Huidige beweging van de domeinmuur en kantelen in loodrecht gemagnetiseerde racebanen

DW-snelheid als functie van veld buiten het vlak H _z voor Pt/Co/Ta (a ) en Pt/Co/C/Ta (b ). De inzet in a en b vertegenwoordigen de snapshots van domeinen in verschillende velden om de DW-vorm weer te geven

waar U _C is een karakteristieke energie gerelateerd aan het door wanorde veroorzaakte pinning-potentieel, k _B is de Boltzmann-constante, T is de temperatuur, en H _dep is het depinning-veld waarbij de Zeeman-energie gelijk is aan de DW-pinning-energie. De pashelling geeft een meting van \( \frac{U_c}{k_BT}{H_{dep}}^{1/4}=s \), s is ongeveer 37,4 en 76,5 Oe ^1/4 voor respectievelijk Pt/Co/Ta en Pt/Co/C/Ta. Sinds de H _dep voor Pt/Co/C/Ta is twee keer zo groot als voor Pt/Co/Ta [23], het verschil van H _dep ^1/4 daartussen is kleiner dan 1,5. Het verschil van s tussen hen is groter dan 2. Dit geeft aan dat het Pt/Co/C/Ta-monster een groter pinning-potentieel heeft, wat consistent is met de bovenstaande discussie. Bovendien tonen de inzetstukken in Fig. la, b ook de snapshots van domeinafbeeldingen onder verschillende magnetische velden. Men kan zien dat de DW-vorm een ​​grotere verdeling vertoont voor Pt/Co/C/Ta dan voor Pt/Co/Ta. Het geeft ook aan dat het pinning-potentieel niet helemaal homogeen is in Pt/Co/C/Ta vanwege C-decoratie die willekeurig verdeelde pinning-sites induceert. Terwijl de reguliere DW-kanteling onder het magnetische veld niet wordt waargenomen voor deze twee monsters, wat verschilt van het theoretische collectieve coördinatenmodel [20].

Daarna werd ook het CIDWM-gedrag onderzocht om een ​​vergelijking te maken met veldgeïnduceerde DW-beweging. Een up-to-down (UD) of down-to-up (DU) domein werd eerst genucleëerd door een pulsmagnetisch veld vanuit een verzadigde toestand, en vervolgens werd een pulsstroom toegepast om de DW-beweging te duwen met behulp van een pulsgenerator met pulsbreedte in het bereik van 5-100 ns. Figuur 2a, b toont de CIDWM-snelheid zonder aangelegde magnetische velden. De positieve of negatieve snelheid betekent de DW-beweging langs of tegen de stroomrichting in. Het impliceert de vorming van een chirale Néel DW met het bestaan ​​van DMI in deze twee monsters [10, 30]. De verhoogde snelheid bij de hogere stroomdichtheid is te wijten aan de verhoogde H _ZIJ handelend op de chirale Néel DW. Het heeft echter een tweemaal zo grote stroomdichtheid nodig om dezelfde DW-snelheid te bereiken in Pt/Co/C/Ta vergeleken met die in Pt/Co/Ta-structuren. Het kan worden toegeschreven aan de verminderde SOT-efficiëntie en verhoogde pinning-potentiële barrière door C-grensvlakdecoratie. Bovendien is de DW-snelheid bij het huidige rijden ongeveer 10 ³ keer groter dan dat door magnetische veldaandrijving waarbij het huidige gegenereerde effectieve veld dezelfde waarde behoudt als het magnetische veld. Het onthult dat andere mechanismen zoals Joule-verwarming en / of Oersted-veld gegenereerd uit de stroom ook een belangrijke rol kunnen spelen bij CIDWM. Opgemerkt moet worden, zowel in figuur 2b als in figuur 3c, dat de afnames van de DW-snelheid en de DW-hellingshoek worden waargenomen in het Pt/Co/C/Ta-monster wanneer de stroomdichtheid ±  19,2 MA/cm² . Ondertussen kan men meer nucleatiegebied zien zoals witte of zwarte stippen in de inzet van Fig. 2b en 3c bij hogere stroomdichtheden. Dit zou kunnen worden toegeschreven aan het feit dat de thermische enkele willekeurige nucleatieplaatsen activeert bij grote stroomdichtheden vanwege de grote Joule-verwarming die bestaat en het pinning-potentiaalbarrièrelandschap kan ook worden herverdeeld, wat een invloed kan hebben op de bewegingssnelheid en kantelhoek.

DW-snelheid tegen stroomdichtheid voor Pt/Co/Ta (a ) en Pt/Co/C/Ta (b ). De inzet in a en b vertegenwoordigen de snapshots van de domeinvorm bij de representatieve stroomdichtheid

(een ) Kerr-afbeeldingen geven de definitie van DW-hellingshoek (ψ ) en wijzigingen van ψ bij verschillende stroomdichtheden van "omhoog" tot "omlaag" en "omlaag" tot "omhoog", waarbij het Pt/Co/Ta-monster als voorbeeld wordt genomen. DW hellingshoek versus stroomdichtheid voor Pt/Co/Ta (b ) en Pt/Co/C/Ta (c ). De inzet in b en c vertegenwoordigen de snapshots van de domeinvorm bij verschillende stroomdichtheden

Tijdens de stroomgeïnduceerde DW-beweging wordt het DW-kantelingsverschijnsel duidelijk waargenomen in deze twee monsters en de kanteling wordt geleidelijk gevormd in een tijdsafhankelijke waarneming met een voldoende korte puls als drijvende kracht. Om inzicht te krijgen in de stroomgeïnduceerde DW-kanteling, meten we de DW-kantelingshoek (ψ ) die is gedefinieerd in Fig. 3a bij verschillende stroomdichtheden. Ook moet worden opgemerkt dat de hellingshoek tijdens de beweging enigszins kan veranderen vanwege de brede depinning-verdeling langs de racebanen, wat zal resulteren in een grote meetfout bij een bepaalde stroomdichtheid. Uit figuur 3b kan c men een ruwweg lineaire afhankelijkheid van de hellingshoek van de stroomdichtheid voor beide monsters zien. Het komt overeen met het eerdere theoretische werk [20], waarin ongeveer lineaire afhankelijkheden van de hellingshoek en DW-snelheid van de lagere stroomdichtheid kunnen worden waargenomen. Een grote DW-kantelingshoek gebeurt echter met ten minste één orde grotere stroomdichtheid in hun simulatie. Dit is niet consistent met onze waarneming en het kantelgedrag wordt ook niet waargenomen tijdens de veldgeïnduceerde DW-beweging in ons experiment. Daarom kan de invloed van de DMI of graduele verdeling van de pinning-potentiaalbarrière op de stroomgeïnduceerde DW-kanteling zwak zijn. Bovendien kan het afwijkende Hall-effect er ook toe leiden dat de DW kantelt, maar de bijdrage zal naar verwachting klein zijn in een nanometer dikke racebaan [20]. Een mogelijke verklaring is dat de toegepaste stroom niet alleen het effectieve veld van de spin Hall genereert H _ZIJ , maar ook het veld Oersted (H _Oersted ) wat ook kan leiden tot DW-beweging. Beide H _ZIJ en H _Oersted invloed kunnen hebben op de DW-kanteling. In Fig. 4 plotten we de schets van deze effectieve velden om het DW-kantelgedrag te verduidelijken. De domeinrangschikking wordt weergegeven als U-D-U-D-schetsen en de magnetisatie in de DW met een linkshandige chiraliteit wordt weergegeven als een dunne zwarte pijl langs de oriëntatie in het vlak. In een dunne uniforme racebaan, als de dikte (t ) is veel kleiner dan de breedte (w ), de gegenereerde H _Oersted is geconcentreerd op de twee randen en de gemiddelde component over de dikte kan worden berekend met H _Oersted = ±jt [3 + 2lnw /t ]/4π [22]. De verkregen H _Oersted zijn ongeveer 19,6 en 37,4 Oe voor Pt/Co/Ta en Pt/Co/C/Ta met de maximale stroomdichtheid van 10,0 en 19,2 MA/cm ² respectievelijk, wat vergelijkbaar is met het spin Hall-effectief veld H _ZIJ (ongeveer 100,0 en 159,4 Oe voor Pt/Co/Ta en Pt/Co/C/Ta bij dezelfde stroomdichtheid). Sinds H _ZIJ en H _Oersted dezelfde richting hebben op de als groene sterren gemarkeerde posities, zal een groter effectief veld op de DW in het groene stergebied werken, wat resulteert in een veel grotere snelheid in vergelijking met die op het tegenovergestelde gebied van de groene sterren in het circuit. Daarom kan een kantelbare DW met een specifieke trapeziumvorm worden gevormd, weergegeven in het linker onderste paneel van figuur 4. De inzet van figuur 3b voor Pt/Co/Ta toont duidelijk ook de vergelijkbare vorm bij enkele representatieve stroomdichtheden. Bovendien kan de grotere hellingshoek bij de hogere stroomdichtheid worden verklaard door het grote snelheidsverschil in beide randen van het circuit als gevolg van de toegenomen H _Oersted . Ondertussen kan men ontdekken dat de domeinvorm een ​​transformatie zal ondergaan zodra de domeinrangschikkingen en/of de huidige polariteit verandert volgens de bovenstaande analyse. Alle geschetste domeinvormen bij een stroompuls komen overeen met de experimentele waarnemingen. Bovendien is de bovenstaande uitleg over DW-kanteling ook geldig wanneer een in-plane H _x of H _j is toegepast. Wanneer H _x wordt toegepast, zal het de magnetisatieoriëntatie in DW's veranderen. Daarom is de H _ZIJ verandert een teken voor de DW met zijn originele horizontale magnetisatie tegenover H _x , waardoor het trapeziumvormige domein groter of kleiner wordt (afhankelijk van het teken van H _x ) zoals weergegeven in het rechter middenpaneel van Afb. 4. Wanneer H _j wordt toegepast, een sterke H _j zal een Néel-type DW veranderen in een Bloch-exemplaar. H _ZIJ wordt nul volgens Vgl. (1), en alleen het huidige gegenereerde Oersted-veld H _Oersted drijft de DW-beweging aan. Hierdoor wordt het domein aan één rand uitgebreid. Men kan ook zien dat de verandering van het domein aan de rand gebeurt als H _j is ongeveer − 1400 Oe, zoals weergegeven in het rechteronderpaneel van Afb. 4. Dit komt overeen met de analyse dat H _Oersted aangezien de enige drijvende kracht verantwoordelijk is voor de DW-beweging. Het kan echter niet leiden tot een regelmatig DW-kantelgedrag. Daarom kan de stroomgeïnduceerde DW-kanteling worden toegeschreven aan het stroomgeïnduceerde Oersted-veld in combinatie met het effectieve spin-Hall-veld.

Schematische DW-beweging en domeinvormen bij een stroomdichtheid J . Het linkerbovenpaneel toont het domein met U-D-U-D-schetsen en de magnetisatieoriëntatie (dunne zwarte pijl) in domein en DW's. Zodra een stroom is toegepast, wordt de gegenereerde H _ZIJ die op de DW's werken, worden weergegeven als rode dikke pijlen, terwijl de Oersted-velden (H _Oersted ) aan beide zijden van het circuit worden weergegeven als blauwe streepjespijlen. Het linker onderste paneel toont de corresponderende verandering van de domeinvorm (aangeduid als streepjes dikke zwarte blokken) onder de actie van H _ZIJ en H _Oersted . Het rechterpaneel toont het effect van magnetische velden in het vlak op de domeinvorm voor Pt/Co/Ta