Автореферат (1091594), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Результаты,представленные в диссертации, не противоречат экспериментальным итеоретическим данным других исследователей, опубликованных в открытойпечати. Более того, они позволяют более строго интерпретироватьсуществующие экспериментальные данные.Апробация работыОсновные результаты диссертационной работы докладывались наМеждународной конференции “Functional Materials” (ICFM-2013) (Крым,2013 г.), Международном симпозиуме «Spin Waves 2015» (Санкт-Петербург,2015 г.), Международной конференции «20th International Conference onMagnetism» (Barcelona, Spain, 2015 г.), Международной конференции «4thInternational Workshop on Magnonics. From Fundamentals to Applications»(Seeon, Germany, 2015 г.), Международной научно-технической конференции«INTERMATIC» (Москва, 2012 г., 2013 г., 2014 г.
и 2016 г.), Всероссийскоймежвузовской научно-технической конференции «Микроэлектроника иинформатика» (Зеленоград, 2013 г., 2014 г. и 2015 г.), Всероссийскойконференции молодых ученых «Микро-, нанотехнологии и их применение»им. Ю.В. Дубровского (Черноголовка, 2014 г.), а также на научныхсеминарах в Московском технологическом университете (МИРЭА).ПубликацииПо материалам диссертации опубликовано 11 печатных работ,включающих 7 статей в изданиях, рекомендованных ВАК РФ, и 4 прочихпубликации.9Личный вклад автораВработах,выполненныхвсоавторствесколлегами,авторупринадлежит систематизация существующих представлений о MERAM,выполнениевсеханалитическихрасчетов,численноемоделированиепараметров магнитного упорядочения и анализ полученных данных.Интерпретация результатов, полученных при аналитическом и численномрешениипоставленныхзадач,проводиласьсовместноснаучнымруководителем.Структура и объем работыДиссертация состоит из введения, шести глав, заключения и спискалитературы.
Она изложена на 129 страницах машинописного текста,содержит 33 рисунка и 6 таблиц. Cписок литературы включает 117наименований.СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИВо введении сформулирована цель, указаны актуальность, научнаяновизна и научно-практическая ценность выбранной темы исследований.Приведены основные научные положения, выносимые на защиту.В первой главе проанализированы современные представления омагниторезистивной памяти и текущий прогресс в развитии данныхустройств.Втораяглавапосвященаупругомумеханизмумежслойноговзаимодействия, при котором деформация, созданная электрическим полем вэлектрочувствительномхарактеризующегосяслое,наличиемпередаетсябистабильногослоюферромагнетика,состояния.Рассмотренаприрода бистабильности и возможные пути увеличения удельной энергиибарьера между двумя стабильными состояниями с целью уменьшенияразмеров бита.В простейшем случае бистабильности в качестве ферромагнитногослоя можно выбрать слой кубического или тетрагонального кристалла с10ориентацией (001) и двумя взаимно-перпендикулярными легкими осями,лежащими в плоскости слоя.
Недостатком описанной памяти является малоезначение константы кубической анизотропии, что приводит, вследствиесуществования суперпарамагнитного порога, к ограничению снизу на объемпереключаемого ферромагнитного слоя порядка 2·104 нм3.Рассмотрены возможные пути увеличения энергетического барьерамежду двумя состояниями в плоскости слоя. Получено выражение дляполнойэнергииферромагнитногослоясучетоммагнитоупругоговзаимодействия((()((где))()( ))– константа кубической анизотропии,вектора намагниченности,)()– направляющие косинусы– упругие модули, а Bi – магнитоупругиекоэффициенты. Проанализированы параметры наиболее распространенныхматериалов и показано, что существенное изменение минимального объемавследствие учета магнитоупругого взаимодействия происходит только внеметаллическом феррите кобальта.
Сделан вывод, что учет магнитоупругоговзаимодействия не изменяет ситуацию с малостью энергетического барьерамежду двумя стабильными состояниями MRAM, а введение однооснойсоставляющей анизотропии только ухудшает ее. Полученно условиесуществования бистабильности, с одним состоянием намагниченности вплоскости слоя, а вторым - перпендикулярным слою|где⁄(– магнитная постоянная,⁄⁄)|( )– намагниченность насыщения. Емуудовлетворяет только соединение CoFe2O4, для которого минимальныйобъем составляет величину порядка 104случая бистабильности в плоскости слоя.и практически не отличается от11Третья глава посвящена расчету поверхностных искажений параметрапорядка в уединенном слое слабого ферромагнетика. При этом рассмотреныскомпенсированныйинекомпенсированныйсрезыкристаллическойрешетки.Слабый ферромагнетизм обусловлен взаимодействием ДзялошинскогоМориа,котороепредставляетизсебярелятивистскоеобменноевзаимодействие и имеет форму[]( )где индексы i, j – нумеруют локализованные спины Si, аявляется такназываемым вектором Дзялошинского-Мория.Рассмотрена дискретная система квазиклассических локализованныхспинов при температуре Tи T, когда модули локализованныхспинов можно считать неизменными.Исследованнекомпенсированныйсрез(111)BiFeO3сантиферромагнитным упорядочением G-типа.
Спины атомов железа лежат ватомных плостях типа (111), их положение задается угломмеждунаправлениемвекторлегкойоси,вдолькоторойориентированантиферромагнетизма, и соответствующим спину магнитным моментом, i –номер атомной плоскости типа (111), отсчитанный от поверхности.В отсутствие внешнего магнитного поля полная энергия системы Wпредставляет собой сумму энергии обменного взаимодействия соседнихспинов, энергии одноионной анизотропии и энергии антисимметричногообмена.Энергия антисимметричного обмена, как следует из векторногопроизведения в (3), отличается знаком для случая четных и нечетныхатомных плоскостей:̃∑() [()()()]( )12где N – число спинов в атомной плоскости, ̃ – число ближайших соседей, апараметрвключает в себя величину спинов и значение || для соседнихспинов.Минимизизацией суммарной энергии W по параметрамполученасистема уравнений для этих переменных, последующая линеаризациякоторой приводит к следующей системе уравнений для отличийскоса от своего объемного значения(углов:)( )где введено обозначение( )̃| |A>0 – константа анизотропии в плоскости (111) и J<0 – обменный интегралмежду ближайшими соседями, а величина спинов включена в обе константы.Величинаравна( )где введено обозначениеВеличины| |.удовлетворяют следующему рекуррентному соотношению( )где( )√Значениеравно(√)Характерный пространственный размер спада искажений в случаенекомпенсированного среза порядка толщины блоховской доменной стенки вданном материале.Найдендополнительныйповерхностныймагнитныймомент,обусловленный искажениями.
В случае некомпенсированной поверхностисуществует две составляющие дополнительного магнитного моментаотносительно легкой оси.13В случае компенсированной поверхности в каждом атомном слое,параллельном поверхности, в равном количестве присутствуют спины,принадлежащие обеим магнитным подрешеткам. Разворот спинов, как и вслучае некомпенсированной поверхности, будет происходить в плоскостях(111). Положение спина в такой плоскости слоя будем задавать углом,который соответствующий спину магнитный момент образует с легкой осью.Линеаризованная система уравнений после минимизации полнойэнергии системы, при малых[()((), имеет вид)()̃]()где b и a – числа ближайших к данному спину соседей, лежащихсоответственно в той же и в соседней атомной плоскости; ̃ = b + 2a.Решение системы уравнений для ведичиныимеет вид (8),где̃Величина̃√()()()равна̃̃√()Характерный пространственный размер спада искажений в случае длякомпенсированногоДополнительныйсрезапорядкаповерхностныймежатомногомагнитныймомент,компенсированной поверхности перпендикулярен легкой осирасстояния.вслучаеи прималых α пропорционален α.Четвертая глава посвящена исследованию обменного взаимодействияслоя BiFeO3 со слоем ферромагнетика, входящего в состав магнитноготуннельного соединения.
Рассмотрены искажения магнитных параметровпорядка вблизи границы раздела слоев и энергия магнитного взаимодействияслоев.14Для разворота намагниченности ферромагнетика на угол порядка , ондолжен граничить с компенсированной поверхностью BiFeO3 [3]. Рассмотренкомпенсированный срез (001) BiFeO3: вектор антиферромагнетизма лежит вплоскости (111), не совпадающей с границей раздела слоев. Предположено,что слои выращены эпитаксиально, то есть кристаллическая решеткаферромагнитногослояпродолжаеткристаллическуюрешеткумультиферроика. В приближении взаимодействия ближайших соседейобменное поле ферромагнетика действует только на один атомный слойспинов мультиферроика.
В отсутствии внешнего поля в обменномприближениивектор намагниченностиперпендикулярновекторуферромагнетика ориентируетсяантиферромагнетизмамультиферроика,накомпенсированную поверхность которого нанесен ферромагнитный слой(спин-флоп ориентация) [4].Обменное взаимодействие спинов нижнего слоя ферромагнетика соспинами верхнего слоя мультиферроика приводит к развороту спиновферромагнетика на углыв плоскости (111) от направления среднейнамагниченности [1 ̅ 0] и к дополнительному скосу намагниченностейподрешеток мультиферроика. Пусть– константы анизотропии дляферромагнетика и мультиферроика соответственно, в которые включенавеличина спинов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
