einerseits erhöht die FM/HM-Struktur die Spin-Orbit-Kopplung (SOC), um die senkrechte Anisotropie zu induzieren. Andererseits fungiert das Schwermetall als Spacer zwischen den zwei ferromagnetischen Schichten der kompositen Freischicht, um die Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) Wechselwirkung bereitzustellen, die die Magnetisierungen der zwei ferromagnetischen Schichten ferromagnetisch koppelt, sodass sie sich wie eine identische Schicht verhalten. Daneben zeigen jüngste Arbeiten, dass die starke SOC des Schwermetalls in Kombination mit den Atomspins des Ferromagneten eine antisymmetrische Austauschkopplung bilden kann, die Dzyaloshinskii-Moriya-Wechselwirkung (DMI) genannt wird. Daher wird DMI im Doppelgrenzflächen-MTJ mit FM/HM-Strukturen natürlich induziert. DMI begünstigt chirale magnetische Texturen (z. B. Spin-Spiralen, Skyrmionen und Néel-Typ-Domänenwände) und beeinflusst die Magnetisierungsdynamik dramatisch. Es ist wichtig zu erwähnen, dass die Rolle der DMI im Doppelgrenzflächen-MTJ komplexer wird, da zwei FM/HM-Grenzflächen zusammen mit einer zusätzlichen RKKY-Wechselwirkung berücksichtigt werden müssen. Daher ist es bedeutsam, den Effekt der DMI auf den Doppelgrenzflächen-MTJ zu enthüllen.

In diesem Brief untersuchen wir erstmals den Schaltprozess von Doppelgrenzflächen-MTJs unter den Einflüssen von DMI und RKKY-Wechselwirkung. Der Doppelgrenzflächen-MTJ wird durch Spin-Transfer-Drehmoment (STT) geschaltet, ein Mainstream-Ansatz für das Datenschreiben im MRAM. Es wurde kürzlich berichtet, dass DMI einen nachteiligen Effekt auf das STT-Schalten hat. Hier demonstrieren unsere Ergebnisse, dass in Doppelgrenzflächen-MTJs der nachteilige Effekt der DMI durch RKKY-Wechselwirkung unterdrückt werden kann, was zu schnellem Schalten und gleichmäßigerer Dynamik führt. Unsere Arbeit beweist die Robustheit der Doppelgrenzflächen-STT-MTJ gegen den negativen Grenzflächeneffekt.

Methoden

Das in dieser Arbeit untersuchte Bauelement ist in Abb. 1a dargestellt, mit einer FM/HM/FM-Struktur als komposite Freischicht. Die HM-Schichtdicke wird auf einen geeigneten Wert eingestellt, sodass die induzierte RKKY-Wechselwirkung die zwei FM-Schichten ferromagnetisch koppelt. Eine der FM-Schichten ist magnetisch weicher, bezeichnet als FL1 (Freischicht 1), die andere magnetisch härter als FL2 (Freischicht 2). Um die Magnetisierung der kompositen Freischicht zu schalten, wird ein Strom an den Doppelgrenzflächen-MTJ angelegt, der das STT erzeugt. In dieser Arbeit betrachten wir nur das übertragene STT von der Referenzschicht zu FL1, während andere Drehmomente zwischen FL1 und FL2 vernachlässigt werden. Dieses vereinfachte Modell ist konsistent mit zuvor berichteten Arbeiten. Die DMIs werden in beiden FM/HM- und HM/FM-Grenzflächen induziert und haben aufgrund der unterschiedlichen Chiralität entgegengesetzte Vorzeichen.

Die Magnetisierungsdynamik von FL1 und FL2 im Doppelgrenzflächen-MTJ wird durch mikromagnetische Simulation untersucht. Die zeitliche Entwicklung des Einheitsmagnetisierungsvektors wird durch die folgende Landau-Lifshitz-Gilbert (LLG) Gleichung bestimmt. Wir wählen das OOMMF-Paket, ein Open-Source-Mikromagnetisches Simulationswerkzeug, um die Bauelementstruktur zu modellieren und die LLG-Gleichung zur Analyse der Magnetisierungsdynamik zu lösen.

Die RKKY-Energie zwischen einem Paar magnetischer Momente m_i und m_j ist definiert als E_ij = σ[1 - m_i · m_j]/Δ_ij, wobei σ der bilineare Oberflächen-Austauschkoeffizient zwischen zwei Oberflächen ist. Δ_ij ist die Diskretisierungszellengröße in Richtung von Zelle i zu Zelle j. In dieser Arbeit sind FL1 und FL2 ferromagnetisch gekoppelt, dann σ > 0, was bedeutet, dass die RKKY-Wechselwirkung m_i parallel zu m_j zu machen sucht. Die DMI wirkt auf benachbarte Atomspins S₁ und S₂ durch ein drittes Atom mit großer SOC. Der entsprechende DMI-Hamiltonian ist H_DM = -D₁₂ · (S₁ × S₂), wobei D₁₂ der DMI-Vektor ist. Daher degradiert die DMI die Uniformität zwischen S₁ und S₂, was mit der RKKY-Wechselwirkung konkurriert.

Ergebnisse und Diskussion

Zunächst werden typische Simulationsergebnisse des zeitabhängigen m_z in Abb. 1b gezeigt. Wenn die RKKY-Wechselwirkung ausreichend stark ist (z. B. σ = 1 × 10⁻³ J/m² in Fall A und B), sind FL1 und FL2 zusammen gekoppelt und ihre Magnetisierungsdynamik ist fast identisch, unabhängig davon, ob DMI berücksichtigt wird oder nicht. Man sieht auch, dass die Einführung von DMI den Prozess der Magnetisierungsumschaltung verzerrt (siehe Fall B), was mit berichteten Ergebnissen übereinstimmt und auf den antisymmetrischen Austausch der DMI zurückzuführen ist. Sobald die RKKY-Wechselwirkung nicht stark genug ist, können die Magnetisierungsdynamiken von FL1 und FL2 nicht ideal gekoppelt werden, sodass ein signifikanter Unterschied zwischen ihnen beobachtet wird (siehe Fall C). Im Folgenden werden die Simulationsergebnisse unter einer ausreichend starken RKKY-Wechselwirkung erhalten, sofern nicht anders angegeben.

Anschließend untersuchen wir die Schaltgeschwindigkeit unter verschiedenen RKKY-Wechselwirkungen. Die Schaltgeschwindigkeit wird durch einen Zeitpunkt reflektiert, zu dem m_z den Wert 0 erreicht (definiert als Schaltzeit). D₁ und D₂ werden auf positive und negative Werte gesetzt. Die entsprechenden Ergebnisse sind in Abb. 2 gezeigt. In Abwesenheit von DMI nimmt die Schaltzeit mit verstärkter RKKY-Wechselwirkung zu, in Übereinstimmung mit anderen berichteten Ergebnissen. Der Grund ist, dass die stärkere RKKY-Wechselwirkung die Magnetisierungsdynamik von FL1 und FL2 kohärenter macht, was die Anisotropie der kompositen Freischicht äquivalent erhöht. Allerdings wird die Abhängigkeit der Schaltzeit von der RKKY-Stärke in Gegenwart von DMI chaotischer. Dieses Chaos wird hauptsächlich der Inkonsistenz der Anisotropie zwischen FL1 und FL2 zugeschrieben. Diese Ergebnisse belegen den nicht vernachlässigbaren Effekt der DMI auf das Schaltverhalten des Doppelgrenzflächen-MTJ.

Als Nächstes untersuchen wir den Effekt der DMI detaillierter. Abb. 3 zeigt die Schaltzeit als Funktion der DMI-Stärke. Es ist wichtig zu erwähnen, dass D₁ und D₂ in Abb. 3a absichtlich auf gleiche positive Werte gesetzt sind, obwohl sie in der Realität entgegengesetzte Vorzeichen haben. Mit anderen Worten, Abb. 3a entspricht einem virtuellen Fall, den wir zur Verifikation des Simulationsmodells untersuchen. Aus der Sicht der physikalischen Theorie werden die nachteiligen Effekte von zwei positiven DMIs unter der Wirkung der ferromagnetisch gekoppelten RKKY-Wechselwirkung kumuliert. Daher wird erwartet, dass die Schaltzeit mit zunehmendem D₁ und D₂ steigt, wie in früheren Arbeiten berichtet. Diese Analyse stimmt gut mit den in Abb. 3a gezeigten Ergebnissen überein. Damit wird die Rationalität des Simulationsmodells validiert. Im Gegensatz zu Abb. 3a könnten die nachteiligen Effekte der DMI gemildert werden, wenn D₁ und D₂ entgegengesetzte Vorzeichen haben, wie in Abb. 3b gezeigt, wo die Variation der Schaltzeit viel kleiner ist als in Abb. 3b. Bemerkenswert ist, dass die Effekte der DMIs an zwei Grenzflächen durch angemessenes Abstimmen der Beträge von D₁ und D₂ aufgehoben werden können, wie in Abb. 3c gezeigt. Diese Ergebnisse können durch Chiralitätstheorien wie folgt erklärt werden.

Die DMI-Energie wird ausgedrückt als E_DM = t ∬ D[m_x(∂m_z/∂x) - m_z(∂m_x/∂x) + m_y(∂m_z/∂y) - m_z(∂m_y/∂y)] d²r = tDε_DM, wobei D die kontinuierliche DMI-Konstante ist, t die Dicke der ferromagnetischen Schicht. Wie oben erwähnt, sind die Magnetisierungsdynamiken von FL1 und FL2 unter einer ausreichend starken RKKY-Wechselwirkung fast identisch. In diesem Fall wird das gleiche ε_DM in FL1 und FL2 erhalten. Dann kann die gesamte DMI-Energie von FL1 und FL2 durch E_tot = (t₁D₁ + t₂D₂)ε_DM berechnet werden. Daher können die DMI-Effekte von FL1 und FL2 im Fall eines großen genug σ durch Einstellen von D₁/D₂ = -t₂/t₁ vollständig ausgeglichen werden, in Übereinstimmung mit Abb. 3c. Diese Schlussfolgerung wird durch die zusätzlichen in Abb. 3d gezeigten Ergebnisse weiter verifiziert, wo andere Parameter absichtlich variiert werden, während D₁/D₂ = -t₂/t₁ beibehalten wird.

Die äquivalente DMI-Magnitude (D_eq) der kompositen Freischicht kann als D_eq = (t₁D₁ + t₂D₂)/(t₁ + t₂) ausgedrückt werden, was zur quantitativen Analyse des Effekts der DMI auf den Doppelgrenzflächen-MTJ verwendet werden kann. Um die Wirksamkeit dieser Gleichung zu validieren, zeigen wir zwei Gruppen von Simulationsergebnissen in Abb. 4a, wo zwei Kurven unter dem gleichen D_eq, aber mit zwei Paaren verschiedener {D₁, D₂} Werte erzielt wurden. Obwohl es einen kleinen Unterschied zwischen den beiden Kurven gibt, sind ihre allgemeinen Trends ähnlich und validieren den nachteiligen Effekt der DMI auf das STT-Schalten. Der Unterschied zwischen den zwei Kurven kann wie folgt erklärt werden. FL1 und FL2 haben unterschiedliche Anisotropiekonstanten, was zu lokaler unsicherer Oszillation der Magnetisierungsdynamik führt, wie in Abb. 4c gezeigt. Dasselbe Phänomen wird auch in Abb. 2 und Abb. 3b beobachtet. Stattdessen wird ein idealer Fall in Abb. 4b, d gezeigt, wo die Anisotropiekonstanten von FL1 und FL2 auf gleiche Werte gesetzt sind. Deutlich ist eine gute Übereinstimmung zwischen den zwei Kurven zu sehen, was anzeigt, dass der obige Ausdruck von D_eq den äquivalenten DMI-Effekt des Doppelgrenzflächen-MTJ gut beschreiben kann.

Schließlich analysieren wir die zeitliche Entwicklung der Magnetisierungsdynamik detaillierter. Abb. 5 zeigt die zeitabhängige Energie während der Magnetisierungsumschaltung. Die DMI-Energien von FL1 und FL2 werden akkumuliert oder aufgehoben, abhängig von den Vorzeichen und Beträgen von D₁ und D₂. Dieser Trend stimmt gut mit den obigen theoretischen Modellen überein. Zusätzlich werden die RKKY-Energien auf niedrigen Werten gehalten, was bestätigt, dass die magnetischen Momente von FL1 und FL2 synchron getrieben werden. Die Verteilungen der RKKY- und DMI-Felder sind in Abb. 6 dargestellt, wo das RKKY-Feld in verschiedenen Fällen unterschiedliche Rollen spielt. Erstens, im Fall von nicht-null DMI (siehe Fall 2 und Fall 3), ist das RKKY-Feld viel stärker im Vergleich zum Fall von null DMI (siehe Fall 1). Man könnte verstehen, dass das RKKY-Feld die zusätzliche Nicht-Uniformität der magnetischen Texturen in Gegenwart von DMI überwinden muss. Zweitens, wenn D₁ und D₂ entgegengesetzte Vorzeichen haben, widersteht das RKKY-Feld den DMI-Feldern in sowohl FL1 als auch FL2 (siehe Fall 2). Als Ergebnis wird die DMI abgeschwächt, sodass die Magnetisierungsdynamik gleichmäßiger wird. Im Gegensatz dazu, sobald D₁ und D₂ das gleiche Vorzeichen haben, widersteht das RKKY-Feld dem DMI-Feld in einer ferromagnetischen Schicht, unterstützt es aber in der anderen (siehe Fall 3). Damit hat das gesamte DMI-Feld noch einen gewissen Effekt auf die Magnetisierungsdynamik, was bestätigt, dass die DMI nicht aufgehoben werden kann, wenn D₁ und D₂ das gleiche Vorzeichen haben.

Abb. 7 zeigt die mikromagnetischen Konfigurationen von FL1 und FL2 während der Magnetisierungsumschaltung. Obwohl Domänenwände in allen Fällen auftreten, können unterschiedliche Merkmale zu bestimmten Zeitmomenten beobachtet werden. Es ist bekannt, dass DMI nicht-uniforme magnetische Texturen begünstigt. Dennoch wird in Abb. 7 eine uniforme Magnetisierung auch in Gegenwart von DMI gebildet (siehe den Zeitpunkt, wenn m_z = -0,5 in Fall 2), solange der DMI-Effekt aufgehoben wird. Wiederum validiert dieses Ergebnis das obige theoretische Modell. Darüber hinaus wird auch gesehen, dass die Magnetisierungsdynamik nicht-uniformer ist, wenn D₁ und D₂ das gleiche Vorzeichen haben (siehe Fall 3, wo die Domänenwand immer erscheint), konsistent mit der obigen Analyse. Wir zeigen auch einige Ergebnisse, die mit kleinerem MTJ simuliert wurden (siehe die letzten zwei Reihen in Abb. 7). Der Unterschied der mikromagnetischen Konfigurationen zwischen Fall 2 (DMI aufgehoben) und Fall 3 (DMI nicht aufgehoben) ist deutlicher.

Schlussfolgerung

Wir haben den Effekt der DMI auf den Doppelgrenzflächen-STT-MTJ umfassend untersucht. Wie bekannt, wurde der Doppelgrenzflächen-MTJ für die Erhöhung der thermischen Stabilitätsbarriere entwickelt. In dieser Arbeit beweisen unsere Ergebnisse einen weiteren Vorteil des Doppelgrenzflächen-MTJ, nämlich die Unterdrückung des nachteiligen Effekts der DMI. Die DMIs in zwei ferromagnetischen Schichten könnten unterdrückt oder sogar aufgehoben werden, wenn sie mit geeigneten Werten und entgegengesetzten Vorzeichen konfiguriert sind, was durch die Doppelgrenzflächen-STT-MTJ-Struktur natürlich erfüllt wird. Theoretische Modelle wurden vorgeschlagen, um die Schlussfolgerung zu erklären. Mikromagnetische Simulationsergebnisse wurden diskutiert, um die Rollen der DMI in der Magnetisierungsdynamik zu enthüllen. Unsere Arbeit bietet einen machbaren Ansatz zur Minimierung der DMI in der Doppelgrenzflächen-STT-MTJ.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten sind uneingeschränkt vollständig verfügbar.

Abkürzungen

DMI:

Dzyaloshinskii-Moriya-Wechselwirkung

FL:

Freischicht

FM/HM:

Ferromagnet/Schwermetall

MRAM:

Magnetischer Zufallszugriffsspeicher

MTJ:

Magnetischer Tunnelkontakt

RKKY:

Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida

SOC:

Spin-Orbit-Kopplung

STT:

Spin-Transfer-Drehmoment