多铁性: 物理、材料及器件专题—微纳尺度多铁异质结中电驱动磁反转

微纳尺度多铁异质结中电驱动磁反转

宋骁 高兴森 刘俊明

Electric field driven magnetic switching in nanoscale multiferroic heterostructures

Song Xiao Gao Xing-Sen Liu Jun-Ming

引用信息 Citation:

Acta Physica Sinica

, 67, 157512 (2018)

DOI: 10.7498/aps.67.20181219

在线阅读 View online:

http://dx.doi.org/10.7498/aps.67.20181219

当期内容 View table of contents:

http://wulixb.iphy.ac.cn/CN/Y2018/V67/I15

您可能感兴趣的其他文章

Articles you may be interested in

Ruddlesden-Popper 结构杂化非本征铁电体及其多铁性

Hybrid improper ferroelectricity and multiferroic in Ruddlesden-Popper structures

物理学报.2018, 67(15): 157503

http://dx.doi.org/10.7498/aps.67.20180317

基于磁电耦合效应的基本电路元件和非易失性存储器

Fundamental circuit element and nonvolatile memory based on magnetoelectric effect

物理学报.2018, 67(12): 127501

http://dx.doi.org/10.7498/aps.67.20180712

引入界面耦合系数的长片型磁电层状复合材料的等效电路模型

Equivalent circuit model for plate-type magnetoelectric laminate composite considering an interface

cou-pling factor

物理学报.2018, 67(2): 027501

http://dx.doi.org/10.7498/aps.67.20172080

多铁材料 HoMnO

3

中光学吸收和畸变驱动的第一性原理研究

Research on optical absorption and distortion driving in multiferroic HoMnO

3

from the first principles

物理学报.2013, 62(12): 127502

http://dx.doi.org/10.7498/aps.62.127502

Terfenol-D/PZT 磁电复合材料的磁电相位移动研究

Phase drift of magnetoelectric effect in Terfenol-D/PZT composite materials

物理学报.2013, 62(1): 017501

http://dx.doi.org/10.7498/aps.62.017501

多铁性: 物理、材料及器件专题

微纳尺度多铁异质结中电驱动磁反转

∗

宋骁

1)

_高兴森

1)

†

_刘俊明

2)

1) (华南师范大学, 先进材料研究所及量子调控工程与材料广东省重点实验室, 广州 510006) 2) (南京大学, 固体微结构国家实验室, 南京 210093) ( 2018 年 6 月 24 日收到; 2018 年 7 月 10 日收到修改稿 )

近年来, 多铁异质结中电控磁性研究引起了广泛关注, 已成为多铁领域的热点. 现代自旋电子学器件 (如

磁内存) 通常利用电流产生的磁场或自旋转移扭矩效应驱动磁反转来实现数据擦写, 但这带来高额能耗和热

量, 成为亟待解决的关键难题. 而利用多铁异质结实施电场驱动磁反转则有望大幅降低能耗, 从而实现高速、

低能耗、高稳定性新型高密度磁存储、逻辑及其他自旋电子学器件. 在当前器件发展的微型化趋势下, 探索可

集成化的微纳尺度电场驱动磁反转方案显得越发重要. 本文针对发展新型磁电器件所面临的微型化关键问

题, 回顾了微纳尺度电场驱动磁反转研究的新进展, 主要关注小尺度多铁异质结中电控磁的新特点、新方法及

相关物理机理的实验和理论成果, 讨论了进入纳米尺度将面临的挑战, 并对未来研究工作提出一些展望.

关键词: 电场驱动磁反转, 多铁性材料, 纳米磁体, 磁电随机存储器

PACS: 75.85.+t, 75.60.Jk, 77.80.–e, 77.90.+k

DOI: 10.7498/aps.67.20181219

1 引

言

近 20 年来, 多铁性材料研究发展迅猛, 已成

为凝 聚态 物 理领 域的 重要内 容. 有关多铁性材

料所蕴含的电子 -自旋 -晶格相互交叉耦合所带来

的丰富多彩的新颖物性及在器件上的潜在用途,

前人已有系统综述

[1−9]

_{. 近年来, 利用多铁异质}

结 进 行 电 场 调 控 磁 性 也 引 起 了 广 泛 关 注

[10−12]

_.

在现代电子学器件 (如磁内存, 磁随机存储器件)

中, 主 要 依 靠 电 流 产 生 的 磁 场 或 者 自 旋 转 移 扭

矩 (spin transfer torque) 效应驱动磁反转来实现

数据写入和擦除, 而这需要巨大电流密度 (10

6

_—

10

8

A/cm

2

_{), 从而带来较大能耗、发热并导致复杂}

的器件架构

[13−17]

_{. 如果采用多铁异质结实施电场}

驱动磁反转 (见图

1

)

[5,18]

_{, 则有望大幅降低这类器}

件的能耗并简化器件架构, 形成新一代的磁电存储

(MERAM)、逻辑和自旋电子学器件. 随着当前大

数据技术的飞速发展, 人们对高密度、高速、长寿

命、低能耗信息存储和处理器件的需求日益增长,

对现有存储技术带来严峻的挑战, 而基于多铁异质

结的电场驱动磁反转技术有望为未来数据存储和

处理带来一种颠覆性的解决方案, 也因此在短短几

年成长为多铁性材料的研究热点

[10−12,19−24]

_.

近十年来, 科学家们已探索了众多不同材料组

分和结构的多铁性异质结体系, 取得了一系列激

动人心的突破, 并揭示了多种新颖的电控磁机理,

主要可归纳为以下几类: 界面应力媒介型

[25]

_、界

面磁交换耦合型

[26]

_{、电荷媒介型}

[27,28]

_{、界面轨道}

杂化型

[29]

_{. 这些发现为实现电场调控磁性提供了}

多种有效手段, 也为新一代磁电器件, 包括磁电内

存、磁电逻辑、电辅助磁存储介质、电场可调微波

器件等

[5,11,30]

_{的开发应用提供了依据. 这些重要}

成果, 体现在国内外科学家发表的一系列综述论文

∗ 国家重点研发计划 (批准号: 2016YFA0201002)、国家重点基础研究发展计划 (批准号: 2015CB921202)、国家自然科学基金 (批准 号: 11674108, 51272078)、广东高校珠江学者特聘教授计划 (2014)、广东省科技计划应用型资金专项 (批准号: 2015B090927006) 和广东省自然科学基金 (批准号: 2016A030308019) 资助的课题. † 通信作者. E-mail:xingsengao@scnu.edu.cn

Write line 2 Read line isense Write line 1 MTJ 45 nm E (a) (b) _BL1 (c) BL2 PL WL 图 1 磁存储器件结构示意图 (a) 磁随机存储器件单元结构; (b) 设想的基于电控磁的磁电随机存储器件 (MERAM) 单 元[5]_{; (c) 磁电存储器件阵列结构示意图}[18]

Fig. 1. Schematics of magnetic memory devices: (a) Simplified unit cell structure of magnetic random access memory; (b) unit cell structure of magnetoelectric memory device[5]_{; (c) crossbar architecture of a high-density} magnetoelectric memory device[18]_.

之中

[24−37]

_{, 例如 Vaz}

[10]

_、Sun

[11]

_、Ramesh

[26]

_、南

策文

[5,30]

_、刘俊明

[31]

_、段纯刚

[32]

_、张金星

[33]

_、宋

成

[6]

_、高兴森

[34]

_{等课题组已从不同角度对该领域}

进展做了总结.

随着电控磁研究的快速发展, 开始向高密度器

件应用研究推进, 微型化问题也变得越发重要, 尤

为迫切的是探索微小尺度器件单元内电场驱动磁

反转的行为. 而当磁性材料缩小到微纳尺度, 尺寸

和表面效应作用凸显, 特别是形状各向异性 (退磁

化能) 和畴壁能变大, 显著影响磁畴结构及磁反转

行为. 这也导致微型化多铁异质结中电控磁反转

行为表现出与传统薄膜或块体异质结不同的新特

点

[38,39]

_{, 同时也带来了几种调控新方法, 如形状各}

向异性辅助应力调控以及基于交换耦合的电控磁

翻转等, 并初步实现了微纳尺度电驱动往复磁反

转. 这些进展为进一步建构电控磁器件打下了很好

的实验和理论基础, 同时也需意识到微型化过程还

面临诸多挑战, 因此有必要对该领域的研究进展和

其中的关键挑战进行总结.

本文主要回顾了近年来微纳尺度多铁异质结

的电场驱动磁反转的研究进展, 而有关薄膜和块体

的电控磁研究已有系统总结

[24−39]

_{, 这里不再赘述.}

本文着重介绍了微纳尺度电控磁的几种新特点、新

方法和新机理, 最后针对器件化需求梳理了纳米尺

度电控磁中面临的关键问题, 并对未来研究工作进

行了展望.

2 应变媒介耦合机理驱动磁反转

当前, 通过多铁异质结的界面应变媒介耦合机

理来进行电场调控磁性的方法已得到广泛研究.

这 类 异 质 结 主 要 由 压 电 层 (如 Pb(Mg

2/3

Nb

1/3

)-PbTiO

3

(PMN-PT) 的单晶衬底) 和铁磁层形成的

双层或多层结构构成. 通过外加电场在铁电层产生

压电应变并传递给铁磁层, 而后者则通过逆磁致伸

缩效应来改变磁弹各向异性, 最终使得铁磁层的磁

化强度产生变化或产生磁化翻转. 在薄膜或块体多

铁异质结中, 通过应变媒介机理, 已实现了电场改

变铁磁层的磁化强度

[40]

_、矫顽场

[41]

_{、各向异性易}

磁轴

[42]

_{, 也实现了电驱动磁化方向 90}

◦

_翻转

[43−45]

_.

当尺度缩小后, 形状各向异性为这类电控磁提供了

新的自由度和调控新方法, 下面分类介绍这方面的

进展.

2.1

电场驱动 90

◦

_磁化翻转

上面提到, 在薄膜或块体异质结中, 电场可通

过应变媒介驱动磁各向异性易磁轴 90

◦

_{转动, 从而}

诱导磁化方向 90

◦

重定向. 微型化后, 其具体翻转

特性则有所不同. 如 Finizio 等

[46]

_{在 (110) 取向的}

PMN-PT 衬底上生长 2 µm 大小的 Ni 微米点并观

测了电控磁畴变化 (如图

2

(a) 和图

2

(b) 所示). 可

以看到, 由于退磁化作用, 初始磁畴显示出流量闭

合涡状态; 在压电衬底施加正电压后, 衬底产生 x

方向拉伸, 易磁轴转向 y 轴方向; 而施加负电压后,

易磁轴转向 x 轴方向, 不过其整体铁磁畴还是保持

流量闭合涡旋态.

由于器件小型化的需求, 研究更小尺度异质结

的电控磁行为显得更为重要. Buzzi 等

[47]

_利用电

子束光刻技术, 在 (011) 取向的 PMN-PT 上, 制作

了 150 nm

× 100 nm 椭圆形的 Ni 纳米阵列结构, 如

图

3

(a) 和图

3

(b) 所示. 由于尺寸的减少导致畴壁

能增加可使纳米磁点呈单畴态. 当增大外电压使得

(b) (a) 0 MV/m 0.09 MV/m 0.30 MV/m 0.51 MV/m 0.60 MV/m (c) 2 mm 1 mm x y -1.5 kJ/m3 _{-1.0 kJ/m}3 _{0 kJ/m}3 _{1.0 kJ/m}3 _{1.5 kJ/m}3 图 2 Ni(微米磁点)/PMN-PT(压电单晶衬底) 多铁异质结中电场调控磁畴变化[46] _{(a) 样品结构示意图; (b) 方形 Ni 微米磁点的} 扫描电子显微镜像; (c) 施加不同电场后方形磁点的磁畴结构变化 X 射线磁圆二次色谱光电子显微镜 (XMCD-PEEM) 像 (上排) 和 相应的微磁模拟衬度像 (下排), 其中上排图形中的箭头表示应力方向, 下排箭头表示磁畴方向

Fig. 2. Electric field control of magnetic domains in a multiferroic heterostructure consisting of pattered micrometred Ni magnet on PMN-PT single crystal[46]_{: (a) Schematic diagram of the multiferroic heterostructure; (b) scanning electron} microscopy image of a 2 µm-wide Ni square magnet; (c) evolution of the magnetic domains imaged by XMCD-PEEM under various electric fields for the Ni magnet (upper panels), and the corresponding micromagnetic simulation images (bottom panels), in which the arrows indicate the directions of strain (upper panels) and orientations of local magnetic moments (lower panels). (c) (a) (b) 0 MV/m 0.15 MV/m 0.27 MV/m 1 mm 200 nmT100 nm 150 nmT100 nm M FE [011] axis F E [100] a xi s X-rays

X-PEEM objective lens

Ni nanoislands PMN-PT Pt Ti 图 3 Ni 椭圆纳米岛/PMN-PT(110) 多铁异质结中电场操纵磁单畴翻转[47] _{(a) 实验样品结构示意图; (b) 样品中椭圆 Ni 纳米岛} 阵列的形状和取向示意图; (c) 施加不同电场下 Ni 纳米岛阵列磁畴变化的 XMCD-PEEM 像, 其中圆形、方形和三角形标记的纳米 点显示出三种不同的磁翻转行为

Fig. 3. Electric-field control of magnetic switching of single domain nanomagnets in Ni/PMN-PT(110) multiferroic het-erostructures[47]_{: (a) Schematic of the structure of the heterostructure; (b) schematic of a Ni array of 150 nm× 100 nm} nano-islands for the test region, in which long axis of the ellipses are alighted along 90◦,−45◦_{, 45}◦_{, and 0}◦_directions;

(c) the evolution of the XMCD-PEEM images of the magnetic domains for the Ni nano-ellipes under three different applied electric fields, in which the Ni nano-ellipses marked by circles, squares, and triangles respectively represent different types of magnetic switching behaviours.

各向异性易磁轴转向 90

◦

方向, 观察到部分椭圆

Ni 纳米岛 (见绿色三角形标定) 的磁畴也随着转动

到 90

◦

_{磁化方向; 而当继续加大电压导致易磁轴}

转回原方向时, 一部分磁点也随着转到了 180

◦

方

向, 但也有部分转回初始态, 或停留在 90

◦

方向, 如

图

3

(c) 所示. 这表明压电效应可以导致纳米尺度

90

◦

切换, 并具有一定的非易失性, 具备器件应用

的潜力. 但不同的纳米点磁翻转行为并不一致, 不

利于器件应用. 赵永刚研究组

[48]

_{仔细研究了类似}

PMN-PT/微米磁盘结构中的电驱动磁畴翻转的不

均匀性, 将其归结于 PMN-PT 衬底上不同区域存

在不同铁电畴翻转模式所致. 为解决这一挑战, 还

需探求新的方法, 如实现铁电衬底上均匀且确定性

的畴翻转, 或利用非铁电的压电材料等.

2.2

电场驱动 180

◦

磁化反转

虽然电压可诱导产生 90

◦

的磁畴旋转, 但在磁

存储器件中 (如磁随机存储器件), 较为理想的是

180

◦

确定性的磁化反转. 然而仅仅依靠常规应变调

控, 难以获得可控超过 90

◦

的往复翻转. 2014 年, 李

晓光研究组

[49]

_{在 PMN-PT/Co 多层膜异质结中,}

通过衬底侧面施加电压产生的应变来诱导磁各向

异性轴 90

◦

转动, 在加电场同时辅助以微弱的动态

磁场 (

∼ 5 Oe, 1 Oe = 10

3

_{/(4π) A/m), 实现了可}

控的 180

◦

_{往复磁化反转, 迈出了重要一步. 然而,}

施加微弱磁场也增加了器件的复杂性, 纯电场驱动

180

◦

磁畴反转依旧是电控磁研究追求的核心目标.

基于微纳磁体的形状各向异性, 人们提出了几种纯

电场驱动 180

◦

_{磁反转的调控方案.}

1) 动力学调控方案. 我们知道, 由于施加纯应

变难以打破时间反演对称, 无法驱动 180

◦

_磁反转,

然而通过高速应变脉冲可产生非平衡过程, 则有可

能打破时间反演对称

[50−52]

_{. 如通过施加高速应力}

脉冲使易磁轴转向垂直方向, 这导致磁化转向并开

始围绕新平衡点做阻尼进动, 当磁矩方向反向偏离

平衡点时撤销脉冲, 磁矩就会顺着惯性转到 180

◦

方向. 南策文课题组

[53]

_{利用微磁学模拟, 验证了}

Ni(纳米结构)/PZT 异质结中这种动力学反转的可

行性 (如图

4

), 发现通过精确控制电压、脉冲等参

数, 可实现纯电场驱动磁化 180

◦

反转多次. 该课

题组也设计了在 PZT 上生长制备 CoFeB 椭圆磁点,

M E E/ Ec m i m m m

Time/ns Pulse duration/ns

εIP /% Ap p lie d st ra in /% Ap p lie d e le ct ri c fi e ld E/ Ec (a) (b) (c) (d) 图 4 通过动力学阻尼进动调控实现纯电场驱动 180◦磁化反转的相场模拟[53] _{(a) 具面外磁化的 Ni(纳米磁点)/PZT 异} 质结构的磁反转示意图; (b) 磁化反转轨迹; (c) 多个周期的磁化反转过程中不同方向的磁矩分量随时间的变化; (d) 磁化反 转实现条件窗口 -应力和脉冲宽度关系的相图

Fig. 4. Purely electric-field-driven full 180◦ magnetization reversal via successive precession in multiferroic het-erostructure by phase-field simulation[53]_{: (a) Schematic of the Ni (nanomagnt)/PZT heterostructure; (b) magnetic} precession reversal path of the Ni nanomagnet; (c) evolution of the three components of the magnetization as a sequence of time during the repeatable 180◦ magnetization reversal driven by square-waves electric field; (d) the phase diagram of the switching windows as function of strain and pulse-width.

利用微磁学模拟展示了水平施加电场导致面内

磁矩

[54]

_{以及面外磁矩 180}

◦

_反转

[55]

_{. 类似结果在}

Co/PMN-PT

[56]

_{也有报道, 但也发现翻转中容易}

陷入磁涡旋态而导致反转失败, 需要精准设计各

项参数才可绕过涡旋态顺利实现 180

◦

反转. 最近,

Preobrazhensky 等

[57]

_{也模拟了利用这种方法构建}

器件并计算了器件性能, 指出这种器件具有超低

耗能特性, 当磁点尺度为 50 nm, 读写能耗可小至

5 aJ/bit. 然而, 这种磁翻转必须在一个严苛的实

验条件下实现, 即需要精确地设计和控制各种参数

(如电脉冲时间需要控制在 1 ns 精度), 因此实验操

作上还存在巨大挑战.

2) 形状辅助多步磁翻转. 为克服动态调控对脉

冲时间等参数苛刻的精度要求, 人们还发展了几何

形状调控和多步翻转相结合的方法, 即设计特殊几

何形状的磁结构 (产生多轴磁各向异性), 然后施加

准静态的电脉冲, 通过两步 (或多步) 翻转办法实现

180

◦

翻转. 2014 年, 南策文和陈龙庆等

[58]

_合作在

PMN-PT 衬底上设计出花瓣状具有四重对称的纳

米磁结构, 并通过相场模拟预测了通过 2 步翻转可

实现 180

◦

反转 (如图

5

所示). 首先施加正电压, 由

于衬底应变作用导致易磁化轴转向略小于 90

◦

_{, 使}

得磁化方向也随着易磁化轴旋转 90

◦

, 而撤掉电压

后磁化方向则松弛到 90

◦

_{方向的形状各向异性易磁}

轴; 然后再施加负电压脉冲, 磁畴依类似过程旋转

90

◦

达到 180

◦

方向. 这里, 每次易磁轴转向都小于

90

◦

, 可使磁化方向随着易磁轴一起转向夹角小于

90

◦

的易磁轴方向, 确保每次转向都是沿确定方向.

① ② ③ ④ (a) (b) (c) (d) m f / a rb . u n it s f / a rb . u n it s f / a rb . u n it s f / a rb . u n it s x x m y y z 图 5 人工形状辅助电驱动磁反转方法的相场模拟[58] _{(a) 在 (011) 方向的 PMN-PT 单晶上生长四重对称的 “花瓣状”Ni 纳米磁} 体的磁电异质结结构示意图; (b) Ni 纳米磁体各向异性极坐标图; (c), (d) 两步翻转实现 180◦_{磁反转机理, (c) Ni 纳米磁体在不同} 电压下的总各向异性变化极坐标图和 (d) 相应的磁畴结构演变图, 其中箭头表示净磁矩方向

Fig. 5. Phase-field simulation approach of electric-field driven magnetization reversal assisted by “flower”-shaped patterned magnet[58]_{. (a) Schematic of the heterostructure of a flower-shaped patterned nanomagnet with four-fold shape} sym-metry grown on a ferroelectric layer (011)-PMN-PT. (b) Shape anisotropy of a nanomagnet. (c), (d) Evolution of total anisotropy and magnetic states at four different electric fields, illustrating the reversal mechanism: total anisotropy (c) and corresponding magnetic states (d), in which the arrows present the orientation of net magnetization.

为实现脉冲 180

◦

翻转, 还设计了一种独特的

花生状纳米结构

[59]

_{, 如图}

₆

_{所示. 这种结构的形}

状各向异性, 具有主轴和次轴, 其磁矩主方向沿着

主轴方向而两端界面处磁矩则向次轴向弯曲. 当

施加电压引起易磁轴转向时, 磁矩转 90

◦

两端磁矩

依旧向次轴向弯曲 (保持顺时针). 当撤销电场, 易

磁轴转回到主轴方向, 由于受两端磁矩弯曲影响

磁化方向继续沿顺时针转 90

◦

_{, 最终达到 180}

◦

_反转.

这种 “次轴设计” 起非常重要的作用, 确保施加电场

前后磁矩总沿顺时针方向转动而并不会回转, 类

似风车转动, 实现确定性的 180

◦

转动. 利用这种方

法, 还可通过设计四重对称轴磁体, 使得磁畴在四

个方向切换, 从而产生 “四态存储” 概念

[60]

_{. 这种}

方法是一种准静态方法, 对脉冲时间控制精度要求

并不高, 然而增加了器件微加工精度要求和操作复

杂性.

3) 多轴电场脉冲驱动磁反转. 此外, 还发展

了通过施加多个方向的电场产生多轴应变来驱动

磁翻转的方法, 即通过施加不同方向的电场, 产

生 不 同 方 向 的 各 向 异 性, 驱动产生 180

◦

磁 翻 转.

2013 年, Cui 等

[61]

_{在 Ni/PZT 异质结中 Ni 磁点周}

围的 PZT 上生长了两对垂直纳米电极, 通过不同

电极分别施加不同方向的水平电场, 可在 Ni 磁岛

上产生不同方向的各向异性导致不同向的磁转动.

2017 年, Biswas 等

[62]

_{用实验验证了这种方法.}

如图

7

所示, 在 PMN-PT 上面制备两对交叉电极,

而电极中间是 Co 椭圆纳米磁点. 当通过一对电极

(AA

′

或 BB

′

_{) 施加水平电场, 电极正下方的压电材}

料沿着电场方向拉伸, 产生与电极方向垂直的易磁

轴, 导致磁矩转动一个角度. 在该脉冲还没结束时,

通过在另一对电极上施加不同方向的脉冲, 使得磁

畴继续转动一个角度. 当脉冲结束时, 磁畴可松弛

到 180

◦

方向. 值得一提的是, 由于两电极的轴线与

纳米点长轴有一个 30

◦

的夹角, 使得易磁轴每次转

动都小于 90

◦

, 保证磁化转动都沿着同一个方向进

行. 这种方法是一种准静态过程, 对脉冲时间和实

验参数的控制精度要求没有动力学调控法那么苛

刻, 在实验上易于实现. 遗憾的是由于界面钉扎作

用以及电畴不均匀性, 只有部分磁点可以 180

◦

翻

转, 还需努力提高磁反转的一致性.

Mino r Ma jor θ z y x x y 0.05 0 -0.05 (a) (b) (c) 图 6 利用 “花生” 状纳米磁体辅助电驱动 180◦磁转[59] _{(a) 纳米磁结构设计, 其中不对称凹口的椭圆形状导致产生各向异性的主} 轴和次轴; (b) 异质结的结构示意图, 主要为 PMN-PT 衬底生长 “花生” 状纳米磁体; (c) 在单脉冲电场下驱动 180◦往复翻转中微 磁畴演化图, 通过施加单个电场脉冲可导致顺时针 90◦_{翻转, 而电脉冲撤销后可继续转 90}◦_{松弛到 180}◦_{, 而再施加相同脉冲后则再} 转 180◦度回到初始状态, 其中特殊设计的次轴可确保只发生顺时针单向转动

Fig. 6. A theoretical approach of electric driven magnetization reversal assisted by “peanut” shaped nanomagnet[59]_: (a) Schematic diagram for the design of the “peanut” shaped nanomagnet, in which a ellipse shape with two notches give rise to both a major and a minor easy axis of shape anisotropy; (b) schematic of the device structure, consisting of the “peanut” shaped nanomagnet on a PMN-PT substrate; (c) the evolution of micromagnetic states of the nanomagnet demonstrates a back and forth cycle of 180◦reversal triggered by using a single electric pulse; here, a single electric can rotate the magnetization for 90◦ first and then relax to 180◦ direction after removing the field, and second electric can switch the magnetic state back, in which special designed minor axis can help ensure that the magnetic state rotation is only along clockwise direction.

X X_AA' Y_AA' t₁     V V V t₂ t₃ X_BB' Y_BB' Y _B' B A' A V V V V Z In plane angle Time V o lt a g e E n e rg y (a) (d) (b) (c) 图 7 双电场方法诱导 180◦磁化反转的实验[62] _{(a) PMN-PT 衬底生长椭圆磁性 Co 点的结构示意图, 其中衬底制备两组电极 AA}′ 和 BB′_{用于施加水平方向电场, 电场方向与椭圆磁点主轴成 +30}◦和₋₃₀◦_{夹角; (b) 施加电场过程中系统的能量 (左) 和磁畴 (右) 演化} 示意图; (c) 驱动磁反转使用的两个连续电脉冲示意图; (d) 电场驱动磁反转后磁畴的磁力显微镜像 (MFM), 从左到右分别为磁性 Co 点 的原子力形貌像以及初始状态、第一次双电场驱动反转和第二次反转后的 MFM 像, 图中箭头标出磁矩方向

Fig. 7. Experimental approach of strain-induced complete 180◦ magnetization reversal by using two in-plane electric field pulses[62]_{: (a) The schematic diagram of the multiferroic heterostructure consisting of elliptical Co nanomagnets on PMN-PT} single crystal substrate, in which 2 pairs of electrodes were also fabricated on the PMN-PT that allow applying in-plane electric field along AA′and BB′directions, with angles of +30◦and₋₃₀◦respectively to the major axis of the elliptical nanomagnet; (b) the schematic diagram for the evolution of potential energy (left) and domain states (right), where the electric field generate an anisotropy with easy axis perpendicular to the electric fields; (c) the timing diagram of the voltage pulses at the two electrode pairs; (d) atomic force microscopy (AFM) image at initial state, MFM images at initial state, after the first reversal, and second reversal; the arrows in the MFM images mark the net magnetization orientations of the nanomagnets; MFM images show the domain changes before and after electric driven magnetization reversal for four nanomagnets.

3 界面交换耦合驱动

界面自旋交换耦合也是近年来受到广泛关注

的电控磁机理, 主要通过铁电反铁磁/铁磁层异质

结中界面自旋的交换耦合来实现电控磁性. 近年

来, 在基于铁酸铋 (BiFeO

3

, BFO)/铁磁微米结构

组成的多铁异质结中, 通过交换耦合驱动磁翻转

研究取得了一系列重要进展. BFO 是一种罕见的

单相室温多铁材料, 具有优越的铁电性 (居里点

820

◦

C) 及反铁磁性 (奈尔温度为 370

◦

C), 引起了

广泛研究. 实验表明 BFO 的反铁磁畴与铁电畴紧

密耦合, 因此可通过电场改变极化来调控反铁磁

畴, 进而操控 BFO 上生长的铁磁层的畴结构. 如

Zhao 等

[63]

_{用 XMCD-PEEM 观测到铁电畴和反铁}

磁畴紧密耦合的证据, 并可以通过电驱动极化 109

◦

反转导致反铁磁畴变化. Martin 等

[64,65]

_则研究了

BFO/铁磁薄膜之间的交换偏置, 发现 BFO 的 109

◦

畴可以产生明显交换偏置作用, 而 71

◦

条带畴却只

能产生矫顽场增强而无交换偏置. Wu 等

[66]

_研究

了 BFO/(La,Sr)MnO

3

(LSMO) 之间的交换偏置的

电场调控作用, 发现在低温下, 其交换偏置场可在

电场驱动下多次反复反转, 这主要归因于界面杂化

使得交换偏置增强的缘故. 然而, 目前利用 BFO 的

交换偏置来调控磁翻转努力并不成功, 主要由于

109

◦

畴在电场下不稳定而容易变化成没有交换偏

置的 71

◦

畴, 而全氧化物异质结 (如 BFO/LSMO)

虽能获得更强更可控的交换偏置场, 但工作温度远

低于室温.

另一方面, 通过不具有交换偏置的交换耦合

来驱动磁反转则取得多项突破. 由于 BFO 自旋的

Dzyaloshinskii-Moriya (DM) 相互作用, 自旋序形

成一种特殊的倾角反铁磁 (canting

antiferromag-netic) 结构, 其反铁磁序的两个相反方向的自旋带

有一定小倾角, 使磁矩不能完全抵消形成微小倾角

磁矩

[67]

_{. 通常在 BFO 块体中, 自旋序呈螺旋状, 导}

致倾角小磁矩也相互抵消, 净磁矩几乎为零. 但在

薄膜中, 螺旋序受到不同程度的抑制, 可产生微小

的净倾角磁矩 (M

c

). 如在 BFO 薄膜上生长软磁膜

形成多铁异质结, 界面层附近 M

c

与软磁膜具有一

定的交换耦合作用

[68]

_{, 相当于在软磁膜中产生了}

方向与 M

c

一致的交换耦合场, 也因此可通过外加

电场调控这一界面耦合来驱动软磁层磁化反转. 下

文主要介绍 BFO-基多铁异质结中电控磁反转研究

进展.

3.1

水平电场驱动磁翻转

早在 2008 年, 朱英豪和 Ramesh 研究组

[69]

_便

尝试利用 BFO 对铁磁微米点进行调控, 实现了 90

◦

磁化翻转并初步揭示了界面耦合机理. 主要在具条

带畴的 BFO 薄膜上生长软磁 Co

0.9

Fe

0.1

(CoFe) 微

米点, 通过水平方向施加电场实现了电场诱导磁点

的净磁矩 90

◦

往复翻转 (见图

8

), 这也引发了人们

对 BFO 基异质结电控磁的关注. 2011 年, Ramesh

研究组

[70]

_{进一步在具 71}

◦

_{条带畴的 BFO 薄膜上}

生长的 CoFe 微米磁结构中观测到电控净磁矩 180

◦

反转切换. 研究表明, 该 BFO 基底是由两组相互

间 71

◦

_{夹角条带畴交叠而成, 其水平分量夹角 90}

◦

_.

在外加水平电场后, 虽然每组电畴水平分量只旋

转 90

◦

₍₇₁

◦

_{铁弹翻转), 但是总的水平净极化产生}

了 180

◦

反转 (图

9

). 由于 BFO 净磁矩 M

c

垂直于电

极化, 其水平的净磁矩也一样产生 180

◦

_{反转, 从而}

导致上方软磁膜也产生 180

◦

净磁化反转. 这种翻

转模式与文献 [

69

] 报道的 90

◦

磁化翻转的机理有点

类似, 都是通过交换耦合实现电控磁, 但两者导致

的效果却明显不同, 其中主要原因是两者极化反转

方式的不同. 在文献 [

69

] 的工作中, BFO 是生长在

(001) 取向的 SrTiO

3

(STO) 衬底上, 而施加电场后

反转区域的条带畴总体取向产生了改变, 导致叠加

后净极化水平分量只转动 90

◦

. 而文献 [

70

] 则采用

(110) 取向的 DyScO

3

(DSO) 衬底, 由于衬底面内 a,

b 两轴与 BFO 薄膜晶面失配度不同产生的挟持应

力抑制了条带畴总体取向的改变, 但条带畴内部面

内分量却产生了 90

◦

转动, 导致叠加后净极化水平

分量产生了 180

◦

转动. 这两种不同的极化反转模

式也导致了以上两种不同的电控磁翻转行为.

2 µm 2 µm 2 µm E E As-grown 2 µm 2 µm 2 µm M M M (a) (b) (c)

图 8 (001) 取向 STO 衬底上的 BFO/CoFe 微米磁点多铁异质结中施加水平电场驱动磁畴往复 90◦翻转[69] _{(a)—(c) 施加电场} 前后 BFO 铁电畴 (左) 和相对应的 CoFe 磁点的磁畴 XMCD-PEEM 像 (右) 的变化图 (初始状态 (a), 施加水平电场后净磁矩旋转 90◦(b), 施加反向电场后磁矩转回初始方向 (c))

Fig. 8. Electric-field driven 90◦magnetization rotation in multiferroic heterostructure consisting of CoFe micromagnets on BFO film on STO substrate[69]_{: (a)–(c) Reversible switching of both ferroelectric polarization in BFO film and magnetic} states of the micromagnet induced by applying in-plane electric fields, as indicated by the lateral piezoresponse force mi-croscopy and XMCD-PEEM images, for the initial state (a), after applied an electric field that rotates the net magnetization of the micromagnet for 90◦(b), and after applied a reversed electric field to switch the magnetization back (c).

(b) (c) 500 nm [0 0 1 ]DS O [110]DSO [0 0 1 ]DS O [110]DSO (a) 500 nm P_{net IP} M_net Pt Pt 0 90 180 270 360 450 540 630 720 0 0.1 0.2 -130 kV/cm 0 0.1 0.2 D R ⊳W 130 kV/cm 0 0.04 As-grown CoFe BFO M CoFe BFO M Angle/(O) -

-图 9 (110) 取向 DSO 衬底上生长 BFO/CoFe 微米结构形成多铁异质结构中电场诱导 180◦净磁化反转[70] _{(a) BFO 铁电畴} 的水平方向压电响应力显微镜 (PFM) 像, 及在之上生长 CoFe 层的磁畴 XCDM-PEEM 像; (b) 施加不同电场后异质结中 CoFe

微米磁体的各向异性电阻 -角度关系曲线, 表明电场驱动往复 180◦_{磁化反转; (c) 电场通过界面耦合驱动磁反转机理示意图, 其}

中上方为施加电场前后净极化和净磁化反转对应关系示意图, 下方为 BFO 晶胞结构中反铁磁矩和净磁矩在极化反转后变化示 意图, 其中 P 代表极化, L 表示反铁磁轴, Mc为微小倾角磁矩

Fig. 9. Electric-field-induced net-magnetization 180◦reversal in BFO/CoFe heterostructure on_{⟨110⟩ DSO substrate}[70]_: (a) Lateral PFM image of BFO (left) and corresponding XMCD-PEEM images of the magnetic layer on top of BFO (right), in which a well-recognized one-one correlation between the ferroelectric/magnetic domain can be identified; (b) electric driven 180◦ magnetization reversal reflected by angular dependent anisotropic resistance; (c) schematic diagrams revealing the mechanism of exchange coupling mediated magnetization reversal, including correlation between net polarization and net magnetization (upper), and the relations between net Mc, antiferromagnetic vector L, and polarization P in BFO atomic unit cell (lower), before and after applying an electric field.

R V BiFeO3 SrRuO3 Cu/Pt Co0.9Fe0.1/Pt Co0.9Fe0.1/Cu/Co0.9Fe0.1/Pt or b Initial Cu/Pt BiFeO3 MNet KX-ray 2 mm c After 6 V MNet (a) (b) Bi Fe O [001]p [010]p [100]p _Mc P P P L L L E// [001]p IP 71º OOP 109º Mc Mc (c)

图 10 在 BFO/CoFe 基异质结中利用垂直加电场法实现了 180◦磁化反转[71] _{(a) 样品的结构示意图, 其中 BFO 上的} Co0.9Fe0.1层为单层或自旋阀结构, 可通过磁电流来读出磁化方向; (b) 施加 6 V 电压导致净磁矩反转的 XMCD-PEEM 成像, 其中黑白衬度代表 y 轴方向的磁矩分量; (c) 磁反转过程中 BFO 原子晶胞自旋结构变化示意图, 分别经历了 71◦和 109◦极化翻转, 其中 P 代表极化, L 表示反铁磁轴, Mc为净磁矩

Fig. 10. Deterministic 180◦ switching of magnetization triggered by an out-of-plane electric field in BFO/CoFe heterostructure[71]_{: (a) Schematic diagrams of the heterostructure in this work, in which the micromangt is either} single layered Co0.9Fe0.1 or spin valve multilayer structure used for magnetoresistance measurement; (b) XMCD-PEEM image of magnetic domain before and after applying an electric field, in which the dark-bright contrast indicates the orientation of y-component of the local magnetic moment; (c) schematics of atomic unit cells structure illustrating the mechanism of multi-step switching of polarization and Mc.

3.2

垂直电场驱动磁翻转

上述 180

◦

反转操作简单, 实验上有较大的可

行性, 然而需要在磁点旁制备电极来施加水平电

场, 同时也需要施加较高的驱动电压, 不利于高密

度器件应用. 为克服这一困难, 2014 年 Ramesh 研

究组

[71]

_{在 BFO/CoFe 异质结中进行了面外加电场}

实验, 在微米级磁结构中也获得了电驱动净磁矩

180

◦

往复磁反转, 并用 XCDM-PEEM 成像和各向

异性磁电阻对磁反转进行了细致观察 (见图

10

).

研究发现, 在施加电压驱动磁反转过程中, BFO 的

电畴发生了 180

◦

_{非铁弹反转, 却也出乎意料地导}

致了磁反转. 研究表明, 在 BFO 中铁电极化与倾

斜磁矩 M

c

相互垂直, 单纯 180

◦

极化反转并不能

转动 M

c

, 而只有铁弹性极化翻转 (如 71

◦

和 109

◦

)

才可改变 M

c

方向. 经过深入研究, 发现实际上这

种 180

◦

极化反转是分步进行的, 经历了多步 71

◦

或

109

◦

翻动. 由于每步铁电性翻转都可保持 M

c

和

铁磁的净磁矩很好地耦合并可连续过渡 (图

10

(b)),

图 11 利 用 FMR 探 测 CoFe/BFO 异 质 结 中 电 控 磁 化 反 转 过 程 中 交 换 耦 合 场 的 变 化[72] _{(a) CoFe(2.5 nm)/} BFO(200 nm) 多铁异质结构示意图, 其中箭头表示 FMR 测试中加磁场的角度方向; (b) 异质结中样品的铁电畴和铁 磁畴结构, 其中铁电畴通过扫描电子显微镜的背散射技术探测, 而 CoFe 磁微米盘的磁畴分布则通过扫描电子显微镜的极化 分析探测 (SEMPA), 结果发现水平方向微观磁矩与电畴有很好耦合关系 (平行或反平行); (c) 施加不同电压后 FMR 的相 对共振磁场随电压变化回线, 可稳定反转 100 个周期; (d) 导出的 BFO 净磁矩方向随电压变化回线与极化反转回线较为符 合. 经分析, 有效耦合场大小为 57 Oe, 而极化反转后 BFO 净磁矩方向变化近 178◦

Fig. 11. Probing of exchange coupling that mediates the electric driven magnetic reversal in CoFe/BFO heterostruc-ture by using ferromagnetic resonance (FMR) technique[72]_{: (a) Schematic of CoFe(2.5 nm)/BFO(200 nm)} mul-tiferroic heterostructure for the FMR measurements; (b) ferroelectric domain structure of BFO and ferromagnetic domain structure of CoFe detected by scanning electron microscopy based back scattering electrons and polarization analysis (SEMPA) technique, respectively, in which the enlarged SEMPA image indicates that the lateral compo-nent of local magnetic moments show either parallel or antiparallel to that of the polarization orientation; (c), (d) hysteresis loops of relative resonance magnetic field (c) and orientation angle of net canted magnetic moment of BFO (d) as a function of driven electric field; it was found that the effective exchange-coupling field can be quantified as 57 Oe, and net canted moment of BFO can be rotated for around 178◦upon polarization switching.

最终也导致产生电控 180

◦

磁翻转, 并可多次往复

切换. 这种通过面外施加电场的架构可大幅降低反

转电压 (10 V 以内), 并可很好地与高密度器件工艺

相兼容, 推动了电控磁器件的应用. 然而, 目前得

到的可控翻转次数只有 3 个循环, 可能是因为软磁

CoFe 在高电场下容易氧化的缘故, 并不足达到器

件要求.

为了进一步研究 BFO 的 M

c

与铁磁畴耦合机

理, Zhou 等

[72]

_{细致研究了 CoFe 微米盘/BFO 异质}

结中的畴结构和铁磁共振 (FMR) 特征. 通过细致

分析角度分辨 FMR 共振磁场变化 (见图

11

), 发现

在施加电压进行极化反转后交换耦合场角度可偏

转接近 180

◦

, 并且偏转角度 -电压回线关系与极化

电滞回线行为相吻合. 这种界面交换耦合场的面内

分量在 2.5 nm 的 CoFe 层中大约 57 Oe, 并可在电

场驱动下往复反转 100 多次, 显示出稳定、可重复

的、非易失性的特征, 在高密度磁电存储和可调微

波器件中有很好的应用前景.

有关 BFO 基异质结中电控磁性, 南策文研究

组

[73]

_{也建立了理论模型, 并使用相场模拟计算了}

铁电极化反转和磁畴变化关系, 揭示了界面交换

耦合场和 BFO 条带畴的剪切应变共同影响了电控

磁反转行为. Wang 等

[74]

_{还计算了在 (110) 取向的}

BFO 上生长的铁磁纳米点电驱动磁反转的动力学

特征, 发现铁电畴 180

◦

反转也是分步进行, 也可诱

导产生 180

◦

磁反转, 而磁翻转速度主要决定于铁电

极化翻转速度. 如果把 BFO 薄膜刻蚀成纳米岛则

BiFeO3 SrRuO3/SrTiO 3 AI/Co Inc. beam Steps Ref. b eam -30 -20 -10 0 10 20 30 Magnetic field/mT -1.0 -0.5 0 0.5 1.0 Down Up M ⊳ M S [10 0]p c Mi scu t [11 0]_pc [0 0 1 ]pc [010]pc +

Down state Up states

Mi scu t [1 1 0 ]pc θ_R Steps 2 mm L Ferromagnetic Co Antiferromagnetic BiFeO3 (Surface) Mi scu t (a) (c) (b) (d) 3 71° P r̢ r

图 12 基于单畴 BFO 多铁异质结构中电驱动自旋结构改变诱导 90◦磁翻转[75] _{(a) BFO/Co 异质结构示意图, 其中所用} 的 STO 衬底经过沿 (110) 方向斜切; (b) 不同极化方向的磁滞回线, 表明极化反转导致各向异性发生 90◦_{转动; (c) 极化反}

转导致 Co 层中磁结构发生改变的 XMCD-PEEM 成像; (d) 极化反转前后各向异性改变的机理和对应的原子单胞自旋结构 示意图, 初始极化朝下时自旋结构为螺旋序 (各向异性主要由斜切角带来的), 而极化朝上时界面自旋畴变为共线反铁磁序从 而导致产生垂直方向的各向异性.

Fig. 12. Magnetization reversal driven by the changing of spin structure of BFO during polarization switching in BFO/Co heterostructures[75]_{: (a) Schematic diagram of the heterostructured device based on monodomain BFO} and Co films, in which the STO substrate of heterostructure was miscuted along (110) direction before deposition of BFO film; (b) M -H hysteresis loops of Co layer before and after polarization switching, indicating the apparent switching of anisotropy easy axis; (c) the local magnetic domain structure measured by XMCD-PEEM, indicating an 90◦ rotation of magnetic orientation after polarization switching; (d) schematic diagrams for the switching mechanism; the spin states of BFO shows spiral structure at downward polarization and a collinear spin structure at upward polarization; at downward polarization state the interface anisotropy is dominated by miscut strain producing an easy axis along miscut direction, while the occurrence of collinear antiferromagnetic spin structure at upward polarization state produce an easy axis along perpendicular direction, perpendicular to the initial state.

可释放衬底和周边薄膜挟持效应, 导致电压驱动下

铁电畴只翻转 109

◦

, 但也可导致水平方向 180

◦

磁

翻转. 这些成果揭示了基于 BFO 异质结的磁翻转

的界面交换耦合动力学过程, 为进一步剪裁微尺度

下的电控磁反转奠定了理论和实验基础.

以上讨论薄膜的交换作用时, 还没有考虑到自

旋序结构的改变. 现已发现螺旋序存在于单晶和薄

膜中, 在施加电场后有可能产生自旋结构的改变,

并对界面耦合产生影响. 如 Saenrang 等

[75]

_{在 2017}

年发现, 在一种 (110) 方向斜切的单电畴 BFO 薄膜

中可出现螺旋序结构, 而施加电场诱导极化反转后

则在表面层出现了一种共线反铁磁序, 并导致各向

异性易磁轴 90

◦

_{翻转 (见图}

₁₂

_{). 这可能归因于在施}

加电场前各向异性主要由衬底斜切带来应变, 而施

加电场后新产生的共线反铁磁序改变了各向异性

轴, 从而导致铁磁层产生 90

◦

_{翻转, 并表现出很好}

的稳定性和耐受性. 这些新的交换耦合机理的发

现, 为电控磁提供了新思路.

4 走向纳米尺度的挑战

由 于 高 密 度 器 件 需 求 存 储 单 元 缩 小 到 纳 米

尺 度

[26]

_{, 如 磁 随 机 存 储 器 件 中 纳 米 点 已 小 至}

(60—70) nm

× 180 nm, 因此发展 100 nm 尺度、

可稳定重复的电控磁反转是开发磁电器件面临的

关键挑战. 虽然目前电控磁研究已有大量的成果,

但主要集中在薄膜和微米尺度, 走向纳米尺度还面

临不少困难. 我们知道, 当尺度从薄膜缩小到微米,

电控磁行为会出现诸多新特点, 这时原来大尺度下

获得的规律就不一定适用, 如形状各向异性可导致

矫顽场增加从而增加调控难度, 而热涨落也开始影

响磁畴的稳定性. 因此还需大力探索纳米尺度异质

结制备的新工艺, 发展调控和探测的新手段, 探索

电控磁反转新规律、新机理及新理论. 为了清楚地

观测和调控纳米尺度磁畴, 还需发展高分辨纳米磁

畴观测和原位施加电场调控手段, 目前常用观测手

段如 XCDM-PEEM 和磁光克尔效应等有很好的灵

敏度, 但在纳米尺度分辨率较低; 其他磁畴探测手

段如 SEMPA、洛伦兹透射电子显微镜探测手段可

达到纳米尺度, 不过也面临原位加电场的困难; 而

MFM 可获得较高的分辨率 (30—50 nm), 并较为方

便地对单个纳米点施加电场, 虽成像速度较慢, 但

不失为一种较简便的小尺度磁畴探测和调控手段.

2016 年, 高兴森研究组

[76]

_{利用 MFM 和针尖}

原位加场法探索了小尺度的有序 BFO/CoFe

2

O

4

/

SrRuO

3

外延纳米点 (直径约 60 nm) 阵列的电控磁

性 (如图

13

(a) 所示). 这种 0-0 型结构可减少薄膜

和界面的挟持效应, 显著提高磁电耦合特性. 同时,

利用针尖施加电场, 可导致部分纳米点的磁化反

转, 表现为 MFM 衬度改变 (如图

13

(c) 所示). 这种

电控磁阵列结构可达到近 100 Gbit/inch

2

_的密度,

与集成器件工艺较为兼容, 有望用于磁电存储. 然

而, 器件中电控磁翻转并不可控, 还不能实现往复

翻转, 有待进一步提高.

PFM&MFM Initial MFM After +8.5 V poling SrRuO3 CoFe2O4 BiFeO3 150 100 50 P FM a m p li tu d e /p m -10 -5 0 H=0 Oe H=3000 Oe Bias/V 5 10 50 nm (a) (b) (c)

图 13 高密度外延阵列的 BFO/CoFe2O4/SrRuO3异质结构纳米点的磁电耦合特性[76] (a) 纳米点阵列的示意图及基于 MFM

和 PFM 测试系统简化示意图; (b) 单个纳米点中磁场对压电性能的影响; (c) 通过原子力显微镜探头施加±8.5 V 偏置电压后导致

MFM 像衬度明显改变, 表明电场可驱动部分纳米点的磁畴翻转

Fig. 13. Magnetoelectric couplings in well-ordered array of epitaxial BFO/CoFe2O4/SrRuO3 heterostructured nanodots (∼ 60 nm)[76]_{: (a) Schematic diagrams of nanodot array and testing system based on PFM and MFM; (b) effect of magnetic} fields on piezoelectric properties of a selected nandot; (c) MFM images of the nandots before and after applying an scanning electric bias through atomic force microscopy probe, indicating the occurence of magnetization reversal in some nanodots.

T-BiFeO3 La0.7Sr0.3MnO3 LaAlO3 Co V PFM&MFM 0 V _{4 V} 8 V 0 V -4 V -8 V E My 200 nm (a) (b) 图 14 由类三角形纳米 Co 点和四方相 BFO 组成的多铁异质结中电压驱动 120◦往复磁反转[77] _{(a) 多铁异质结结构示} 意图; (b) 在不同电压驱动下纳米磁点的磁畴态演化图, 类似磁畴态电场 (M -E) 的回线

Fig. 14. Electric field driven 120◦magnetic state reversal in multiferroic heterostructure consisting of triangular shape Co nanomangts on super-tetragonal phase BFO film[77]_{: (a) The schematic of a device structure; (b) magnetic} state evolution of the triangular nanomagnts driven by various voltages, analogue to a M -E hysteresis loop.

为了提高纳米尺度磁反转的可控性, 2018 年,

该研究组

[77]

_{还设计了超四方相 BFO/类三角形纳}

米 Co 点阵列构成的异质结 (见图

14

). 发现施加垂

直电场, 可导致电场驱动 120

◦

磁翻转, 并可多次往

复反转. 这种可控反转被认为归因于界面交换耦合

和应变协同作用的结果, 并通过微磁学模拟验证了

这种多机理协同调控磁反转的可行性. 有意义的

是, 这种结构还允许通过施加 10 V 脉冲长度 10 ns

的高速电脉冲来驱动磁反转, 并表现出很高的稳定

性, 具备与高密度集成工艺相兼容的架构. 这些成

果提供了一种建构可高速读写的高密度磁电存储

器件的新途径, 但为实现磁存储器件的用途, 还需

发展更小尺度的电驱动 180

◦

_{磁反转, 提高读写次}

数 (如 > 10

6

_{次), 解决整个器件阵列的反转成功率}

等问题.

5 展望和总结

过去十年, 电场驱动磁翻转已经取得很大突

破, 科学家们已提出了多种有效的调控机理和方

案, 并实现了 90

◦

_{或 180}

◦

_{电驱动磁翻转, 然而与高}

密度器件应用的要求还有不少差距, 还面临诸多挑

战. 除了前面讨论的小尺度的挑战外, 下面列举其

他部分关键挑战并对今后研究工作做出展望.

1) 新机理和新方法的探索. 纳米尺度电控

磁 反 转 的 新 机 理 和 新 方 法 有 待 进 一 步 探 索, 如

利 用 界 面 电 荷、 界 面 电 化 学 反 应 驱 动 机 理, 以

及多场耦合协同驱动机理. 最近, Yi 等

[78]

_对电

荷 媒 介 的 电 控 磁 翻 转 开 展 了 理 论 尝 试, 设 计 了

Pt/FePt/MgO 异质结 (其中磁点为椭圆结构), 并

利用第一性原理结合变温动力学微磁模拟进行

计 算, 发 现 施 加 短 脉 冲 电 场 可 改 变 界 面 电 荷 并

诱导产生磁各向异性, 从而驱动磁畴产生阻尼进

动导致 180

◦

磁反转, 类似应力驱动作用. Bauer

等

[79]

_{在 SiO}

2

/Ta/Pt/Co/GdO

x

异质结中发现, 通

过施加电场可导致界面 Co 的氧化还原反应, 导致

磁各向异性的往复切换. Nawaoka 等

[80]

_还发现,

在 Au/Fe/MgO 中 施 加 电 场, 还 可 诱 导 产 生 自 旋

DM 相互作用. 刘明研究组

[81]

_{还通过胶体电解质}

施加电场调控了人工反铁磁多层膜的

Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida 相互作用. 这些新颖的调控

机理, 给纳米尺度电控磁器件带来更多选择方案.

另外, 与单一机理调控相比, 多机理联合可综合各

自优势, 获得更强的驱动动力. 如, Gao 等

[82]

_利用

应变和交换偏置协同作用, 实现电控磁 135

◦

反复反

转. 而上节也谈到, 利用 BFO 中应变和交换耦合作

用, 也可有效驱动三角状纳米磁点产生高速、高稳

定性的磁反转

[77]

_{, 也表明了多机理联合可成为一}

种调控磁反转的有效途径.

另一方面, 电场驱动奇异磁畴结构也产生了一

些有趣的现象, 值得引起关注. 如微米/纳米环中会

出现 Onion 磁畴态及涡旋态, 并可以通过衬底应变

控制 Onion 畴壁移动, 实现 90

◦

_{或不同角度的可控}

磁旋转

[83,84]

_{. 值得一提的是, 也有报道利用电场反}

转涡旋畴的手性

[85]

_{, 通过应力和电场调控斯格明}

子 (skyrmion) 形态

[86−89]

_{. 这些研究有望开启一些}

新现象、新机理、新的调控方法、以及新器件用途的

大门.

2) 原型器件开发及关键指标问题. 为推进器

件应用, 原型器件研究也需要进一步推进. 磁反转

可导致很好的写入, 而如何高效读出也是一个重要

问题, 如 Ramesh 研究组

[71]

_{已经尝试制造用自旋}

阀结构 (spin vale) 读出磁方向. 另外, 器件相关保

持特性等指标的提高也势在必行. 目前铁磁畴的

稳定性较好, 但大多电控磁器件重复性还不太好,

如基于垂直 BFO 异质结的电控磁, 只能往复反转

3 个循坏, 还需大力提高其反转的重复性. 另外, 在

多次反转下, BFO 面内畴难以保持确定性反转, 也

会影响交换耦合的重复. 为此, 可以采用单畴 BFO

薄膜或外延纳米岛, 便于提高电畴反转确定性和重

复性. 此外, 在存储单元阵列中, 不同器件单元的

磁反转成功率也很重要, 虽然目前还未得到较多关

注. 如在文献 [

61

] 中, 施加同样应变于多个纳米磁

点, 只有部分磁点可以发生反转, 这可能是电畴不

均匀性或局部钉扎效应所致. 因此, 提高畴反转的

均匀性和一致性也成为器件化亟待解决的问题.

总之, 本文针对电控磁器件化发展的关键问

题, 对微纳米尺度电控磁反转研究的最新进展做了

一些回顾, 主要对当前主流应力耦合驱动磁反转,

以及基于 BFO 异质结交换偏置驱动电控磁的一些

重要进展进行了梳理, 讨论了器件化进程需要解决

的关键问题, 并对今后研究工作提出了一些展望.

希望本文能对从事相关领域研究的研究生和科研

工作者有所帮助.

参考文献

[1] Fiebig M2005 J. Phys. D: Appl. Phys. 38 R123 [2] Eerenstein W, Mathur N D, Scott J F2006 Nature 442

759

[3] Ramesh R, Spaldin N A2007 Nature Mater. 6 20 [4] Vaz C A F, Hoffman J, Ahn C H, Ramesh R2010 Adv.

Mater. 22 2900

[5] Hu J M, Chen L Q, Nan C W2016 Adv. Mater. 28 15 [6] Song C, Cui B, Li F, Zhou X, Pan F2017 Prog. Mater.

Sci. 87 33

[7] Ma J, Hu J, Li Z, Nan C W2011 Adv. Mater. 23 1062 [8] Wang K F, Liu J M, Ren Z F2009 Adv. Phys. 58 321 [9] Dong S, Liu J M, Cheong S W, Ren Z F2015 Adv. Phys.

64 519

[10] Vaz C A F2012 J. Phys.: Condens. Matter 24 333201 [11] Sun N X, Srinivasan G 2012 Spin (Singapore: World

Scientific Publishing Company) 2(03) 1240004

[12] Taniyama T2015 J. Phys.: Condens. Matter 27 504001 [13] Worledgea D C, Hu G, Abraham D W, Sun J Z, Trouil-loud P L, Nowak J, Brown S, Gaidis M C, O’Sullivan E J, Robertazzi R P2011 Appl. Phys. Lett. 98 022501 [14] Katine J A, Fullerton E E2008 J. Magn. Magn. Mater.

320 1217

[15] Durlam M, Naji P J, Omair A, Durlam M, Naji P J, Omair A, DeHerrera M, Calder J, Slaughter J M, En-gel B N, Rizzo N D, Grynkewich G, Butcher B, Tracy C, Smith K, Kyler K W, Ren J J, Molla J A, Feil W A, Williams R G, Tehrani S2003 IEEE J. Solid-State Circuits 38 769

[16] Liu L, Lee O J, Gudmundsen T J, Ralph D C, Buhrman R A2012 Phys. Rev. Lett. 109 096602

[17] Miron I M, Garello K, Gaudin G, Zermatten P J, Costache M V, Auffret S, Bandiera S, Rodmacq B, Schuhl A, Gambardella P2011 Nature 476 189 [18] Hu J M, Li Z, Chen L Q, Nan C W2011 Nat. Commun.

2 553

[19] Barthélémy A, Bibes M2008 Nature Mater. 7 425 [20] Amiri P K, Alzate J G, Cai X Q, Ebrahimi F, Hu Y,

Wong K, Grèzes C, Lee H, Yu G Q, Li X, Akyol M, Shao Q M, Katine J A, Langer J, Ocker B, Wang K L 2015 IEEE Trans. Magn. 5 1

[21] Zhou W, Xiong Y Q, Zhang Z M, Wang D H, Tan W S, Cao Q Q, Qian Z H, Du Y W2016 ACS Appl. Mater. Interfaces 8 5424

[22] Kosub T, Kopte M, Hühne R, Appel P, Shields B, Maletinsky P, Hühne R, Liedke M O, Fassbender J, Schmidt O G, Makarov D2017 Nat. Commun. 8 13985 [23] Jaiswal A, Roy K2017 Sci. Rep. 7 39793

[24] Zheng R K, Li X G2013 Prog. Phys. 33 359(in Chinese) [郑仁奎, 李晓光 2013 物理学进展 33 359]

[25] Yang J J, Zhao Y G, Tian H F, Luo L B, Zhang H Y, He Y J, Luo H S2009 Appl. Phys. Lett. 94 212504 [26] Heron J T, Schlom D G, Ramesh R2014 Appl. Phys.

Rev. 1 021303

[27] Weisheit M, Fahler S, Marty A, Souche Y, Poin C, Givord D2007 Science 315 349

[28] Maruyama T, Shiota Y, Nozaki T, Ohta K, Toda N, Mizuguchi M, Tulapurkar A A, Shinjo T, Shiraishi M, Mizukami S, Ando Y, Suzuki Y2009 Nat. Nanotechnol. 4 158

[29] Molegraaf H J A, Hoffman J, Vaz C A F, Gariglio S, van der Marel D, Ahn C H, Triscone J M2009 Adv. Mater. 21 3470

[30] Nan C W2015 Sci. Sin.: Tech. 45 339(in Chinese) [南 策文 2015 中国科学: 技术科学 45 339]

[31] Liu J M, Nan C W2014 Physics 43 88(in Chinese) [刘 俊明, 南策文 2014 物理 43 88]

[32] Duan C G2009 Prog. Phys. 3 215(in Chinese) [段纯刚 2009 物理学进展 3 215]

[33] Yao X, Ma J, Lin Y, Nan C W, Zhang J2015 Sci. China: Mater. 58 143

[34] Gao X S, Zeng M, Liu J M 2014 Physics 43 246(in Chinese) [高兴森, 曾敏, 刘俊明 2014 物理 43 246]

[35] Dong S, Liu J M2010 Physics 39 714(in Chinese) [董 帅, 刘俊明 2010 物理 39 714]

[36] Duan C G, Zhao Y G2014 Physics 43 99(in Chinese) [段纯刚, 赵永刚 2014 物理 43 99]

[37] He H C, Lin Y H, Nan C W2008 Chin. Sci. Bull. 53 1136(in Chinese) [何泓材, 林元华, 南策文 2008 科学通报 53 1136]

[38] Weiler M, Brandlmaier A, Geprägs S, Althammer M, Opel M, Bihler C, Huebl H, Brandt M S, Gross R, Goen-nenwein S T B2009 New J. Phys. 11 013021

[39] Xie Y, Ma J, Ganguly S, Ghosh A W2017 J. Comput. Electron. 16 1201

[40] Thiele C, Dörr K, Bilani O, Rödel J, Schultz L 2007 Phys. Rev. B 75 054408

[41] Venkataiah G, Shirahata Y, Itoh M, Taniyama T2011 Appl. Phys. Lett. 99 102506

[42] Sander D1999 Rep. Prog. Phys. 62 809 [43] Pertsev N A2008 Phys. Rev. B 78 212102 [44] Hu J M, Nan C W2009 Phys. Rev. B 80 224416 [45] Hu J M, Nan C W, Chen L Q2011 Phys. Rev. B 83

134408

[46] Finizio S, Foerster M, Buzzi M, Krüger B, Jourdan M, Vaz C A, Hockel J, Miyawaki T, Tkach A, Valencia S, Kronast F, Carman G P, Nolting F, Kläui M2014 Phys. Rev. Appl. 1 021001

[47] Buzzi M, Chopdekar R V, Hockel J L, Bur A, Wu T, Pilet N, Warnicke P, Carman G P, Heyderman L J, Nolt-ing F2013 Phys. Rev. Lett. 111 027204

[48] Ba Y, Liu Y, Li P, Wu L, Unguris J, Pierce D T, Yang D, Feng C, Zhang Y, Wu H, Li D, Chang Y, Zhang J X, Han X F, Cai J W, Nan C W, Zhao Y G2018 Adv. Funct. Mater. 28 1706448

[49] Yang S W, Peng R C, Jiang T, Liu Y K, Feng L, Wang J J, Chen L Q, Li X G, Nan C W2014 Adv. Mater. 26 7091

[50] Ghidini M, Pellicelli R, Prieto J L, Moya X, Soussi J, Briscoe J, Dunn S, Mathur N D2013 Nat. Commun. 4 1453

[51] Li X, Carka D, Liang C Y, Sepulveda A E, Keller S M, Amiri P K, Carman G P, Lynch C S2015 J. Appl. Phys. 118 014101

[52] Gao Y, Hu J M, Wu L, Nan C W2015 J. Phys.: Con-dens. Matter 27 504005

[53] Hu J M, Yang T, Wang J, Huang H, Zhang J, Chen L Q, Nan C W2015 Nano Lett. 15 616

[54] Peng R C, Hu J M, Momeni K, Wang J J, Chen L Q, Nan C W2016 Sci. Rep. 6 27561

[55] Peng R C, Hu J M, Chen L Q, Nan C W2017 NPG Asia Mater. 9 e404

[56] Yi M, Xu B X, Müller R, Gross D2017 Acta Mech. 10 1007

[57] Preobrazhensky V, Klimov A, Tiercelin N, Duschb Y, Giordanob S, Churbanovd A, Mathurinb T, Pernodb P, Sigov A2018 J. Magn. Magn. Mater. 459 66

[58] Wang J J, Hu J M, Ma J, Zhang J X, Chen L Q, Nan C W2014 Sci. Rep. 4 7507

[59] Cui J, Keller S M, Liang C Y, Carman G P, Lynch C S 2017 Nanotechnology 28 08LT01

[60] Salehi-Fashami M, D’Souza N 2017 J. Magn. Magn. Mater. 438 76

[61] Cui J, Hockel J L, Nordeen P K, Pisani D M, Liang C Y, Carman G P, Lynch C S2013 Appl. Phys. Lett. 103 232905

[62] Biswas A K, Ahmad H, Atulasimha J, Bandyopadhyay S2017 Nano Lett. 17 3478

[63] Zhao T, Scholl A, Zavaliche F, Lee K, Barry M, Doran A, Cruz M P, Chu Y H, Ederer C, Spaldin N A, Das R R, Kim D M, Baek S H, Eom C B, Ramesh R2006 Nature Mater. 5 823

[64] Martin L W, Chu Y H, Ramesh R2010 Mater. Sci. Eng. 68 89

[65] Martin L W, Chu Y H, Holcomb M B, Huijben M, Yu P, Han S J, Lee D, Wang S X, Ramesh R2008 Nano Lett. 8 2050

[66] Wu S M, Cybart S A, Yu P, Rossell M D, Zhang J X, Ramesh R, Dynes R C2010 Nature Mater. 9 756 [67] Popkov A F, Kulagin N E, Soloviov S V, Sukmanova

K S, Gareeva Z V, Zvezdin A K2015 Phys. Rev. B 92 140414

[68] Elzo M, Moubah R, Blouzon C, Sacchi M, Grenier S, Belkhou R, Dhesi S, Colson D, Torres F, Kiwi M, Viret M, Jaouen N2015 Phys. Rev. B 91 014402

[69] Chu Y H, Martin L W, Holcomb M B, Gajek M, Han S J, He Q, Balke N, Yang C H, Lee D, Hu W, Zhan Q, Yang P L, Arantxa F R, Scholl A, Wang S X, Ramesh R2008 Nat. Mater. 7 478

[70] Heron J T, Trassin M, Ashraf K, Gajek M, He Q, Yang S Y, Nikonov D E, Chu Y H, Salahuddin S, Ramesh R 2011 Phys. Rev. Lett. 107 217202

[71] Heron J T, Bosse J L, He Q, Gao Y, Trassin M, Ye L, Clarkson J D, Wang C, Liu J, Salahuddin S, Ralph D C, Schlom D G, Iniguez J, Huey B D, Ramesh R2014 Nature 516 370

[72] Zhou Z, Trassin M, Gao Y, Gao Y, Qiu D, Ashraf K, Nan T, Yang X, Bowden S R, Pierce D T, Stiles M D, Unguris J, Liu M, Howe B M, Brown G J, Salahuddin S, Ramesh R, Sun N X2015 Nat. Commun. 6 6082 [73] Wang J J, Hu J M, Yang T N, Wang, Feng M, Zhang J

X, Chen L Q, Nan C W2014 Sci. Rep. 4 4553 [74] Wang J J, Hu J M, Peng R C, Gao Y, Shen Y, Chen L

Q, Nan C W2015 Sci. Rep. 5 10459

[75] Saenrang W, Davidson B A, Maccherozzi F, Podkaminer J P, Irwin J, Johnson R D, Freeland J W, Íñiguez J, Schad J L, Reierson K, Frederick J C, Vaz C A F, Howald L, Kim T H, Ryu S, Veenendaal M V, Radaelli P G, Dhesi S S, Rzchowski M S, Eom C B2017 Nat. Com-mun. 8 1583

[76] Tian G, Zhang F, Yao J, Fan H, Li P, Li Z, Song X, Zhang X, Qin M, Zeng M, Zhang Zh, Yao J, Gao X, Liu J2016 ACS Nano. 10 1025

[77] Yao J X, Song X, Gao X S, Tian G, Li P L, Fan H, Huang Z F, Yang W D, Chen D Y, Fan Z, Zeng M, Liu J M2018 ACS Nano DOI: 10.1021/acsnano.8b01936

[78] Yi M, Zhang H, Xu B X C2017 npj Comput. Mater. 3 38

[79] Bauer U, Yao L, Tan A J, Agrawal P, Emori S, Tuller H L, Dijken S, Beach G2015 Nat. Mater. 14 174 [80] Nawaoka K, Miwa S, Shiota Y, Mizuochi N, Suzuki Y

2015 Appl. Phys. Express 8 063004

[81] Yang Q, Zhou Z, Wang L, Zhang H, Cheng Y, Hu Z, Peng B, Liu M2018 Adv. Mater. 30 1800449

[82] Gao Y, Hu J M, Nelson C T, Yang T N, Shen Y, Chen L Q, Ramesh R, Nan C W2016 Sci. Rep. 6 23696 [83] Hu J M, Yang T, Momeni K, Cheng X, Chen L, Lei S,

Zhang S, Susan T M, Gopalan V, Carman G P, Nan C W, Chen L Q2016 Nano Lett. 16 2341

[84] Xiao Z, Conte R L, Chen C, Liang C Y, Sepulveda A, Bokor J, Carman G P, Candler R N2018 Sci. Rep. 8

5207

[85] Li Q, Tan A, Scholl A, Young A T, Yang M, Hwang C, Diaye A T N, Arenholz E, Li J, Qiu Z Q 2017 Appl. Phys. Lett. 110 262405

[86] Shibata K, Iwasaki J, Kanazawa N, Aizawa S, Tanigaki T, Shirai M, Nakajima T, Kubota M, Kawasaki M, Park H S, Shindo D, Nagaosa N, Tokura Y 2015 Nat. Nan-otechnol. 10 589

[87] Upadhyaya P, Yu G, Amiri P K, Wang K L2015 Phys. Rev. B 92 134411

[88] Zhang X, Zhou Y, Ezawa M, Zhao G P, Zhao W2015 Sci. Rep. 5 11369

[89] Nakatani Y, Hayashi M, Kanai S, Fukami S, Ohno H 2016 Appl. Phys. Lett. 108 152403

SPECIAL TOPIC — Multiferroicity: Physics, materials, and devices

Electric field driven magnetic switching in nanoscale

multiferroic heterostructures

∗

Song Xiao

1)

_{Gao Xing-Sen}

1)†

_{Liu Jun-Ming}

2)

1) (Institute for Advanced Materials and Guangdong Provincial Key Laboratory of Quantum Engineering and Quantum Materials, South China Normal University, Guangzhou 510006, China)

2) (National Laboratory of Solid State Microstructures, Nanjing University, Nanjing 210093, China) ( Received 24 June 2018; revised manuscript received 10 July 2018 )

Abstract

Recently, there has been a surge of research interest in the electric field control of magnetism due to its promising

application in spintronic and memory devices, which has become a hot topic in the field of multiferroic research. In current

spintronic technology, magnetic reversal is usually driven by a large electric current via current generated magnetic field

or spin-torque effect to write/erase a magnetic bit, and thus producing large power consumption and heat dissipation.

While using insulating multiferroic materials, the reversal of magnetization can be triggered by applying an electric

field instead of current, hence dramatically reducing the energy consumption and heat dissipation. With the current

miniature trend in microelectronic technology, it is very essential to explore the electric field driven magnetic reversal

(EFMS) behaviours in a micro/nanometer scale. In this article we briefly review the new progress in the field of EFMS

based on multiferroic heterostructures, including some new features arising from size reduction, as well as some recent

experimental and theoretical advances towards nanoscale EFMS, e.g. strain-mediated coupling, or spin exchange coupling

in BiFeO

3

-based heterostructures, and their associated mechanisms. Finally, some key challenges in developing future

EFMS based magnetoelectric devices, and some prospects for future research are also discussed.

Keywords: electric driven magnetic switching, multiferroics, nanomagnets, magnnetoelectric random

access memory

PACS: 75.85.+t, 75.60.Jk, 77.80.–e, 77.90.+k

DOI: 10.7498/aps.67.20181219

* Project supported by the Key Research and Development Program of China (Grant No. 2016YFA0201002), the National Ba-sic Research Program of China (Grant No. 2015CB921202), the National Natural Science Foundation of China (Grant Nos. 11674108, 51272078), the Project for Guangdong Province Universities and Colleges Pearl River Scholar Funded Scheme, China (2014), the Science and Technology Planning Project of Guangdong Province, China (Grant No. 2015B090927006), and the Natural Science Foundation of Guangdong Province, China (Grant No. 2016A030308019).