无场磁化开关是实用的、具有垂直磁各向异性的集成自旋轨道扭矩（SOT）驱动的磁随机存取存储器的关键。我们提出了一种通过与介电MgO层的界面来调制重金属Pt内部自旋反射和自旋密度的技术。作用在铁磁钴层上的有效面外自旋力矩的可调性，使电流诱导的SOT磁化开关无需外部磁场的帮助。MgO层厚度对SOT有效效率的影响表现为在4nm处饱和，而MgO层厚度在5 ~ 8nm处可达到80%的无场磁化开关率。并分析了复杂的相互作用，并将其归因于介电/重金属界面处的自旋反射和介电介质内由于界面电场而产生的自旋散射。
垂直磁化MgO/Pt/Co异质结构中自旋反射诱导的无场磁化开关
在这项研究中，我们证明了MgO/Pt/Co异质结构中的无场SOT开关，通过与介电MgO层接口来调制Pt内的自旋反射和自旋密度。通过异常霍尔电压环位移测量，我们确定在没有外部磁场的情况下，SOT作为有效的面外磁场对磁化强度起作用。通过替换MgO层并将其与高导电性Ti或Pt进行比较，我们证实MgO确实负责无场SOT开关。此外，MgO的厚度依赖性表明，在5和8 nm之间的非常佳的开关比高达80%。这项工作提供了利用介电/HM界面处的自旋反射来实现无场SOT磁化开关的技术，对于开发大规模集成的SOT- mram和自旋逻辑器件具有重要意义。此外，无场SOT开关器件还具有广泛的非常规计算应用前景，如脑启发计算和深度神经网络。
图1
图1a通过在衬底/X/Pt/Co/Ti异质结构中衬底和Pt之间插入种子层X，展示了衬底/X和X/Pt的界面。当电荷电流沿Pt层x方向流动时，自旋向上和自旋向下的电子通过体SHE向相反方向散射，产生沿y方向排列的极化py的自旋电流。在进入Co层后，自旋电流对Co的磁矩施加抗阻尼转矩τDL≈mx （M × py）和类场转矩τFL≈M× py。由于Pt的自旋扩散长度（1.6 ~ 3 nm）小于种子层的厚度X和Pt，因此基片/X界面的自旋散射可以忽略，从而导致从基片/X界面反射到Co层的自旋可以忽略。因此，在这种特殊的异质结构中，X/Pt界面的自旋散射而不是衬底/X的自旋散射是主要的。图1b显示了MgO、Ti和Pt层的X/ Pt界面的各种自旋反射效应。对于X = MgO的异质结构，到达MgO/Pt界面的自旋向下电子可以穿透MgO层或被反射回来，然后在Pt/Co界面积累。此外，自旋向上和自旋向下的电子将在Pt层内重新排列，这将使原本由于体积she而导致的态自旋密度失衡。35,36从Pt （5.7 eV）和MgO （- 1.2 eV）两种材料的功函数变化高达7 eV也可以理解MgO/Pt界面上显著的自旋反射，这将产生一个从MgO层指向Pt层的内部电场。MgO/Pt界面处存在的内部电场会与反射自旋相互作用，导致自旋翻转和旋转以及自旋进动。对于X = Ti的异质结构，自旋为下旋由于Ti层的高导电性和Pt与Ti之间的功函数变化较小（1.4 eV），电子将被Ti层吸收，从而导致Ti/Pt界面处的自旋反射较小。对于X = Pt的情况，没有明显的界面，没有考虑自旋散射。
图2
图1c显示了用振动样品磁强计测量的衬底/MgO(5)/ Pt(3)/Co(1.4)/Ti、衬底/Ti(5)/Pt(3)/Co(1.4)/Ti和衬底/Pt(5)/Co(1.4)/Ti（厚度nm）的磁滞回线。样品的饱和磁化强度约为650 emu/cm3，沿面外Hz方向均表现出较高的剩余磁化强度，具有良好的PMA特性。在电学和光学测量方面，采用电子束光刻和氩离子铣削刻蚀对宽度为5 μm、长度50 μm的霍尔交叉器件进行了图像化处理。光学图像如图1d所示。
图3
SOT的开关行为是通过在MgO/Pt/Co霍尔交叉器件上发送脉冲电流来实现的。电流I的脉冲宽度固定为5ms。电流振幅从+15扫至- 15 mA，然后再回到+15 mA。通过发送470 μA的小读电流，测量每个脉冲电流后的霍尔电压（Vxy）。脉冲电流的间隔约为2秒。测量过程如图2a所示。Vxy切换曲线如图2b所示，Hx从30到−30 Oe变化。在Hx = 0 Oe时观察到一个几乎完全的SOT开关回路。此外，当Hx =−10 ~−20 Oe时，该样品几乎没有检测到开关信号。这些结果表明，存在一个有效的内场参与了SOT的确定性开关过程。开关电流Isw和开关比随Hx的函数分别如图2c、d所示。正如我们在在SOT框架中，开关电流随辅助场Hx的增大而减小，而开关比随辅助场Hx的增大而增大对于Ti/Pt/Co和Pt/Co样品，在Hx的辅助下可以完全切换磁化强度。然而，在Ti/Pt/Co样品中显示出部分开关，而在Pt/Co样品中观察到在Hx = 0 Oe时没有开关。
为了确认MgO/Pt/Co样品的无场开关，并进一步了解磁化开关过程，我们利用MOKE显微镜捕捉了开关过程中的磁畴演变。器件在大磁场（Hz = 3000 Oe）下饱和，将磁化初始化为“上”方向，并作为参考图像捕获。接下来，在每个电流脉冲后减去参考脉冲得到以下图像。图2e显示了每个脉冲电流I在零场处的克尔图像和域状态。在所有情况下，脉冲电流都是从左向右传递的，其幅度越来越大。在MgO/Pt/Co样品中，当电流从4ma增加到I时，一个反向结构域首先在左上边缘成核，然后扩展到整个条带，导致确定性的完全开关可视化的域演化图如图2e所示，为图2b中的无场切换提供了清晰的证据。
仅在MgO/Pt/Co体系中观察到完全无场开关，而在Pt/Co体系中没有观察到无场开关的迹象。结果表明MgO层在自旋反射中起着重要的作用。在这种情况下，沿+py（或- py）极化的Pt层中的自旋电子被重新排列，导致具有面外分量的自旋极化。为了确认面外自旋轨道转矩对特定系统中无场SOT开关的存在和贡献，我们在不同直流电流IDC下进行了移位Vxy回路的测量。图3a、b分别显示了Hx = 0和Hx = 520 Oe时MgO/Pt/Co样品的Vxy移位回路。在Hx = 0 Oe时，当IDC为7和- 7 mA时，在MgO/Pt/Co样品中观察到明显的Vxy环向左右移动。此外，Vxy环变得倾斜，这是由于高IDC的显著焦耳加热。当施加Hx = 520 Oe时，位移场增大，Vxy环变窄。然而，对于Ti/Pt/Co和Pt/Co样品，开关回路只是更窄，并且在Hx = 0 Oe时进一步将电流增加到10 mA时没有观察到移位。MgO/Pt/Co中存在明显的Vxy-H环位移，这与Hx = 0 Oe时没有位移的Ti/Pt/Co和Pt/Co样品的结果不同，清楚地证实了没有外场的有限SOT的存在。此外，当电流小于±6 mA时，MgO/ Pt/Co中未检测到明显的位移，当电流增加到±7 mA时，观察到突然的位移，这与先前报道的具有面外自旋力矩分量的自旋电流存在的系统相似在IDC下，Hx = 0和Hx = 520 Oe的移位字段Hshift总结在图3c中。图3d显示了Hx = 520 Oe时MgO/Pt/ Co、Ti/Pt/Co和Pt/Co样品的Hshift比较结果。Hshift与IDC之间的线性斜率可以定量表征SOT效率MgO/Pt/Co样品的斜率为7.9±0.96 （Oe/mA）。用于Ti/Pt/Co和Pt/Co样品的斜率分别为13.5±1.03 （Oe/mA）和8.4±0.93 （Oe/mA）。MgO/Pt/Co样品的环移结果显示SOT效率较低，这归因于MgO/Pt界面的自旋反射更强，导致Pt/Co界面的净自旋补偿。此外，我们还通过扫描面内磁场进行谐波测量，以进一步研究自旋扭矩效率。
此外，我们调整了MgO的厚度，通过在Hx = 0 Oe时进行谐波测量和电流感应开关回路来研究对开关效率的影响。在1 ~ 10 nm范围内，不同厚度的MgO样品均表现出良好的PMA，表示为MgO (tMgO nm)/Pt/Co。上下磁化之间霍尔电压（ΔVxy = VU−VD）的差异几乎是相当的。所有MgO/Pt/Co样品均有一个清晰的MgO（200）峰，通过X射线衍射（XRD）扫描证实，表明MgO具有良好的结晶质量。然而，当tMgO = 1 nm时，MgO/Pt/Co样品在MgO（111）上仍然可以观察到一个微弱的峰，这表明1 nm太薄，MgO无法形成良好的单晶。图4a为用tMgO对流动Pt重金属层的DL场和FL场随电流密度的增量提取的类阻尼（DL）场效率χDL和类场（FL）场效率χFL结果。当tMgO = 1 nm时，χDL约为3.3 Oe/(1010 A/m2)，与未添加MgO的对照样品Pt (3 nm)/Co（用黄色星星表示）基本相当。随着tMgO的增加，χDL下降至2.7 Oe/(1010 a /m2)。同时，χFL增强到1.2 Oe/（1010 A/m2）由于Rashba场，插入1 nm的MgO层（用绿星表示）。χ 2在tMgO大于5 nm时，fl几乎保持在0.9 Oe/(1010 A/m2)。χDL的递减可拟合为式中tMgO的函数。
式中，χPt为3nm Pt重金属层的深射效率，χref为插入MgO种子层后自旋反射的深射效率，λp为描述MgO中自旋穿透长度的参数。拟合参数λp约为0.9 nm，当tMgO大于3.8 nm时，自旋反射对χDL的贡献达到饱和。χref/χPt = 25%， χref/χPt对深度转换效率的饱和贡献为0.92 Oe/(1010 A/m2)，证明了MgO/Pt的自旋反射对整体深度转换效率起着重要作用，特别是对于薄Pt体系。不同tMgO下的SOT效率也可以通过位移场Hshift来估计。
图4
此后，我们仔细考虑了反射自旋对SOT开关和效率的影响。如图4b所示，具有特定自旋方向的电子以不同的机制（标记为a， B和C）从MgO层的不同深度反射。除了MgO/Pt界面的直接自旋反射（标记为机制a）外，自旋可能通过隧道穿透到MgO层中通过插入MgO层，衬底与Pt之间的界面将从衬底/Pt变为MgO/Pt，从而导致界面Rashba场的调制。此外，由于两种介质的化学势不同，衬底与MgO之间形成了具有界面电场（i-EF）区的界面。这些综合效应对MgO/Pt/Co异质结构的自旋输运和SOT效率起调节作用。在tMgO = 1 nm处，加入较薄的MgO层后，DL效率降低，FL效率明显提高。随着tMgO的增加，自旋隧穿效应被抑制，隧穿概率较低，导致自旋反射增加，机制b表明，自旋方向相反的反射自旋部分抵消了Pt/Co界面处的自旋积累，导致SOT效率降低。对于较厚的MgO层（tMgO为bb0 ~ 4nm），即自旋隧穿饱和深度，大部分自旋不能进一步穿透到MgO层中，而是到达具有i-EF的区域。自旋将以新的方向翻转（用C标记），并导致Pt层中状态的自旋密度发生改变，从而产生具有面外成分的SOT。当插入更厚的MgO层时，自旋不能达到i-EF区，其穿透长度约为3 ~ 4 nm。自旋只能在不改变方向的情况下被反射。因此，当tMgO波长为4nm时，DL效率是饱和的，并且仅在tMgO波长为5 ~ 8nm时观察到无场磁化开关，如图4c所示。
图4d总结了从开关回路中提取的开关比，定义为ΔVxy/ΔVH。对同一装置进行10次测量，得到误差条。在tMgO < 5 nm的MgO/Pt/Co样品中，获得了低于25%的低开关比，并且在没有外场的情况下没有观察到确定性开关。反射的电子自旋在较薄的氧化镁层内相对受限。因此，对无场确定性切换的贡献是不够的。随着MgO厚度的增加，开关比增大。在MgO/Pt/Co样品中观察到更高的开关比，其中tMgO在5 ~ 8 nm范围内，表明在该厚度范围内可以获得明显的无场开关。MgO层越厚，开关比开始减小。我们已经证实了重金属下面的底部界面对自旋产生和磁化开关有显著的影响，这在以往的研究中没有得到充分的评价。高效率的无场SOT器件可以通过采用不同类型和厚度的种子层来保证自旋反射，同时保持较高的SOT效率。
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