磁性薄膜中之磁矩方向操控
- 物理專文
- 撰文者：王柏堯 (國立彰化師範大學 物理系)
- 發文日期：2017-06-03
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在磁性材料科學之發展歷史中，自旋磁矩方向操控之物理與技術一直是非常重要之研究主題。其背後原因涵蓋磁性材料之形狀、晶格結構、元素成分等多方面與基礎材料物理相關的因子。而其可應用之領域涵蓋現今資訊產業中磁感應與磁儲存等重要技術。在本文中，我們將逐步介紹幾種自旋磁矩方向操控之物理，並簡單舉例說明其於下一世代高密度資訊產業上之創新應用。
磁異向性[1]：在鐵磁性材料中，電子之自旋磁矩是透過彼此間交換耦合之作用而形成長程磁有序之狀態。因受材料特性之影響，自旋磁矩大多有其所偏好排列之方向，稱之為磁易軸(Magnetic easy axis)。這樣的特性又稱之為磁異向性 (Magnetic anisotropy)。對於大尺寸之磁性材料而言，自旋磁矩之排列往往受到材料內磁偶極矩間靜磁能之影響，因而與磁性材料之幾何形狀有密切關係(例如棒狀磁鐵之磁矩排列偏好沿長軸之方向)。此效應一般稱之為形狀磁異向性 (Shape magnetic anisotropy)。然而當磁性材料之尺寸逐步縮減至薄膜或是奈米結構等低維度狀態時，其它的因子，例如晶格結構與介面特性便會一一顯露出來，進而與前述形狀磁異向性共同影響自旋磁矩磁易軸之方向。磁晶異向性(Magneto-crystalline anisotropy) 為單晶磁性材料內常見之磁異向性來源。在單晶材料中，原子會形成長程有序之陣列。由於原子排列具對稱性，其中之自旋磁矩與周遭電子軌域分佈所產生之自旋-軌道角動量耦合因而具有方向性。然而，在大尺度磁性材料中，由於受晶格場(crystal field) 鍵結之影響，電子軌道角動量之影射-磁量子數(ml) 一般相當微弱*。因此自旋-軌道角動量耦合所引發之磁晶異向性之效應有限。但倘若磁性材料晶格本身具型變(例如平行膜面與垂直膜面之原子距離不對稱)，因晶格場之對稱性受到破壞，電子軌道角動量在某一特定方向之磁量子數便可能具有相當程度之量值。此時不對秤之自旋-軌道角動量耦合在空間中再次引發磁異向性。一般而言，此由晶體型變產生之磁異向性稱之為磁彈性異向性(Magneto-elastic anisotropy)。倘若磁性材料之尺寸進一步由三維狀態縮減為二維狀態(例如形成磁性超薄膜)，其垂直膜面方向晶格場之對稱性便會遭受到破壞，就有可能在垂直膜面方向上引發更大之軌道角動量磁量子數ml。此時增強之自旋-軌道角動量耦合便可能引發垂直於膜面的磁異向性，稱之為介面磁異向性(Interface magnetic anisotropy)。除此之外，若磁性薄膜與貴金屬(例如白金,鈀等元素) 成長為多層膜結構，其介面產生之電子結構混成將可大大增強此介面磁異向性之強度。
*註1：在3-d過渡金屬內參與鍵結之s與d電子軌域(如dz2, dxz, dxy, dxy, dx2-y2)，其磁量子數之總和為零，因而軌道磁矩之量值一般很小。
反鐵磁層引發磁異向性：
除上述因鐵磁材料本身之特性所產生之磁異向性外，亦可利用其它材料(例如反鐵磁薄膜) 來引發鐵磁層之磁異向性。如圖一所示，雖然反鐵磁薄膜本身不具有巨觀上之磁性，當其與鐵磁層相接，並經過適當之場冷使反鐵磁層產生磁序化後，介面之反鐵磁磁矩可透過交換耦合與鐵磁層磁矩形成穩定耦合。因鐵磁層之磁矩對於正磁場方向較負磁場方向穩定，量測之磁滯曲線便會有向負場方向偏一邊之行為。一般稱此現象為交換偏耦合(Exchange bias)。[2,3]由於此現象猶如反鐵磁層將鐵磁層”釘”在正場方向，因此可視為反鐵磁層引發之磁異向性。
磁異向性操控之重要性
近年來，對於許多新穎之磁性元件，例如非揮發性磁性記憶體(MRAM)，是使用具垂直磁異向性之磁性薄膜作為磁記錄層以及磁參考層，並搭配自旋傳輸矩 (spin-transfer torque) 效應寫入資訊 [4-6]。此類垂直磁性薄膜多使用鐵磁/貴金屬所組成之多層膜，透過其自旋-軌道角動量於介面或是薄膜內之耦合作用來達成。然而，如圖二所示，若要進一步縮小磁記錄層之尺寸，其垂直磁性之熱穩定度必然會大幅降低。在目前，大多利用增加鐵磁/貴金屬之重複週期來提升垂直磁性之熱穩定度。然而此舉會增加垂直膜面方向之電阻，使得用以翻轉磁記錄層之自旋極化電流(STT current) 大大增加，因而產生了耗能的缺點。因此，開發新型態之垂直磁性操控方式為重要之研究課題。
圖二：自旋轉矩磁性元件中，垂直磁性薄膜之示意圖。當垂直磁性薄膜之尺寸縮減之同時，因所需自旋轉矩電流（STT current）增加，將無法兼顧低能量消耗之需求。
反鐵磁層引發之垂直磁性
近年內，本研究團隊發展出以反鐵磁層使鄰近鐵磁層產生垂直磁性 [7-11]。如圖三所示。對於一具平行膜面性之鈷/鎳磁性薄膜，可透過於其上成長錳薄膜將鐵磁層之磁矩翻轉至垂直於膜面方向。因垂直磁性之強度取決於鐵磁層與反鐵磁層之相對厚度，可以利用此特性精準的操控垂直磁性中幾個非常重要的因子，例如矯頑場大小，飽和磁化量，以及垂直磁性之熱穩定度 [12]。此外，我們更進一步發現若使用原子厚度等級之鐵磁超薄膜作為反鐵磁錳薄膜之支持層，可使鐵磁薄膜垂直磁性之熱穩定性產生明顯提升 [12]。此現象之背後機制是源自鐵磁-反鐵磁之間產生的磁性鄰近效應(Magnetic Proximity Effects)*。以上所述展現出反鐵磁層對於垂直磁性優異之操控能力。此種方式特別適合於軟磁區間內之垂直磁性操控，也因此可以提供未來垂直磁性元件設計與控制上之新思維。
微觀上之理解
在鐵磁-反鐵磁耦合系統中，近幾年的研究顯示出有兩種可能存在之特徵反鐵磁磁矩。第一類磁矩稱之為未釘札磁矩 (unpinned moments)。此類磁矩大多位於鐵磁-反鐵磁之介面。並且其長程磁有序狀態是由鄰近鐵磁層之耦合所引發，因此其磁矩會隨鐵磁層磁矩及外加磁場一同翻轉。過去曾報導此未釘札磁矩與反鐵磁層引發之矯頑場增加(coercivity enhancement) 現象有密切相關[3]。另一類磁矩則被稱之為釘札磁矩(pinned moments)。此釘札磁矩在外加磁場下並不會與鐵磁層磁矩一同翻轉。若此釘札磁矩未完全互相抵銷，則會形成具方向性之淨磁矩因而影響鄰近鐵磁層之磁性。先前研究指出此釘札磁矩與鐵磁-反鐵磁系統中交換偏耦合之形成有密切相關[3]。透過具元素解析特性之X-ray磁性顯影及磁圓偏振二向性光譜，本團隊之研究發現鐵磁層垂直磁性之引發是由反鐵磁層在介面上非釘札磁矩所導致的[8,9]。這些非釘札磁矩因具有承襲自反鐵磁晶格而來的垂直磁晶異向性，也因此可以將鄰近鐵磁層透過交換耦合而轉至垂直於膜面之方向。 
結語與未來展望
透過近期之研究，我們對於低維度磁性薄膜自旋磁矩方向的操控，可由傳統介面或是晶格型變的方式進展至可利用外加之反鐵磁層來達成。此研究使得人們對於反鐵磁層與鄰近鐵磁層作用之理解，由原先已知之磁滯曲線矯頑場增加與交換偏耦合之產生，拓展至可使得鄰近鐵磁層產生垂直磁性。這些重要的發現，以及對於反鐵磁矩理解上的突破，提供了未來設計新穎垂直磁性元件之根基。透過具有元素解析特性之X-ray磁性顯影及磁圓偏振二向性差譜，我們從基礎研究的觀點瞭解到鐵磁層之垂直磁性可由反鐵磁層在介面上所謂的非釘札磁矩來引發。在未來，本團隊仍持續探討其它特性 (例如晶格結構與反鐵磁磁矩) 對於此一效應之影響。我們由衷感謝在此一系列研究中 [7-12] 所有共同作者之鼎力協助以及科技部之補助。
參考資料：
[1] J. Stöhr and H. C. Siegmann, Magnetism: From fundamentals to Nanoscale Dynamics. (Springer; illustrated edition) 12 Sep 2006.
[2] J. Nogués and I. K. Schuller, J. Magn. Magn. Mater. 192, 203 (1999).
[3] H. Ohldag, A. Scholl, F. Nolting, E. Arenholz, S. Maat, A. T. Young, M. Carey, and J. Stöhr, Phys. Rev. Lett. 91, 017203 (2003).
[4] S. Ikeda, K. Miura, H. Yamamoto, K. Mizunuma, H. D. Gan, M. Endo, S. Kanai, J. Hayakawa, F. Matsukura, and H. Ohno, Nat. Mater. 9, 721 (2010).
[5] D. C. Worledge, G. Hu, D. W. Abraham, J. Z. Sun, P. L. Trouilloud, J. Nowak, S. Brown, M. C. Gaidis, E. J. Ò Sullivan, and R. P. Robertazzi, Appl. Phys. Lett. 98, 022501 (2011).
[6] K. Yakushiji, T. Saruya, H. Kubota, A. Fukushima, T. Nagahama, S. Yuasa, and K. Ando, Appl. Phys. Lett. 97, 232508 (2010).
[7] B. Y. Wang, N. Y. Jih, W. C. Lin, C. H. Chuang, P. J. Hsu, C. W. Peng, Y. C. Yeh, Y. L. Chan, W. C. Chiang, D. H. Wei, and M. T. Lin, Phys. Rev. B 83, 104417 (2011).
[8] B. Y. Wang, J. Y. Hong, K. H. Ou Yang, Y. L. Chan, D. H. Wei, H. J. Lin, and M. T. Lin, Phys. Rev. Lett. 110, 117203 (2013).
[9] B.-Y. Wang, P.-H. Lin, M.-S. Tsai, C.-W. Shih, M.-J. Lee, C.-W. Huang, N.-Y. Jih, P.-Y. Cheng, and D.-H. Wei, Phys. Rev. B 92, 214435 (2015).
[10] B.-Y. Wang, P.-H. Lin, M.-S. Tsai, C.-W. Shih, M.-J. Lee, C.-W. Huang, N.-Y. Jih, and D.-H. Wei, Phys. Rev. B 94, 064402 (2016).
[11] N.-Y. Jih, B.-Y. Wang, Y. L. Chan, D.-H. Wei, and M.-T. Lin, Appl. Phys. Express 5, 063008 (2012).
[12] B.-Y. Wang, C.-C. Chiu, W.-C. Lin, and M.-T. Lin, Appl. Phys. Lett. 103, 042407 (2013).
磁異向性[1]：在鐵磁性材料中，電子之自旋磁矩是透過彼此間交換耦合之作用而形成長程磁有序之狀態。因受材料特性之影響，自旋磁矩大多有其所偏好排列之方向，稱之為磁易軸(Magnetic easy axis)。這樣的特性又稱之為磁異向性 (Magnetic anisotropy)。對於大尺寸之磁性材料而言，自旋磁矩之排列往往受到材料內磁偶極矩間靜磁能之影響，因而與磁性材料之幾何形狀有密切關係(例如棒狀磁鐵之磁矩排列偏好沿長軸之方向)。此效應一般稱之為形狀磁異向性 (Shape magnetic anisotropy)。然而當磁性材料之尺寸逐步縮減至薄膜或是奈米結構等低維度狀態時，其它的因子，例如晶格結構與介面特性便會一一顯露出來，進而與前述形狀磁異向性共同影響自旋磁矩磁易軸之方向。磁晶異向性(Magneto-crystalline anisotropy) 為單晶磁性材料內常見之磁異向性來源。在單晶材料中，原子會形成長程有序之陣列。由於原子排列具對稱性，其中之自旋磁矩與周遭電子軌域分佈所產生之自旋-軌道角動量耦合因而具有方向性。然而，在大尺度磁性材料中，由於受晶格場(crystal field) 鍵結之影響，電子軌道角動量之影射-磁量子數(ml) 一般相當微弱*。因此自旋-軌道角動量耦合所引發之磁晶異向性之效應有限。但倘若磁性材料晶格本身具型變(例如平行膜面與垂直膜面之原子距離不對稱)，因晶格場之對稱性受到破壞，電子軌道角動量在某一特定方向之磁量子數便可能具有相當程度之量值。此時不對秤之自旋-軌道角動量耦合在空間中再次引發磁異向性。一般而言，此由晶體型變產生之磁異向性稱之為磁彈性異向性(Magneto-elastic anisotropy)。倘若磁性材料之尺寸進一步由三維狀態縮減為二維狀態(例如形成磁性超薄膜)，其垂直膜面方向晶格場之對稱性便會遭受到破壞，就有可能在垂直膜面方向上引發更大之軌道角動量磁量子數ml。此時增強之自旋-軌道角動量耦合便可能引發垂直於膜面的磁異向性，稱之為介面磁異向性(Interface magnetic anisotropy)。除此之外，若磁性薄膜與貴金屬(例如白金,鈀等元素) 成長為多層膜結構，其介面產生之電子結構混成將可大大增強此介面磁異向性之強度。*註1：在3-d過渡金屬內參與鍵結之s與d電子軌域(如dz2, dxz, dxy, dxy, dx2-y2)，其磁量子數之總和為零，因而軌道磁矩之量值一般很小。
反鐵磁層引發磁異向性：除上述因鐵磁材料本身之特性所產生之磁異向性外，亦可利用其它材料(例如反鐵磁薄膜) 來引發鐵磁層之磁異向性。如圖一所示，雖然反鐵磁薄膜本身不具有巨觀上之磁性，當其與鐵磁層相接，並經過適當之場冷使反鐵磁層產生磁序化後，介面之反鐵磁磁矩可透過交換耦合與鐵磁層磁矩形成穩定耦合。因鐵磁層之磁矩對於正磁場方向較負磁場方向穩定，量測之磁滯曲線便會有向負場方向偏一邊之行為。一般稱此現象為交換偏耦合(Exchange bias)。[2,3]由於此現象猶如反鐵磁層將鐵磁層”釘”在正場方向，因此可視為反鐵磁層引發之磁異向性。
圖一：反鐵磁層引發之交換偏耦合與磁滯曲線示意圖。
磁異向性操控之重要性近年來，對於許多新穎之磁性元件，例如非揮發性磁性記憶體(MRAM)，是使用具垂直磁異向性之磁性薄膜作為磁記錄層以及磁參考層，並搭配自旋傳輸矩 (spin-transfer torque) 效應寫入資訊 [4-6]。此類垂直磁性薄膜多使用鐵磁/貴金屬所組成之多層膜，透過其自旋-軌道角動量於介面或是薄膜內之耦合作用來達成。然而，如圖二所示，若要進一步縮小磁記錄層之尺寸，其垂直磁性之熱穩定度必然會大幅降低。在目前，大多利用增加鐵磁/貴金屬之重複週期來提升垂直磁性之熱穩定度。然而此舉會增加垂直膜面方向之電阻，使得用以翻轉磁記錄層之自旋極化電流(STT current) 大大增加，因而產生了耗能的缺點。因此，開發新型態之垂直磁性操控方式為重要之研究課題。
圖二：自旋轉矩磁性元件中，垂直磁性薄膜之示意圖。當垂直磁性薄膜之尺寸縮減之同時，因所需自旋轉矩電流（STT current）增加，將無法兼顧低能量消耗之需求。
反鐵磁層引發之垂直磁性近年內，本研究團隊發展出以反鐵磁層使鄰近鐵磁層產生垂直磁性 [7-11]。如圖三所示。對於一具平行膜面性之鈷/鎳磁性薄膜，可透過於其上成長錳薄膜將鐵磁層之磁矩翻轉至垂直於膜面方向。因垂直磁性之強度取決於鐵磁層與反鐵磁層之相對厚度，可以利用此特性精準的操控垂直磁性中幾個非常重要的因子，例如矯頑場大小，飽和磁化量，以及垂直磁性之熱穩定度 [12]。此外，我們更進一步發現若使用原子厚度等級之鐵磁超薄膜作為反鐵磁錳薄膜之支持層，可使鐵磁薄膜垂直磁性之熱穩定性產生明顯提升 [12]。此現象之背後機制是源自鐵磁-反鐵磁之間產生的磁性鄰近效應(Magnetic Proximity Effects)*。以上所述展現出反鐵磁層對於垂直磁性優異之操控能力。此種方式特別適合於軟磁區間內之垂直磁性操控，也因此可以提供未來垂直磁性元件設計與控制上之新思維。
圖三：（左）反鐵磁層引發垂直磁性之示意圖。（右）對於一具平行膜面性之鈷/鎳鐵磁薄膜，可透過成長錳薄膜將鐵磁層之磁性翻轉至垂直於膜面方向[9]。
*註2：當具不同磁性溫度之磁性層相接時，具高磁性溫度之磁性層會透過交換耦合提升具低磁性溫度磁性層之磁熱穩定性。微觀上之理解在鐵磁-反鐵磁耦合系統中，近幾年的研究顯示出有兩種可能存在之特徵反鐵磁磁矩。第一類磁矩稱之為未釘札磁矩 (unpinned moments)。此類磁矩大多位於鐵磁-反鐵磁之介面。並且其長程磁有序狀態是由鄰近鐵磁層之耦合所引發，因此其磁矩會隨鐵磁層磁矩及外加磁場一同翻轉。過去曾報導此未釘札磁矩與反鐵磁層引發之矯頑場增加(coercivity enhancement) 現象有密切相關[3]。另一類磁矩則被稱之為釘札磁矩(pinned moments)。此釘札磁矩在外加磁場下並不會與鐵磁層磁矩一同翻轉。若此釘札磁矩未完全互相抵銷，則會形成具方向性之淨磁矩因而影響鄰近鐵磁層之磁性。先前研究指出此釘札磁矩與鐵磁-反鐵磁系統中交換偏耦合之形成有密切相關[3]。透過具元素解析特性之X-ray磁性顯影及磁圓偏振二向性光譜，本團隊之研究發現鐵磁層垂直磁性之引發是由反鐵磁層在介面上非釘札磁矩所導致的[8,9]。這些非釘札磁矩因具有承襲自反鐵磁晶格而來的垂直磁晶異向性，也因此可以將鄰近鐵磁層透過交換耦合而轉至垂直於膜面之方向。
圖四：錳/鈷/鎳薄膜之X-ray磁性影像、及磁圓偏振二向性差譜圖。其中鐵磁層與錳之未釘札磁矩為反向耦合之組態[9]。
結語與未來展望透過近期之研究，我們對於低維度磁性薄膜自旋磁矩方向的操控，可由傳統介面或是晶格型變的方式進展至可利用外加之反鐵磁層來達成。此研究使得人們對於反鐵磁層與鄰近鐵磁層作用之理解，由原先已知之磁滯曲線矯頑場增加與交換偏耦合之產生，拓展至可使得鄰近鐵磁層產生垂直磁性。這些重要的發現，以及對於反鐵磁矩理解上的突破，提供了未來設計新穎垂直磁性元件之根基。透過具有元素解析特性之X-ray磁性顯影及磁圓偏振二向性差譜，我們從基礎研究的觀點瞭解到鐵磁層之垂直磁性可由反鐵磁層在介面上所謂的非釘札磁矩來引發。在未來，本團隊仍持續探討其它特性 (例如晶格結構與反鐵磁磁矩) 對於此一效應之影響。我們由衷感謝在此一系列研究中 [7-12] 所有共同作者之鼎力協助以及科技部之補助。
參考資料：
[1] J. Stöhr and H. C. Siegmann, Magnetism: From fundamentals to Nanoscale Dynamics. (Springer; illustrated edition) 12 Sep 2006.
[2] J. Nogués and I. K. Schuller, J. Magn. Magn. Mater. 192, 203 (1999).
[3] H. Ohldag, A. Scholl, F. Nolting, E. Arenholz, S. Maat, A. T. Young, M. Carey, and J. Stöhr, Phys. Rev. Lett. 91, 017203 (2003).
[4] S. Ikeda, K. Miura, H. Yamamoto, K. Mizunuma, H. D. Gan, M. Endo, S. Kanai, J. Hayakawa, F. Matsukura, and H. Ohno, Nat. Mater. 9, 721 (2010).
[5] D. C. Worledge, G. Hu, D. W. Abraham, J. Z. Sun, P. L. Trouilloud, J. Nowak, S. Brown, M. C. Gaidis, E. J. Ò Sullivan, and R. P. Robertazzi, Appl. Phys. Lett. 98, 022501 (2011).
[6] K. Yakushiji, T. Saruya, H. Kubota, A. Fukushima, T. Nagahama, S. Yuasa, and K. Ando, Appl. Phys. Lett. 97, 232508 (2010).
[7] B. Y. Wang, N. Y. Jih, W. C. Lin, C. H. Chuang, P. J. Hsu, C. W. Peng, Y. C. Yeh, Y. L. Chan, W. C. Chiang, D. H. Wei, and M. T. Lin, Phys. Rev. B 83, 104417 (2011).
[8] B. Y. Wang, J. Y. Hong, K. H. Ou Yang, Y. L. Chan, D. H. Wei, H. J. Lin, and M. T. Lin, Phys. Rev. Lett. 110, 117203 (2013).
[9] B.-Y. Wang, P.-H. Lin, M.-S. Tsai, C.-W. Shih, M.-J. Lee, C.-W. Huang, N.-Y. Jih, P.-Y. Cheng, and D.-H. Wei, Phys. Rev. B 92, 214435 (2015).
[10] B.-Y. Wang, P.-H. Lin, M.-S. Tsai, C.-W. Shih, M.-J. Lee, C.-W. Huang, N.-Y. Jih, and D.-H. Wei, Phys. Rev. B 94, 064402 (2016).
[11] N.-Y. Jih, B.-Y. Wang, Y. L. Chan, D.-H. Wei, and M.-T. Lin, Appl. Phys. Express 5, 063008 (2012).
[12] B.-Y. Wang, C.-C. Chiu, W.-C. Lin, and M.-T. Lin, Appl. Phys. Lett. 103, 042407 (2013).