极化电流非对称分布对磁涡旋动力学行为的影响*

刘立华，邰新，徐仕翀，曹萌，华中

(吉林师范大学功能材料物理与化学教育部重点实验室，吉林 四平 136000)

随着科技的迅猛发展，人们越来越依赖于手机、电脑等数码产品，对其存储容量和读写速度的要求也越来越高。因此，人们要不断地寻求性能更好的磁存储材料。铁磁性纳米点中的磁涡旋由于在高密度磁记录、磁随机存储、磁读写和自旋转移纳米振荡器等方面有广阔的应用前景而备受关注[1-3]。磁涡旋是由于静磁能与交换作用能相互竞争而形成的一种磁化状态，它由两部分构成：一是位于中心且垂直于平面的磁涡旋核，用极性p=1表示磁涡旋核朝上，用极性p=-1表示磁涡旋核朝下。二是平面内卷曲的磁矩，手征性c=1表示卷曲方向为逆时针，手征性c=-1表示卷曲方向为顺时针。磁涡旋的手征性和极性都具有两个方向，如果能实现其可控反转，就可以应用于信号存储设备。

目前，对磁涡旋核极性的操控可以通过外加磁场来实现，Kikuchi等通过施加一个垂直于平面的静磁场使磁涡旋核的极性发生了反转，但需要较大的磁场2.5 KOe才能发生极性反转[4]。Waeyenberge等通过施加平面内小幅的交变磁场使磁涡旋核的极性发生了反转[5]。Wang等通过施加垂直于平面的交变磁场使磁涡旋核在602 ps内发生原地(in-situ)反转[6]。他们还在纳米盘中引入缺陷，使反转时间减小到200 ps以内[7]。虽然平面内磁场和平面外磁场都能使磁涡旋核发生反转，但是磁场的作用范围较大，它在激发某一磁涡旋的时候也会影响到附近的磁涡旋，从而制约了信号存储设备的小型化。J. Slonczewski和L. Berger提出了自旋转移矩效应，根据该效应可以使用自旋极化电流操控磁矩[8-9]。采用自旋极化电流操控磁矩不仅可以实现局域磁矩控制，而且还具有易集成、低功耗和灵敏度高等显著优势。Liu等研究了垂直于平面的自旋极化电流引起磁涡核极性和手征性反转的过程，发现不同尺寸的模型磁涡旋核的反转机制不同，对于直径240 nm、厚度24 nm的模型样品，是通过磁涡旋-反磁涡旋对的形核和湮灭机制发生了极性的反转，而对于直径80 nm、厚度40 nm的模型样品，则是通过形成C形暂态发生的反转。他们认为磁涡旋手征性的反转主要受电流产生的奥斯特场影响[10]。一些学者还研究了自旋极化电流激发的磁涡旋的旋转回归运动[11-12]。目前，大多数学者采用一个纳米柱或纳米点接触方式通入自旋极化电流，用多个纳米点接触激发磁涡旋的研究很少。本文以三个纳米点接触将自旋极化电流通入纳米盘，用微磁模拟方法研究了极化电流的大小、方向和间距对磁涡旋动力学行为的影响。

1 模型与方法

本文的计算模型如图1所示，坡莫合金纳米盘的直径D=400 nm，厚度L=10 nm。纳米盘的初始状态为磁涡旋结构，其极性和手征性为(p,c)=(1,1)。在图1中，用平面外椎体表示磁涡旋核的极性，用平面内的白色箭头表示磁涡旋核的手征性。我们主要研究三个点接触的极化电流对磁涡旋动力学行为的影响，在图1中三个点接触的极化电流用三个半径为50 nm圆柱体表示，三个点接触均分布在x轴上，ip2位于纳米盘的中心，通过三个接触点的极化电流密度均相同，且每个接触点内电流均匀分布。我们固定ip2与ip3之间的距离d2为120 nm，ip2与ip1之间的距离d1分别为100、120、135和150 nm，研究不同d1值对磁涡旋动力学行为的影响。规定电流方向沿±z时记为ip=±1。固定电流的极化方向为-z。我们将讨论电流(ip1,ip2,ip3)的方向为(1,1,1)、(1,1,-1)时磁涡旋的动力学行为。

图1 模型示意图Fig.1 Schematic diagram of the model system

用OOMMF软件进行模拟计算时，既考虑了极化电流产生的自旋转移矩效应，也考虑了电流产生的奥斯特场效应。本次模拟中，饱和磁化强度MS=8.6×105A/m，自旋极化率P=0.4，阻尼系数为0.05，交换常数A=1.3×10-11J/m，忽略磁各向异性能。

2 分析与讨论

2.1 电流位置非对称分布对磁涡旋的影响

当电流(ip1,ip2,ip3)的方向为(1,1,1)时，磁涡旋的动力学行为如图2所示。可以看出，在电流密度从2×1011增加到40×1011A/m2的过程中，d1=120 nm的模型经历了三种动力学过程，即I0区域、I区域和II区域。而d1为100 、135 和150 nm的模型则经历了两种动力学过程，即I区域和II区域。I0区域中磁涡旋未被激发。I区域中磁涡旋核的运动状态类似旋转回归运动，起初运动速度逐渐增加，最终达到的稳态轨迹不是圆形。而，文献[13]中的旋转回归运动达到稳态时的轨迹为圆形。四种构型中，只有d1=120 nm，即极化电流位置对称分布时出现了磁涡旋核未被激发的区域，而极化电流非对称分布的其他三种构型都被激发，这说明极化电流非对称分布有利于磁涡旋核被激发，使得磁涡旋核做类似旋转回归运动的电流范围扩大，有利于磁涡旋在自旋转移矩微波振荡器方面的应用。II区域中磁涡旋核的极性发生了反转，但平面内的卷曲磁矩(图3：b)与初始状态(图3：a)相比，发生了变形，我们将图3的b状态称之为暂态构型。将电流关闭后，平面内的卷曲磁矩快速恢复到稳态(见图3的c)，为(p，c)=(-1,1)状态。即，与初始状态相比，发生了磁涡旋核极性的反转。

图2 电流方向为(1,1,1)时磁涡旋的动力学现象Fig.2 Kinetics of vortex at the current direction of (1, 1, 1)

图3 电流方向为(1,1,1)时暂态构型和稳态构型(左图主要显示极性，右图主要显示平面内卷曲磁矩)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)

图4 电流方向为(1,1,1)时达到暂态构型所需时间与电流密度的关系曲线Fig.4 The time span from the initial sate to the transient state at different current density with the direction of (1, 1, 1)

图5 临界电流密度下磁涡旋核的运动轨迹和运动速度Fig.5 The trajectory and velocity of vortex core at critical current density

2.2 电流位置非对称分布对磁涡旋的影响

当电流(ip1,ip2,ip3)的方向为(1,1,-1)时，磁涡旋的动力学行为如图6所示。可以看出，在电流密度从2×1011增加到40×1011A/m2的过程中，d1=100、120 、135和150 nm的模型都经历了两种动力学过程，即I区域和II区域，没有出现I0区域。也就是说，只要(1,1,-1)方向的电流通入纳米盘，磁涡旋核就能被激发。当电流密度较小时，磁涡旋核做类似的旋转回归运动。随着电流密度进一步增加，在II区域磁涡旋核的极性发生了反转，达到暂态构型时磁涡旋核不处于盘的中心，而是处于左侧的位置上，平面内磁矩也发生了扭曲(图7：b)。我们将电流关闭后，磁涡旋核和平面内的卷曲磁矩快速恢复到稳态(图7：c)，为(p，c)=(-1,1)状态。即，与初始状态(图7中的a)相比，发生了磁涡旋核极性的反转。

图6 电流方向为(1,1,-1)时磁涡旋的动力学现象Fig.6 Kinetics of vortex at the current direction of (1, 1, -1)

图7 电流方向为(1,1,-1)时暂态构型和稳态构型(左图主要显示极性，右图主要显示平面内卷曲磁矩)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 结 论

本文以三个纳米点接触将自旋极化电流通入纳米盘，研究了极化电流的大小、方向和间距对磁涡旋动力学行为的影响。结论如下：

1)在电流方向为(1,1,1)的情况下，极化电流位置对称分布时出现了磁涡旋核未被激发的区域。而极化电流位置非对称分布时磁涡旋核都能被激发，说明极化电流位置非对称分布有利于磁涡旋核被激发，使得磁涡旋核做类似旋转回归运动的电流范围扩大，有利于磁涡旋在自旋转移矩微波振荡器方面的应用。

图8 电流方向为(1,1,-1)时达到暂态构型所需时间与电流密度的关系曲线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)对于极化电流位置对称分布，即d1=120 nm的构型，磁涡旋在电流方向为(1,1,-1)时比电流方向为(1,1,1)时更易激发，这说明极化电流方向的非对称分布有利于磁涡旋核的激发。