CN103035254B - 基于自旋波角动量转移力矩的磁化状态翻转的系统及方法 - Google Patents

Abstract

本主题申请描述了基于自旋波角动量转移力矩的磁化状态翻转的系统及方法。自旋波自旋流在处于第一磁化状态的第一磁性层中生成。所述自旋波自旋流通过自旋波角动量转移力矩在由一个界面与所述第一磁性层分开的处于第二磁化状态的第二磁性层实现磁化状态翻转。或者，自旋波自旋流在处于第一磁化状态的第一磁畴中生成。所述自旋波自旋流通过自旋波角动量转移力矩实现磁畴壁的定向移动。所述磁畴壁位于所述第一磁畴与处于第二磁化状态的第二磁畴之间。

Description

基于自旋波角动量转移力矩的磁化状态翻转的系统及方法

相关申请的交叉引用

此申请要求于2011年10月3日提交的美国临时申请号61/626,768，题目为“MAGNONIC SPIN TRANSFER TORQUE BASEDSPINTRONIC DEVICE”的优先权。

技术领域

此发明涉及由自旋波角动量转移力矩驱动的磁化状态翻转。

背景技术

纳米线中磁畴壁的定向移动由于其重要的应用前景成为近年来很受关注的课题。其中一种应用是纳米尺寸器件中的磁数据存储。磁数据存储器件通过磁化模式的操控在磁性介质上进行数据的存储和擦除。磁化状态的转换（也被称为磁化状态翻转）是相对于磁场矢量（磁化矢量）的初始方向进行磁场矢量方向的180度再定位以操控磁化模式的过程。

下述条件下磁畴壁可以在纳米线中定向移动：(1)静态外磁场或微波（交变磁场）作用和/或(2)自旋极化电流作用。

外磁场实际很难实现驱动磁畴壁运动难以实现实际应用。当器件尺寸减小时，形状各向异性效应显著增加，实现磁化状态翻转所需的磁场强度也变大。在磁数据存储的实际应用中，磁场本身的非局域性限制了磁存储设备的密度。

通过电子自旋流的自旋转移力矩驱动的磁畴壁运动在磁存储器件中亦难以实现。虽然电子自旋流的自旋转移力矩不需要大磁场，但需要很高的临界电流密度。很高的临界电流密度会产生了很大的焦耳热，其成为了磁化翻转实际应用的瓶颈。

上述背景仅仅是意指提供一个关于磁化状态操控的大体介绍，并非意指详细说明。一旦仔细研究下面详细描述的一个或更多的各种非限制性实施例其余附加内容就变得显而易见。

发明内容

下面介绍的是本发明的简明概要，其是为了提供本说明书的某些方面的基本理解。此概要并非是本说明书的全面概观。其并非确定说明书中的任何关键元素，亦非描述本说明书的具体实施例的任何范围或权利要求的任何范围。其主要目的为简明地表述发明中的一些概念并为随后介绍的更多详细描述作铺垫。

根据一个或更多的实施例和相应的公开，我们描述了基于自旋波角动量转移力矩的磁化状态翻转的各种非限制性的方面。在实施例中，所描述的系统可以利用自旋波角动量转移力矩来进行磁化状态的翻转。该系统中包含了由一层金属界面分开的处于第一磁化状态的第一磁性层和处于第二磁化状态的第二磁性层。该系统中亦包含一个波源，其配置成在所述第一磁性层中产生自旋波自旋流以通过自旋波角动量转移力矩使所述第二磁性层的磁化状态翻转。

在进一步的实施例中，我们描述了自旋电子器件。该自旋电子器件处于一条纳米线内并且包含由一个磁畴壁分开的第一磁畴和第二磁畴。所述第一磁畴具有第一磁化方向，所述第二磁畴具有第二磁化方向。所述纳米线具有一平行于所述第一磁化方向的易磁化轴。所述磁畴壁可以基于自旋波角动量转移力矩在磁纳米线中移动。

在另一个实施例中，描述了一种用于利用自旋波角动量转移力矩实现磁化状态翻转的方法。自旋波在器件的第一磁性层中被激发。该器件中包含具有第一磁化方向的第一磁性层、与所述第一磁性层不同的具有第二磁化方向的第二磁性层以及位于所述第一磁性层和所述第二磁性层之间的壁层或界面。自旋波角动量转移力矩作用在所述第二层磁性层以使其磁化状态翻转。

接下来的描述及附图说明本说明书的某些示例性的方面。然而，这些方面表示可以采用本说明书中的各种实施例中的一些各种方法。本说明书的其它方面可以从结合附图考虑的下面的详细描述中明显地看出。

附图说明

下面的详细描述中，与附图结合列举了许多方面和实施例，其中相同的参考标号指相同的部件，而且其中：

图1是根据一个实施例的采用自旋阀的一个示例系统的非限制性示意图；

图2是根据一个实施例的采用自旋阀的另一个示例系统的非限制性示意图；

图3是根据一个实施例的利用自旋阀中产生的自旋波和自旋波角动量转移力矩以实现磁化翻转的一个系统的非限制性示意图。图4是根据一个实施例的具有嵌入的自旋电子器件的一个示例纳米线的非限制性示意图。

图5是根据一个实施例的具有利用自旋电子器件中产生的自旋波及自旋波角动量转移力矩以实现磁畴壁的运动的嵌入了自旋电子器件的一个示例纳米线的非限制性示意图。

图6是根据一个实施例的具有嵌入了自旋电子器件的一个示例纳米线的非限制性示意图。

图7是根据一个实施例自旋波穿过横向磁畴壁结构传播的非限制性示意图。

图8是根据一个实施例磁振子无反射地穿过磁畴壁的非限制性示意图。

图9表示了说明根据一个实施例当与自旋波作用时的磁畴壁的特征的非限制性曲线图。

图10是示出根据一个实施例在位于磁畴壁两侧的两个位置处自旋波的振幅之间的差随磁场变化的非限制性曲线图。

图11是示出根据一个实施例当与自旋波作用时的磁畴壁的特征随磁场变化的非限制性曲线图。

图12是根据一个实施例的用于在自旋电子器件中使用自旋波角动量转移力矩来实现磁化状态翻转的方法的非限制性过程流程示意图。

图13是根据一个实施例的用于在自旋电子器件中使用自旋波角动量转移力矩来实现磁畴壁定向移动的方法的非限制性过程流程示意图。

具体实施方式

参照附图描述了本发明公开的各个方面或特征，其中相同的附图标记指代相同的元件。本说明中包含了大量具体细节，以便对此公开提供一个彻底的理解。然而，可以理解，本公开中的某些方面可以在不需要这些细节的情况下实现，或应用其它方法、元件、成分等等来实现。在其他实例中，众所周知的结构和器件用框图的形式示出，以方便实现各种实施例的描述和说明。

根据本发明中描述的一种或多种实施例，我们描述了由自旋波角动量转移力矩驱动的磁化状态翻转的系统和方法。由自旋波角动量转移力矩驱动的磁化状态翻转不要求像磁场驱动应用中所需的强磁场，也不受由于电子自旋转移力矩应用的过高的临界电流密度产生的焦耳热效应的影响。

磁振子是自旋波的量子化准粒子。类似于电子，磁振子也携带自旋。磁振子是一个自旋为1的粒子，角动量为（约化普朗克常数，定义为h/2π，值为1.05×10^-34焦·秒）。类似于由电子作用于磁体的自旋转移力矩，磁振子也会通过一种自旋（角动量）转移力矩作用于磁体。然而，这种自旋波角动量转移力矩不会像电子自旋转移力矩那样受过多的焦耳热的影响。

这里描述的是可以在某些应用中利用自旋波角动量转移力矩来驱动磁化状态翻转的系统和方法，包括多层自旋阀结构和磁纳米线中的磁畴壁运动。图1至图3是可以通过自旋波角动量转移力矩驱动磁化状态翻转的多层自旋阀的示意图，图4至图6是通过自旋波角动量转移力矩驱动磁纳米线中磁畴壁运动的示意图。

以下描述中指出，这里描述的系统和方法允许了由自旋波角动量转移力矩驱动的在自旋阀中的磁化状态翻转和在纳米线中的磁畴壁的移动。基于由自旋波角动量转移力矩驱动的磁化状态翻转的系统和方法可以用于克服主要使用电流的自旋电子器件中的焦耳热问题。由自旋波角动量转移力矩驱动的磁化状态翻转也可被用来制造高速、节能的自旋电子器件，该器件可由非金属的其它材料制成，如磁性绝缘体和/或磁性半导体。

注意到自旋波角动量转移力矩还有更进一步的应用。为示例性地表示出自旋波角动量转移力矩的作用，此处示意了多层自旋阀和在磁纳米线中的磁畴壁的定向移动。

图1示意了根据实施例的非限制性示例系统100的模式图，系统100中应用了自旋阀结构。系统100中的自旋阀基于磁振子携带的自旋，造成了自旋波角动量转移力矩。换句话说，系统100中的自旋阀通过自旋波角动量转移力矩翻转宏自旋（macrospin）的磁化状态。

系统100包含处于第一磁化状态m₁的第一磁性层102。系统100也包含处于第二磁化状态m₂的第二磁性层104。第二磁性层104由一层金属态的界面106与第一磁性层102分开。系统也包含一个波源108，其可以在第一磁性层102中产生自旋流110以通过自旋波角动量转移力矩在第二磁性层104中翻转其磁化状态。

在实施例中，第一磁性层102和第二磁性层104均是强磁性材料层。例如，第一磁性层102和第二磁性层104可以由不同的铁磁性材料制成，各自有不同的矫顽力。矫顽力是在已经饱和磁化的材料中，使磁化强度回到0所需要施加的反向磁场的强度。

在另一实施例中，第一磁性层102和/或第二磁性层104可以由任何有强磁性的材料制成。该材料可以包括磁性金属但不必包括磁性金属。该材料也可以包含其它材料，如磁性绝缘体或磁性半导体。

在实施例中自旋流110是一束自旋波。自旋波是一种在磁性材料中对磁化状态的扰动，并在磁体中传播。自旋流110的量子化准粒子即为磁振子。磁振子是自旋晶格的一个波色子振动模式，可以大致上认为对应于离子晶格中的声子。

波源108可以在第一磁性层102中激发自旋波以在第一磁性层102、第二磁性层104和/或界面106产生自旋流110，其具体可以通过利用垂直于第一磁性层102中的磁化方向m₁施加的振荡磁场。波源108也可以利用施加在整个系统100上的温度梯度来在第一磁性层102、第二磁性层103和/或界面106产生自旋流110。波源108也可以利用电流来在第一磁性层102、第二磁性层103和/或界面106产生自旋流110。自旋流110将穿过第一磁性层102、界面106和第二磁性层104，可以通过自旋波角动量转移力矩来翻转磁化状态。

界面106并不一定为金属。磁性层102、104可以由一层非磁性层202分隔。根据图2，其中根据实施例，示意了示例系统200的非限制性模式图。系统200是另一种自旋阀的设计。

自旋阀系统200是由第一磁性层102、第二磁性层104和他们之间的非磁性分隔层202组成。换句话说，非磁性层202布置于两层磁性材料102和104之间并与二者均相接触。

第一磁性层102和第二磁性层104以磁性材料制成。例如，根据实施例，第一磁性层102和第二磁性层104以不同磁性材料制成。与以往的自旋阀不同，以往自旋阀的磁性层必须由磁性金属制成，而此处第一磁性层102和第二磁性层104可以由磁性金属、磁性半导体或磁性绝缘体制成。非磁性层202可以包含非磁性金属和/或非磁性绝缘体。

系统200也包含一个可以产生自旋波或自旋流110的产生器。在实施例中自旋波产生于第一层磁性层102。自旋波可通过利用振荡磁场或在自旋阀系统200上施加温度梯度而获得。

系统200利用自旋波角动量转移力矩实现磁化状态翻转。系统200中自旋波与磁体之间存在自旋波角动量转移力矩，并其可以被用来驱动磁化状态翻转。

理论上，电子和磁振子（自旋波的量子化准粒子）都带有自旋。磁振子为自旋为1的准粒子，角动量为（约化普朗克常数，定义为h/2π，值为1.05×10^-34焦·秒）。因此，理论上，类似由电子作用于磁体的自旋转移力矩，磁振子也会通过一种自旋（角动量）转移力矩作用于磁体。

在自旋波角动量转移力矩中，问题的关键在于如何实现磁振子与磁体之间的自旋交换。如图3所示，是系统300的非限制示例系统的示意图。根据一个实施例，系统300利用自旋阀中产生的自旋波来翻转磁化状态。磁振子在第一磁性层102中激发，携带方向与m₁相反的自旋302。当磁振子遇到第二磁性层104时，只有携带自旋方向与m₂相反的自旋304的磁振子才能通过自旋阀结构。因此，将有一个力矩作用在磁振子上。

根据作用-反作用原理（每个作用力或力矩都有一个大小相等方向相反的反作用，牛顿第三定律），将有一个反作用力矩作用在自由层上（即为示例中的第二磁性层104）。此力矩即称为自旋波角动量转移力矩，产生于移动的磁振子作用于磁体。第二磁性层104中的自旋波角动量转移力矩的方向306示意于图3中。

除自旋阀器件外，自旋波角动量转移力矩也可被用来驱动磁畴壁运动。图4是一个示例纳米线400及其中的自旋电子器件的非限制性示意图。自旋电子器件嵌入在纳米线400中。该自旋电子器件包含第一磁畴402，其具有第一磁化方向m₃。该自旋单子器件还包含具有与第一磁化方向m₃相反的第二磁化方向m₄的第二磁畴404。该器件中还包含第一磁畴402和第二磁畴404之间的磁畴壁406。纳米线400具有一条平行于第一个磁化方向m₃的易磁化轴408。

在实施例中，自旋电子器件包含处于第一磁化状态的第一磁畴和由一个磁畴壁与所述第一磁畴分开的处于第二磁化状态的第二磁畴。如图5所示，自旋波502可以被应用于在自旋电子器件中产生自旋波角动量转移力矩。

自旋波502可以于磁纳米线500中产生，并通过自旋波角动量转移力矩实现磁化状态翻转。磁畴壁406向与自旋波502传播方向相反的方向移动。可以通过应用垂直于磁纳米线施加的局域振荡磁场在所述第一磁畴或所述第二磁畴中产生自旋波502。自旋波502也可以通过磁纳米线的温度梯度的建立、电流或其它方式在所述第一磁畴或所述第二磁畴中产生。

纳米线500是一种新的自旋电子器件，其不依赖电子传导来驱动磁畴壁运动，而是利用自旋波角动量转移力矩来驱动磁畴壁运动。自旋波角动量转移力矩的工作原理之一为磁畴壁406中的自旋波满足一个薛定谔方程，其势阱为一无反射势阱。第一磁畴402中的磁振子携带的自旋504与第一磁畴402的磁化方向m₃相反。第二磁畴404中的磁振子携带的自旋504与第二磁畴404的磁化方向m₄相反。

磁振子在穿过磁畴壁406之后其携带自旋从翻转到自旋变化了这部分自旋被磁畴壁406吸收，造成磁畴壁向与自旋波传播方向相反的方向运动。

参照图6，根据实施例，图6为一示例纳米线及其中的自旋电子器件的非限制性示意图。该纳米线具有非磁性-磁性相间的多层结构，并且利用自旋电子器件中生成的自旋波角动量转移力矩来驱动磁畴壁的运动。

现参照图7，图7为示例系统700的非限制性示意图。根据实施例，系统700中自旋波穿过磁畴壁横切面传播。磁畴壁是连接具有相对稳定结构的磁体中不同磁化区域的孤子粒子。

自旋波（或磁振子）是稳定态磁化状态矢量m附近的小幅度进动（由图7中箭头与其周围的椎体所表示）。在磁畴壁的左侧的一个小区域内施加一个线偏振的振荡磁场，以使得激发的自旋波从左侧穿过磁畴壁。Δ表示磁畴壁的特征宽度。

自旋波从磁畴壁左侧传播到右侧，结果产生相反的磁畴壁的传播方向。根据实施例，图8为磁振子无反射地穿过磁畴壁的示例系统800的非限制性示意图。磁振子无反射地从左侧磁畴402穿过磁畴壁406到右侧磁畴404（X指不发生反射）。自旋波传播的路径以带箭头的波浪线表示，箭头表示自旋波传播方向。磁振子在磁畴壁406左侧自旋为右侧为自旋波角动量转移力矩驱动磁畴壁406向与自旋波方向相反的方向（从右到左）以速度V_DW运动。

上述发现可以在一维纳米线中由数值地解Landau-Lifshitz-Gilbert（LLG）方程来验证。我们可以应用一种常见的亚铁磁性绝缘体——钇铁石榴石（YIG）的参数来进行计算。观察得知在穿过磁畴壁后自旋波翻转了其自旋方向，同时磁畴壁向与自旋波传播方向相反的方向移动。

考虑纳米线中的一个头对头的磁畴壁，样品的易磁化方向沿z轴方向，如图6所示。系统中的磁化状态分布可以用LLG方程描述：

$\frac{\∂m}{\∂t}=-m\×h_{\mathrm{eff}}+\mathrm{\αm}\×\frac{\∂m}{\∂t},---\left(1\right)$

m为特定位置上磁化强度M的单位方向，M=mM_s，M_s为饱和磁化强度大小。α是唯象的Gilbert阻尼常数。h_eff是包括各向异性场、交换场的总有效磁场，以M_s为单位。时间t以(γM_s)^-1为单位。γ为旋磁比。简明起见，我们考虑一条单轴（只有一条易磁化各向异性轴）纳米线，有效场可表示为其中m_z是m的z分量，K是各向异性常数，A是交换常数。在球坐标中，m=(sinθcosφ，sinθsinφ，cosθ)。上式中θ是极角，φ是方位角。稳定态下的磁畴壁的解m(z,t)=m₀(z,t)可以由Walker解给出：并且所有自旋都处于同一平面，可以将之规定为y-z平面，则 为磁畴壁的特征宽度。

为了推导自旋波的运动方程，我们在静态解m₀附近做小量展开。根据m₀方向可定义和则m可表示为简谐形式：

$m\stackrel{.}{=}{\hat{e}}_r+[m_{\mathrm{\θ}}\left(z\right){\hat{e}}_{\mathrm{\θ}}+m_{\mathrm{\φ}}\left(z\right){\hat{e}}_{\mathrm{\φ}}]e^{-\mathrm{i\ωt}},---\left(2\right)$

其中ω代表自旋波的频率。m_θ，m_φ被视为一阶小量，将方程(2)带入(1)，并忽略高阶项，如 m_θm_φ等，在无阻尼情况下，我们可以得到：

-iωm_θ=Am"_φ+K(2sin²θ₀-1)m_φ，(3)

iωm_φ=Am"_θ+K(2sin²θ₀-1)m_θ，(4)

定义(3)和(4)式可以合并成：

其中 这恰好是一个薛定谔方程的形式，有行波解：

这里ρ是自旋波的幅度。(6)式描述了一个无反射的自旋波解。这点可以从空间坐标在正负无穷处的极限得出： 该解由于保证了通过磁畴壁后自旋波的幅度不变，而且仅仅变化了一个相位。以上结果具有很好的鲁棒性，在LLG方程中考虑额外的Dzyaloshinskii-Moriya相互作用项也不影响该结果的成立。

上述结果导致的有意义的推论如图8所示，左边磁畴的磁化方向向右，磁振子的自旋与之相反为向左。这些磁振子从左边注入磁畴壁，向右全部穿透磁畴壁，并且自旋翻转变为向右。自旋变化对应了角动量变化，磁振子的角动量变化由于整个系统的角动量守恒，将转移给磁畴壁。这就产生了一种完全基于磁性的（区别于以往的电子电流）角动量转移力矩，可以被称为自旋波角动量转移力矩。因此磁畴壁向左运动，与磁振子传播方向相反。

从(1)式中也可以直接理解该现象。在无阻尼情况下，(1)式可以写成：

$\frac{\∂m}{\∂t}=-m\×K{m}_z\hat{z}-\frac{\∂}{\∂z}J,---\left(7\right)$

这里称为“磁化流”，也称为“自旋波自旋流”。(7)式的z分量应守恒，因此有J_z是J的z分量。若以来表示，则在两侧磁畴中均有对于(6)式所示的自旋波解，在样品的左端（z→-∞，θ₀=0），有J_z=-Aρ²k，而样品的右端（z→∞，θ₀=π）有J_z=Aρ²k。这里k=q/Δ表示了实空间中的自旋波波矢。在透过磁畴壁后自旋流改变了符号，造成了我们所谓全部来源于磁效应的自旋波角动量转移力矩。因此为了吸收这部分力矩，磁畴壁将以的速度向左运动，这里是自旋波的群速度。

我们在一维纳米线中对(1)式进行数值解，以验证上面发现。我们验证了无阻尼、单轴的理想状况，也验证了有阻尼和有横向各向异性的情况。

在数值模拟中，时间、长度、磁场（和磁化强度）分别以(γM_s)^-1，M_s为单位，使方程无量纲化。速度单位即为如果应用钇铁石榴石（YIG）的参数，M_s=0.194×10⁶A/m，K=0.388×10⁵A/m，A=0.328×10^-10A*m，相应的时间、长度、速度单位分别为1.46×10^-10s，13nm，89m/s。纳米线的总长度设为1000（z从-500到500），两端为开放性边界条件。初始状态下一个横向磁畴壁置于中心位置。

在纳米线的左边的区间[-60,-55]内施加一个正弦变化的频率为Ω振幅为h₀的外磁场以激发自旋波。自旋波的频率记为ω。这样自旋波将被激发并从左至右穿过磁畴壁，如图8所示。

我们用标准的有限差分法来数值解式(1)，离散化点之间的距离为0.05，并应用自适应的时间步长来模拟时间演化。若利用YIG的参数转化为真实参数，我们的样品相当于13μm长，截面为0.65nm×0.65nm。磁畴壁将在自旋波作用下运动。我们记录m_z随时间空间的变化。我们定义磁畴壁中心位置为m_z=0的位置因此我们可以记录磁畴壁的运动状态。

参考图9，根据实施例，图9示意了磁畴壁在自旋波作用下的特征。图9a是m_z在z-t平面的密度图，其中外磁场振幅h₀=1，频率Ω=0.75，以及α＝10^-5和K_⊥＝2×10^-3（YIG的参数）。磁畴壁的中心初始位于z=0。自旋波在z区域的区间[-60,-55]中产生。图9b示意了磁畴壁的速度随频率的变化关系。圆圈代表真实YIG参数，方块代表无阻尼、单轴（无横向磁性各项异性）的理想情况。图中数据的误差范围小于数据标识的大小。

低频下（Ω<0.55）磁畴壁的运动速度与外磁场频率关系复杂、无规则，其可能是与观察到的产生的自旋波是由多种频率的混杂的现象有关。在稍高的频率下，所激发的自旋波中主要成分为与外磁场同频率的波。这些曲线中可以看出磁畴壁的运动速度对自旋波频率很敏感。事实上，对于给定的参数，存在一个最佳频率，使得磁畴壁的运动最快。在图9中所示情况下，真实情况下的最佳频率为Ω＝0.75，无阻尼、单轴情况下为Ω=0.85。

现参考图10，根据实施例，图10示意了相对于波源对称、并且位于磁畴壁两侧的两个位置上的自旋波的振幅之间的差随外磁场强度的变化。红色圆圈是对应YIG参数的最佳频率Ω＝0.75下的结果，蓝色方块是对应无阻尼及无横向磁性各向异性的最佳频率Ω＝0.85下的结果。

自旋波穿过磁畴壁时的无反射（即全透射）特性也可以通过磁畴壁两侧自旋波振幅的定量分析来验证。如果单色自旋波（正弦波）无反射地穿过磁畴壁，则两侧的自旋波振幅之差应为0。因此，我们计算了位置z=-160和z=45（相对于波源对称）处的自旋波振幅之差，记为δρ。图10是δρ随h₀变化的数值结果。

如所期望，事实上δρ几乎为0（以虚线表示），无论是在YIG参数（圈圈表示）的情况还是在无阻尼、单轴的理想情况（方块表示）。针对非单色（多个正弦波的和）自旋波，对于多频率的叠加情况，由于具有不同频率的波的复杂的叠加，不可能每个瞬时的磁畴壁两侧的振幅都相同。由图所知，在较大h₀的大磁场下δρ确实在一定范围内有振荡。穿过磁畴壁的自旋波的全透射性质是一个重要性质，因为这样可以产生更大的自旋波自旋流和更大的自旋波角动量转移力矩。

根据实施例，图11是当与自旋波作用时磁畴壁的特征随磁场变化的非限制性示意图。图11a是自旋波幅度与磁场大小的关系，其中红色圆圈是针对YIG参数以及其最佳频率Ω＝0.75情况，蓝色方块是针对无阻尼及无横向各向异性场以及其最佳频率Ω＝0.85情况。图11b是与图11a相同的情况下磁畴壁的速度与磁场大小的关系。小图：磁畴壁的速度与自旋波幅度平方的关系。数据点是模拟结果，实线是不添加任何拟合参数时的解析关系

图11a是自旋波振幅ρ与h₀的关系。在弱场下，二者几乎是线性关系，无论是在YIG参数下还是无阻尼、单轴情况下。由于不规则的多色的自旋波激发，高场下的情形更为复杂，振幅ρ的误差范围更大。

这也导致了ρ本身的强烈波动。图11(b)示出了磁畴壁速度V_DW与h₀的关系。YIG参数下（圆圈）二者呈非单调的关系，在无阻尼、单轴情况下（方块）几乎是二次关系。虽然磁畴壁的速度随磁场变化并非单调，但磁畴壁速度与自旋波振幅的关系更加简单。

如图11b所示，无论是YIG参数（圆圈）下还是理想参数（方块）下，V_DW与ρ²几乎是线性关系。我们作出了（实线）作为比较，其中没有任何拟合的参数。在YIG参数下Ω＝0.75时V_g＝1.48，无阻尼、单轴理想参数下Ω＝0.85时V_g＝1.61。ρ是由数值模拟得出。

尽管不能肯定在无阻尼、单轴情形下所做的推导在有阻尼有横向各向异性下也成立，但数值结果表明偏差与之前的推导结果相差并不大。在较大振幅时数值结果与理论偏差较大并不令人惊奇，因为V_DW的表达式是在小振幅下基于角动量的z分量的流守恒得到的，这并不普适于一般情况。

迄今的纳米磁学研究常常关注磁振子自旋与电子自旋相互作用。一般此类研究关注于包含热传导和电子传导的Seebeck效应的相互作用。因此，类似于通常的电子自旋转移力矩，基于此类原理（Seebeck效应）制造的器件必须包含金属部分，因此焦耳热总是存在。相反，本发明展示的自旋波角动量转移力矩不需要电子传导，完全基于自旋波角动量转移力矩的器件可以由磁绝缘体（如钇铁石榴石）或半导体制成，从而原则上避免了焦耳热的产生。

完全基于磁性的自旋波角动量转移力矩在自旋转移效率和能量消耗上都相对于传统的电子自旋转移力矩有明显优势，也为应用磁性绝缘体制造自旋电子器件提供了窗口。

图12和图13示意了对应本发明中实施例的方法和流程图。为解释简明起见，此种方法被描述为一系列的行为。然而，根据本发明中的行为可以以不同的顺序或同时发生，也可与本发明中没有表述的其它行为以不同顺序或同时发生。进一步，不是所有示出的行为都是完成本发明中方法所必须的。另外本领域中的技术人员会理解和明白此方法也可以一系列互相关联的状态图或事件表示。

图12是方法1200的非限制性流程图。方法1200是根据实施例，利用自旋波角动量转移力矩在自旋电子器件中切换磁化状态的方法。在1202步骤，在第一磁性层中产生自旋波。第一磁性层包含于一自旋电子器件中。在该自旋电子器件中包含具有第一磁化方向的第一磁性层和具有与第一磁化方向不同的第二磁化方向的第二磁性层以及所述第一磁性层和所述第二磁性层之间的间隔层或界面。自旋波可以通过向所述器件施加振荡磁场或温度梯度而产生。在1204步骤，自旋波角动量转移力矩作用在所述第二磁性层上。自旋波角动量转移力矩使所述第二磁性层的磁化状态发生翻转。

图13是方法1300的非限制性流程图。根据实施例，方法1300是自旋电子器件中利用自旋波角动量转移力矩来驱动磁畴壁的运动的方法。在单元1302中，在由自旋波产生的自旋波角动量转移力矩作用下，自旋转移器件中第二磁畴的磁化方向发生翻转。在单元1304中，磁畴壁向与自旋波相反方向移动。

以上所描述的包含了本发明主题的实施例示例。当然，不可能将声明的主题中所有方法、元素的所有可能组合均描述出来，但不同实施例之间更多进一步的组合和置换是可以理解的。从而，本声明的主题意在包罗所有在附加声明的思想和范围内的类似改动、修改和变种。对于本公开中以示意为目的描述的特定实施例和示例，也可能由不同修正和变种，相关领域技术人员将可以识别。

另外，本文中使用的词语“示例”或“示例性的”意为该处用于做例子、示范或形象化说明。本文中任何被描述为“示例性的”方面或设计相对于其它方面或设计并不一定有优势。“示例性的”仅用于更准确地表达概念。在此申请中，“或”为包容性的而非排他性的。亦即，除非特别说明或上下文说明，“X应用A或B”意为任何相容的置换。即若X应用A，X应用B，X既应用A也应用B这三者任一者成立，则X应用A或B即成立。另外，词语“一个”或“某个”指一个或更多，除非特别指明或上下文说明。

另外，当发明中的某方面仅关于一些实施例中的一个而公开时，若对于任何给定或特定的应用有利，这些特征可以与一些其他实施例的其他特征结合。此外，在发明详述和权利要求中出现的“包括”“包含”“有”“包罗”等类似词语作为连接词语意为包容性的“含有”，即不排除一些其他元素。诸如温度、密度、时间、比率等的数值结果仅代表大致范围，包含了实验中可能出现的误差。该范围格式只是为了方便和简洁的目的。范围格式意要灵活解释不仅包括作为范围的限制而明确叙述的各数值，也包括在明确叙述每个数值和附属范围的范围之内的所有各个数值或附属范围。任何数值意要隐式地包含“约”。当测量时可能发生的实验误差中得出的值意要包含在数值中。

Claims (21)

1.一种利用自旋波角动量转移力矩进行磁化状态翻转的系统，包含：

第一磁性层，其处于第一磁化状态；

第二磁性层，其处于第二磁化状态并且由一个界面与所述第一磁性层分开；以及

波源，其配置成在所述第一磁性层中生成自旋波以通过自旋波角动量转移力矩使所述第二磁性层的磁化状态翻转。

2.根据权利要求1所述的系统，进一步包含一个非磁性材料层，其布置于所述第一磁性层和所述第二磁性层之间并且与所述第一磁性层和所述第二磁性层均接触。

3.根据权利要求2所述的系统，其中所述非磁性材料层由非磁性金属材料或非磁性绝缘体材料制成。

4.根据权利要求1所述的系统，其中所述第一磁性层的材料或所述第二磁性层的材料从磁性金属材料、磁性半导体材料、磁性绝缘体材料中选取。

5.根据权利要求1所述的系统，其中所述波源利用垂直于所述第一磁化状态的磁化方向施加的振荡磁场来生成所述自旋波。

6.根据权利要求1所述的系统，其中所述波源利用温度梯度在所述第一磁性层、所述第二磁性层或所述界面生成自旋波。

7.根据权利要求1所述的系统，其中所述波源利用电流在所述第一磁性层、所述第二磁性层或所述界面生成自旋波。

8.一种自旋电子器件，包含：

第一磁畴，其具有第一磁化方向；

第二磁畴，其具有与第一磁化方向相反的第二磁化方向；以及

磁畴壁，其位于所述第一磁畴与所述第二磁畴之间；

其中，所述自旋电子器件在磁纳米线中，所述磁纳米线具有与所述第一磁畴的所述第一磁化方向平行的易磁化轴；所述磁畴壁通过自旋波角动量转移力矩在所述纳米线中移动。

9.根据权利要求8所述的自旋电子器件，其中自旋波在所述磁纳米线中生成，以通过自旋波角动量转移力矩实现磁化状态翻转。

10.根据权利要求9所述的自旋电子器件，其中所述自旋波是通过施加局域振荡磁场在所述第一磁畴或所述第二磁畴中产生的。

11.根据权利要求9所述的自旋电子器件，其中所述自旋波是通过建立所述磁纳米线的温度梯度或通过电流在所述第一磁畴或所述第二磁畴中产生的。

12.根据权利要求9所述的自旋电子器件，其中所述磁畴壁向与所述自旋波相反的方向移动。

13.根据权利要求8所述的自旋电子器件，其中所述第一磁畴中的磁振子自旋与所述第一磁畴的所述第一磁化方向相反，或者所述第二磁畴中的磁振子自旋与所述第二磁畴的所述第二磁化方向相反。

14.一种利用自旋波角动量转移力矩进行磁化状态翻转的方法，包含：

在包括具有第一磁化方向的第一磁性层的一个器件的第一磁性层中生成自旋波，

对具有与所述第一磁化方向不同的第二磁化方向的第二磁性层施加自旋波角动量转移力矩。

15.根据权利要求14所述的方法，其中自旋波的生成步骤进一步包括对所述器件施加局域振荡磁场。

16.根据权利要求14所述的方法，其中自旋波的生成步骤进一步包括对所述器件施加温度梯度。

17.根据权利要求14所述的方法，其中自旋波的生成步骤进一步包括对所述器件施加电流。

18.根据权利要求14所述的方法，进一步包含翻转所述第二磁性层的第二磁化方向。

19.根据权利要求14所述的方法，其中所述器件中进一步包含布置于所述第一磁性层和所述第二磁性层之间并且与所述第一磁性层和所述第二磁性层相接触的一层非磁性层。

20.根据权利要求14所述的方法，其中所述器件中进一步包含布置于所述第一磁性层和所述第二磁性层之间的磁畴壁。

21.根据权利要求20所述的方法，进一步包含使磁畴壁向与自旋波相反的方向运动。