TWI640000B - Smear generation device, sigmoid generation method and magnetic memory device - Google Patents

Smear generation device, sigmoid generation method and magnetic memory device Download PDF

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Abstract

本發明之目的在於提供能夠降低產生斯格明子時的耗電之斯格明子產生方法。在本發明的斯格明子產生方法中，係一邊對具有手性晶體結構的絕緣性的磁性體12施加來自磁場產生部14的磁場，一邊利用電場產生部16對磁性體12局部性地施加電場。藉此，在磁性體12內部產生斯格明子。磁性體12係較佳為至少局部具有在2nm至300nm的範圍內之厚度的薄膜狀，磁場產生部14係較佳為以大致垂直於磁性體12表面的方式施加磁場。

Description

斯格明子產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置
本發明係有關斯格明子(skyrmion)產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置。
在非專利文獻1中，係揭示藉由微小電流驅動手性(chiral)的金屬磁性體中的斯格明子之技術。此外，在下述之專利文獻1及非專利文獻1中，係揭示一種產生斯格明子的方法，係在以手性的金屬磁性體形成的帶狀薄膜試樣設置角落部(凹部)，一邊施加預定強度的磁場，一邊對該試樣流通電流，藉此，以角落部為起點產生斯格明子。
[先前技術文獻] [專利文獻]
專利文獻1：日本特開2014-175417號公報
[非專利文獻]
非專利文獻1：X Z Yu, N Kanazawa, W Z Zhang, T Nagai, T Hara, K Kimoto, Y Matsui, Y Onose, Y Tokura, “Skyrmion flow near room temperature in an ultralow current density”, Nature Communications, 3, 988, 7 August 2012
非專利文獻2：Junichi Iwasaki, Masahito Mochizuki, and Naoto Nagaosa, “Current-induced skyrmion dynamics in constricted geometries”, Nature Nanotechnology, Volume 8, Pages 742-747, 8 September 2013
就具有非揮發性、高耐輻線性等特徵的電子元件(electronics device)而言，將磁性體的磁化結構(電子自旋(spin)的排列)轉化為數位(digital)資訊加以利用的磁性元件係備受矚目，近年來，以電氣方式操作該磁性資訊的嘗試極為盛行。
近年已確知藉由對具有不具空間反轉對稱性的手性晶體結構的部分磁性體(例如，MnSi、Fe1-xCoxSi、FeGe等)施加外部磁場，在該磁性體中產成由複數個斯格明子排列成三角晶格狀的斯格明子結晶。第13圖係示意性顯示一個斯格明子的電子自旋的排列之立體圖，圖中的各箭頭係表示電子自旋的方向。斯格明子係由複數個電子自旋排列成漩渦狀而成，其中心部的磁化方向係與外部磁場反向平行，其周邊部的磁化方向係與所施加的外部磁場平行。
斯格明子的特徵在於經量子化的拓樸(topological)不變量、即斯格明子數。對於連續性的變化，斯格明子數係不變。亦即，在鐵磁體中，自旋的方向 係統一朝同一方向，要藉由令部分自旋的方向從如前述狀態連續性地變化來產生斯格明子的自旋排列是不可能的。因此，為了產生斯格明子的自旋排列，必須給予自旋的方向不連續性的變化，屆時伴生斯格明子數的不連續的變化。因此，斯格明子係一旦產生便具有粒子的穩定性。斯格明子的直徑為3nm(nanometer；奈米)至100nm程度，極其微小。因此，藉由將斯格明子應用至磁性記憶裝置，相較於磁泡記憶體(magnetic bubble memory)等習知裝置，能夠顯著地縮小記憶單位資訊所需的面積。
然而，例如在上述專利文獻1及非專利文獻2所記載的方法中，於產生斯格明子時，電流流通在電阻係數大於0的金屬磁性體中。因此，金屬磁性體中產生焦耳(Joule)熱。該焦耳發熱致生的能量(energry)損失係成了造成使用斯格明子的磁性記憶裝置的耗電增大的原因之一。
本發明乃係鑒於上述問題點而研創，目的在於提供能夠降低產生斯格明子時的耗電之斯格明子產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置。
為了解決上述課題，本發明的斯格明子產生裝置係具備：絕緣性的磁性體，係具有斯格明子相；及電場產生部，係對磁性體施加電場，藉此，在磁性體內部產生斯格明子。此外，本發明的斯格明子產生方法係對具有斯格明子相的絕緣性的磁性體施加來自電場產生部的電場，藉此，在磁性體內部產生斯格明子。
習知技術中，就顯現斯格明子的手性的磁性體而言，已知有MnSi、Fe1-xCoxSi、FeGe等具有稱為B20型之晶體結構的金屬磁性體，而在具有手性晶體結構的絕緣性的磁性體(例如Cu2OSeO3)中同樣發現了斯格明子相。為了解決前述的課題，本案的發明人找到了藉由對上述的絕緣性的磁性體施加電場而在該磁性體中產生斯格明子的方法。施加至絕緣性的磁性體的電場並不會使磁性體產生焦耳發熱。因此，能夠降低產生斯格明子時的耗電，從而例如能夠較佳地實現省電的磁性記憶裝置。
此外，在前述的斯格明子產生裝置中，亦可為，進一步具備對磁性體施加磁場的磁場產生部。此外，在本發明的斯格明子產生方法中，亦可為，對磁性體進一步施加磁場。藉此，便能夠在磁性體中高效率地產生斯格明子。
此外，在前述的斯格明子產生裝置及斯格明子產生方法中，亦可為，以大致垂直於磁性體表面的方式施加磁場。構成斯格明子外周部的電子自旋與構成斯格明子中心部的電子自旋係互為相反方向且朝向薄膜的厚度方向。此外，斯格明子的外周部係朝與磁場平行的方向磁化。因此，藉由如上述朝大致垂直於磁性體表面的方向施加磁場，便能夠高效率地產生斯格明子。
此外，在前述斯格明子產生裝置中，亦可為，電場產生部具有針狀的電極，對磁性體局部性地施加電場。同樣地，在前述的斯格明子產生方法中，亦可為，電場產生部具有針狀的電極，從針狀的電極對磁性體 局部性地施加電場。
就產生斯格明子但不會使磁性體產生焦耳發熱的方法而言，例如亦可考慮對該磁性體局部性地施加或照射磁場和電磁波。但在該些方法中，係難以將施加磁場和電磁波的區域限縮到能夠產生單一斯格明子的程度。而若為電場，便不同於前述的磁場和電磁波，能夠藉由使用針狀的電極將施加區域限縮到能夠產生單一斯格明子的程度。
此外，在前述的斯格明子產生裝置及斯格明子產生方法中，亦可為，磁性體中被施加電場的區域位在磁性體的邊緣附近。藉此，斯格明子係受助於磁性體的邊緣而容易產生。
此外，在前述的斯格明子產生裝置及斯格明子產生方法中，亦可為，磁性體為至少局部具有在2nm至300nm的範圍內之厚度的薄膜狀。如上述，藉由將磁性體形成為具有比所產生的斯格明子的直徑小或為3倍程度以下之厚度的擬二維狀(即薄膜狀)，斯格明子便能夠存在於廣溫度範圍，可望即使在接近常溫的溫度仍能夠利用前述斯格明子產生方法及斯格明子產生裝置。
此外，在前述的斯格明子產生裝置及斯格明子產生方法中，亦可為，磁性體具有手性的晶體結構。
此外，本發明的磁性記憶裝置係具備：絕緣性的磁性體，係具有斯格明子相，含有複數個記憶區域；及針狀的電極(電場產生部)，係對作為寫入對象的記憶區域局部性地施加電場，藉此，在該記憶區域產生保 持資訊之用的斯格明子。依據如上述的磁性記憶裝置，係含有前述的斯格明子產生裝置的構成，藉此，能夠降低產生斯格明子時的耗電，從而較佳地實現省電的磁性記憶裝置。
此外，在前述的磁性記憶裝置中，亦可為，進一步具備對作為寫入對象的記憶區域施加磁場的磁場產生部。藉此，便能夠在磁性體中高效率地產生斯格明子。
依據本發明的斯格明子產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置，能夠降低產生斯格明子時的耗電。
1A‧‧‧斯格明子產生裝置
12‧‧‧磁性體
14‧‧‧磁場產生部
16‧‧‧電場產生部
17‧‧‧電源
18‧‧‧基材
19‧‧‧鐵磁體層
21‧‧‧電場施加區域
30‧‧‧磁性記憶裝置
32‧‧‧磁性體
32a‧‧‧記憶區域
34‧‧‧磁場產生部
36‧‧‧電場產生部
第1圖係概略性顯示第1實施形態的斯格明子產生裝置的構成之立體圖。
第2圖係概念性顯示電子自旋變化的樣子之立體圖。
第3圖係顯示Cu2OSeO3的模型(model)的相圖。
第4圖(a)至第4圖(o)係顯示斯格明子形成過程的磁化向量(vector)及電極化向量的模擬結果之圖。
第5圖係示意性顯示沿著電場施加區域的徑方向排列配置的磁化向量及電極化向量的時間-空間動態之圖。
第6圖(a)至第6圖(c)係顯示電場施加區域相對於磁性體的邊緣之位置之圖。
第7圖係顯示電場強度與所產生的斯格明子數之關 係之曲線圖(graph)。
第8圖(a)至第8圖(d)係示意性顯示斯格明子產生過程之圖。
第9圖係顯示令外部磁場的大小變化時的電場強度與所產生的斯格明子數之關係之曲線圖。
第10圖(a)至第10圖(p)係顯示斯格明子形成過程的磁化向量及電極化向量的模擬結果之圖。
第11圖係顯示第2變形例之圖。
第12圖係概略性顯示第2實施形態的磁性記憶裝置的構成之圖。
第13圖係示意性顯示斯格明子的電子自旋的排列之立體圖。
以下，參照添附圖式詳細說明本發明的斯格明子產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置的實施形態。另外，在圖式的說明中，相同的要素係標註相同的元件符號並省略重複的說明。
(第1實施形態)
第1圖係概略性顯示本發明第1實施形態的斯格明子產生裝置的構成之立體圖。如第1圖所示，該斯格明子產生裝置1A係具備磁性體12、磁場產生部14、電場產生部16。
磁性體12乃係具有斯格明子相的絕緣性的磁性體。此處，「具有斯格明子相」係指斯格明子能穩定地存在於磁相圖上。就該種磁性體而言，較佳為手性的 磁性體、亦即晶體結構無反轉對稱性的磁性體。就絕緣性的手性的磁性體而言，例如可舉出Cu2OSeO3。Cu2OSeO3係已確知在預定的磁場和溫度的條件下，能夠產生由複數個斯格明子排列成三角晶格狀而成的斯格明子結晶。
斯格明子的穩定性係依存於磁性體12的厚度。當磁性體12為塊(bulk)狀時，在以溫度(T)與磁場(B)呈現的相圖中，斯格明子相係有出現在極狹窄區域的傾向。相對於此，在磁性體12為薄膜狀的情況下，斯格明子相係有出現在相圖的大範圍區域的傾向。因此，磁性體12係較佳為至少局部為薄膜狀(擬二維狀)。藉此，斯格明子便能夠存在於廣溫度範圍，此外，可望能夠在接近常溫的溫度利用本實施形態的斯格明子產生裝置1A。
在一例中，磁性體12的厚度係較佳為比第13圖所示的斯格明子的漩渦狀的自旋排列的直徑小、或為直徑的3倍程度以下。藉此，便能夠實現斯格明子的二維行為。斯格明子的直徑典型上為3nm至100nm，因此磁性體12的較佳厚度例如在2nm至300nm的範圍內。
此外，可為磁性體12全體為薄膜狀，亦可為磁性體12局部為薄膜狀。當為磁性體12全體為薄膜狀時，亦可將磁性體12配置在支持用的基材18上。此外，當為磁性體12局部為薄膜狀時，磁性體12係亦可藉由將全體皆厚的磁性體的局部加工成薄膜狀來形成。
磁場產生部14係對磁性體12施加磁場。磁場產生部14係例如以大致垂直於磁性體12表面的方式施加 磁場。如第13圖所示，構成斯格明子外周部的電子自旋與構成斯格明子中心部的電子自旋係互為相反方向且朝向薄膜狀的磁性體12的厚度方向。此外，斯格明子的外周部係朝與磁場平行的方向磁化。因此，藉由如上述朝大致垂直於磁性體12表面的方向施加磁場，便能夠高效率地產生斯格明子。
電場產生部16係對磁性體12施加電場，藉此，在磁性體12內部產生斯格明子。在本實施形態中，電場產生部16係具有針狀的電極，對磁性體12局部性地施加電場。針狀的電極係與磁性體12表面相對向配置，其前端係朝垂直於磁性體12表面的方向突出。電場產生部16係電性連接至電源17的一方端子。此外，電源17的另一方端子係電性連接至設在磁性體12背面側的基材18。基材18係以導電性材料形成，構成與電場產生部16相對向的下部電極。因此，前述局部性的電場係穿過配置在電場產生部16與基材18之間的磁性體12。該電場係例如較佳為施加在直徑在10nm至100nm範圍內之區域。
本實施形態之使用具備上述說明之構成的斯格明子產生裝置1A的斯格明子產生方法如下。首先，藉由磁場產生部14，對磁性體12施加能夠產生斯格明子的適當強度的磁場。接著，一邊施加磁場，一邊利用電場產生部16對磁性體12局部性地施加電場。如此一來，磁性體12內部原本統一朝同一方向的電子自旋的方向便因電場而變化。第2圖係概念性顯示該變化的樣子之立體圖，圖中的箭頭係表示電子自旋的方向。此外，有一部分 的電子自旋的翻轉產生，然後停止電場之施加，令磁化結構緩和，藉此，產生電子自旋以渦狀空間分布的單一斯格明子Sk。
此處，藉由電場之施加而產生斯格明子的原理如下。當構成磁性結構的磁化並非以平行或反向平行相鄰，而是以未達360度且180度以外的有限之角度相鄰時，代表該磁性結構為非共線性。斯格明子乃係一種典型的非共線性的磁性結構。在絕緣性的磁性體中的非共線性的磁性結構中，係透過稱為自旋軌道交互作用的物質中的交互作用，而顯現出電子分布的空間上的偏移、即電極化。該電極化係與引起電極化的非共線性磁性結構高度耦合，因此，藉由施加電場使電極化的排列變化，亦使磁性結構本身連動於電極化而產生。如上述，本實施形態的斯格明子產生裝置1A及產生方法係利用絕緣性的磁性體12中形成的斯格明子與電極化的耦合。以下，針對此產生原理詳細進行說明。
例如Cu2OSeO3的晶體結構及磁化結構係呈現含有四個Cu2+離子(ion)的四面體狀。此外，三個自旋朝上、一個自旋朝下的共線狀自旋排列在各者的四面體中實現。作為磁性單位的上述四個自旋係能夠視為單位磁化向量mi。薄膜狀的Cu2OSeO3的磁性作用係能夠以正方晶格上的古典海森堡模型(Heisenberg model)來描述。其哈密頓量(Hamiltonian)係以下述數式(1)表示。
在數式(1)中，g=2，γ為與正方晶格上的正交的鍵(bond)對應的單位方向向量。此外，J為鐵磁性交換交互作用的耦合常數，D為DM交互作用(Dzyaloshinskii-Moriya interaction)的耦合常數，μB為Cu2OSeO3的導磁係數，μ0為真空導磁係數。在一例中，J=1(meV)，D/J=0.09。其哈密頓量係包括了：針對垂直於磁性體表面施加的靜磁場H=(0,0,Hz)之鐵磁性交換交互作用、DM交互作用、及Zeeman交互作用(Zeeman interaction)。
第3圖係顯示Cu2OSeO3的模型的相圖。斯格明子的結晶相係出現在下述數式(2)的範圍，被螺旋形的鐵磁相所包圍。
1.875×10-3<|gμ B μ 0 H z /J|<6.25×10-3‧‧‧(2)
在斯格明子結晶相中，斯格明子係排成三角晶格狀而結晶化。此時，磁化向量mi係在各斯格明子的周邊為平行於靜磁場H，在中心為反向平行於靜磁場H。在產生斯格明子時，斯格明子結晶與鐵磁相間的相轉移是最重要的條件。斯格明子係不僅會以結晶形狀呈現，也會以鐵磁相的相缺陷呈現。以下，詳細說明能夠藉由對磁化均勻地統一成鐵磁性的絕緣性的磁性體薄膜施加來自電場產生部16的電場來製成孤立的斯格明子。
非共線性的斯格明子的磁化結構係藉由自旋 依存性的金屬-配體(ligand)混成機制(mechanism)來誘發電極化。依立方晶體的對稱性，第i個四面體的電極化向量pi係使用三維的磁化成分mia、mib及mic而表示如下述數式(3)。
p i =(p ia ,p ib ,p ic )=λ(m ib m ic ,m ic m ia ,m ia m ib )‧‧‧(3)
其中，依據實驗資料，Cu2OSeO3的常數λ的值為5.64×10-27(μCm)。由形成斯格明子的磁化向量mi所誘發的電極化pi的空間分布係從上述數式(3)算出。此外，電極化pi的空間分布係相應於薄膜平面的選擇而變化。
此處，淨磁化向量M及淨鐵電極化向量P係分別以下述數式(4)及(5)所表示的局部貢獻量之和來給定。
此處，下標i係表示具有三個朝上、一個朝下的自旋群之銅離子的四面體的編號，N為該四面體的總數。此外，V(=1.76×10-28m3)為一個四面體所佔空間的體積。
如上述的磁與電的耦合係提供了藉由調整電極化的分布而以電氣方式製作及操作斯格明子的機會。為了確認此事，本案的發明人係藉由使用四階的倫吉-庫塔(Runge-Kutta)法對蘭道-李佛西茲-吉爾伯特方程式(Landau-Lifshitz-Gilbert equation)進行數值解析，而進 行在局部性施加有電場下的數值性的磁化向量mi及電極化向量pi的動態模擬。該方程式係以下述數式(6)表示。
其中，αG(=0.04)為吉爾伯特衰減常數。有效磁場Hieff係從下述數式(7)表示的哈密頓量，藉由數式(8)算出。
H=H 0 +H'(t)‧‧‧(7)
數式(7)右邊第1項為模型哈密頓量(model Hamiltonian)函數(參照前述數式(1))。此外，數式(7)右邊第2項係表示局部性的電極化向量pi與電場E的耦合。亦即，若設施加電場E至區域C的範圍內達一定時間，則數式(7)右邊第2項便表示如下述數式(9)。
依據本案的發明人所進行的模擬，例如在以[111]面為表面的絕緣性的手性磁性體的薄膜試樣中，在垂直於面的方向的靜磁場H之下，單一的斯格明子係在均勻地沿磁場方向磁化的鐵磁體中產生。第4圖(a)至第4圖(o)係顯示斯格明子形成過程的磁化向量mi及電極化向量pi的模擬結果之圖。第4圖(a)至第4圖(d)係以箭頭表示自開始施加電場起分別經過0.924ns後、1.188ns後、1.254ns後、及3.96ns後的電極化向量pi的方向，且以顏 色濃淡表示pz/λ(pz為電極化向量pi中的面垂直成分、即垂直於磁性體表面的成分)變化的樣子。此外，第4圖(e)至第4圖(h)係以箭頭表示自開始施加電場起分別經過上述時間後的磁化向量mi的方向，且以顏色濃淡表示磁化向量mi的面垂直成分mz變化的樣子。此外，第4圖(i)至第4圖(1)係立體化表示磁化向量mi的二維分布，第4圖(m)至第4圖(o)係分別立體化表示第4圖(j)至第4圖(1)的DM交互作用的能量(energy)的二維分布。另外，在第4圖中，係對試樣中央的直徑40點(site)之圓內的磁化施加電場，在開始施加電場的1.98ns後將電場關閉(off)。此外，在第4圖中，係設均勻施加至磁性體的垂直於面的磁場為gμBμ0Hz/J=6.3×10-3、設施加至試樣中央的直徑40點之圓內的垂直於面的電場為Ez=-3.98×109(V/m)(Ez為電場E的面垂直成分)。
施加成分Ez為負的電場E的施加，係如第4圖(a)至(c)所示，在電場施加區域中，引起電極化pi的重新排列。此外，如第4圖(e)至(g)、(i)至(k)所示，伴隨該電極化pi的重新排列，該區域內大部分的磁化向量mi從垂直於面的方向轉向面內方向(亦即沿磁性體表面之方向)。本案的發明人係發現在第4圖(f)與第4圖(g)之間、及第4圖(j)與第4圖(k)之間，於電場施加區域的中心，局部性的磁化向量mi的180度的翻轉係瞬間發生。如第4圖(m)至第4圖(o)所示，DM交互作用的能量係在磁化向量mi即將局部性地瞬間翻轉之前顯著增大，在翻轉後立刻顯著減少。該些能量變化係在第4圖(m)及第4圖(n)分別以尖 銳的正尖峰(peak)及負尖峰顯現。
局部性的磁化向量mi的翻轉一旦發生，在電場E關閉後，便如第4圖(d)、第4圖(h)、第4圖(l)、及第4圖(o)所示，因磁化向量mi、電極化pi、及DM交互作用的能量的空間分布的緩和，使磁化配置的緩和與重新構成自發性地發生，產生孤立的斯格明子Sk。上述斯格明子結構的整個發生過程係在2ns至3ns以內的極短之時間發生。
在上述說明的斯格明子的電氣產生機制中，下述的兩點事實極為重要。其一為：當磁化向量mi中面垂直成分mz具主導性或是磁化向量mi平行於[111]軸時，在靜磁場H之下，產生局部性的電極化pi(pz<0)；當磁化向量mi中面內方向成分具主導性或磁化向量mi平行於[111]軸時，在靜磁場H之下，產生局部性的電極化pi(pz>0)。另一點為：前述數式(1)所示的DM交互作用(其中，D>0)有利於磁化向量mi的順時針之旋轉的傳播(沿磁化向量mi的排列方向(第5圖(a)中的箭頭A1)的傳播)。
第5圖(a)至(e)係示意性顯示沿著電場施加區域的徑方向排列配置的磁化向量mi及電極化向量pi的時間-空間動態之圖。如第5圖(a)所示，在全部的磁化向量mi皆朝向垂直於面的方向的最初的鐵磁態中，全部的電極化向量pi係皆朝向垂直於面的方向(其中，pz>0)。接著，當施加Ez<0的電場E，便如第5圖(b)所示，伴隨電極化向量pi從pz>0的狀態翻轉為pz<0的狀態，磁化向量mi係轉向面內方向。此時，電場施加區域的周緣部附近的如上 述的磁化向量mi之旋轉係有順時針旋轉的傾向。這是因為在DM交互作用的存在下，使磁化向量mi的空間性變化與電場施加區域外側的強磁性區域平滑地連接之故。相對於此，電場施加區域中心附近的磁化向量mi之旋轉係如第5圖(c)所示，必然地成為逆時針旋轉。然而，這就DM交互作用而言係屬於不利的變化。此外，當在Ez<0及pz<0的區域中磁化向量mi朝向面內方向時，磁化向量mi係極急遽地逆時針旋轉。如此的磁化配置係引起伴有如第4圖(m)所示的尖銳的正尖峰之甚大的DM交互作用的能量的損失。為了消除磁化向量mi的此不穩定的能量排列，中心的磁化向量mi係如第5圖(d)所示，最終從mz>0的狀態翻轉成mz<0的狀態。藉由該局部性的磁化向量mi的瞬間性的翻轉，位在電場施加區域中心的磁化向量mi係獲得伴有如第4圖(n)所示尖銳的負尖峰之甚大的DM交互作用的能量的增益。如上述局部性地翻轉的磁化向量mi係成為斯格明子的核。如第4圖(1)及第4圖(o)所示，在電場E關閉後，磁化向量mi的排列係仍將斯格明子的自旋結構予以維持。
此處，產生斯格明子所需的電場E的強度係依磁性體中的電場施加位置而異。例如，當將電場施加在磁性體的邊緣(edge)附近時，相較於其他位置，能夠降低產生斯格明子所需的電場E的強度。將電場施加在遠離磁性體的邊緣之位置時，使磁化向量mi局部性地翻轉需消耗甚大的能量。相對於此，將電場施加在靠近磁性體的邊緣之位置時，能夠以比較小的能量使磁化向量mi局 部性地翻轉。就其原因而言，係能夠舉出在靠近磁性體的邊緣之位置，需使之旋轉的自旋的個數較少；以及磁化的分布在磁性體的邊緣並不連續，相位不變量因而能夠有連續性的變化，緩和拓撲學上的限制。
第6圖(a)至第6圖(c)係顯示電場施加區域21相對於磁性體12的邊緣12a之位置之圖，分別顯示半徑r為20點的電場施加區域21與邊緣12a之間的距離d為81點時(第6圖(a))、35點時(第6圖(b))、及21點時(亦即電場施加區域21與邊緣12a幾乎相接時；第6圖(c))的情形。此外，第7圖係顯示第6圖(a)至第6圖(c)所示各情形的電場強度與所產生的斯格明子數之關係之曲線圖，曲線G11對應第6圖(a)，曲線G12對應第6圖(b)，曲線G13對應第6圖(c)。
如第7圖的曲線G11所示，在電場施加區域21遠離磁性體12的邊緣12a的情形中，產生斯格明子所需的電場的臨限值Es1的絕對值係為大的值(例如4.0×108(eV/m))。相對於此，如第7圖的曲線G12所示，在電場施加區域21靠近磁性體12的邊緣12a的情形中，產生斯格明子所需的電場的臨限值Es2的絕對值係為非常小的值(例如1.4×108(eV/m))。
第8圖係示意性顯示電場施加區域21的位置採用第6圖(b)時的斯格明子產生過程之圖。在開始施加電場後0.33ns的時點，磁化向量mi開始旋轉(第8圖(a))。另外，圖中的虛線係表示電場施加區域21。接著，在開始施加電場後0.66ns的時點，在磁性體12的邊緣12a，磁化向量mi翻轉，產生斯格明子的種(第8圖(b))。接著，在 開始施加電場後0.99ns的時點，斯格明子的種往電場施加區域21移動(第8圖(c))。然後，在開始施加電場後1.98ns的時點，斯格明子Sk在電場施加區域21內穩定地維持(第8圖(d))。如上述，當電場施加區域21位在邊緣12a的附近時，斯格明子受助於邊緣12a而容易產生。
另外，如第7圖的曲線G13所示，在電場施加區域21與磁性體12的邊緣12a幾乎相接的情形中，斯格明子並未產生。此時，雖藉由極小的電場使磁化向量mi翻轉，但在電場關閉後，斯格明子的種立刻被邊緣12a吸收而消失。
從上述結果，從垂直於磁性體12表面的方向所見得的本實施形態的電場產生部16的中心(針狀電極的前端)與磁性體12的邊緣12a之距離係較佳為在20nm至40nm的範圍內。
產生斯格明子所需的電場E的強度係不僅依電場施加區域21的位置而異，例如亦依外部磁場的強度而異。第9圖係顯示在斯格明子結晶相與鐵磁相的臨界磁場(gμBμ0Hz/J=6.25×10-3)附近令外部磁場的大小變化時的電場強度與所產生的斯格明子數之關係之曲線圖，曲線G21係顯示採用gμBμ0Hz/J=6.5×10-3時的情形，曲線G22係顯示採用gμBμ0Hz/J=6.3×10-3時的情形，曲線G23係顯示採用gμBμ0Hz/J=5.7×10-3時的情形。此時，關於電場的臨限值，於曲線G21為1.7×108(eV/m)，於曲線G22為1.4×108(eV/m)，於曲線G23為1.1×108(eV/m)；可知在斯格明子結晶相與鐵磁相的相界附近，當外部磁場Hz愈小 ，產生斯格明子所需的電場E的強度愈小。
針對由上述說明的本實施形態的斯格明子產生裝置及斯格明子產生方法所獲得的效果進行說明。不同於在磁性體流通電流來產生斯格明子的方式，在本實施形態中係藉由對絕緣性的磁性體12施加電場來產生斯格明子。施加至絕緣性的磁性體12的電場並不會使磁性體12產生焦耳發熱。因此，能夠降低產生斯格明子時的耗電，從而例如能夠較佳地實現省電的磁性記憶裝置。
此外，如本實施形態所述，亦可在電場產生部16具有針狀的電極，從針狀的電極對對磁性體12局部性地施加電場。就產生斯格明子但不會使磁性體12產生焦耳發熱的方法而言，例如亦可考慮對磁性體12局部性地施加或照射磁場和電磁波。但在該些方法中，係難以將施加磁場、電磁波的區域限縮到能夠產生單一斯格明子的程度。而若為電場，便不同於前述的磁場、電磁波，能夠藉由使用針狀的電極將施加區域限縮到能夠產生單一斯格明子的程度。
(第1變形例)
在前述實施形態中雖係在磁性體施加形成鐵磁相之強度的垂直於面的磁場(gμBμ0Hz/J=6.3×10-3)而進行模擬(參照第4圖)，但在施加形成螺旋(helical)磁性相之強度的垂直於面的磁場的狀態中同樣能夠較佳地產生斯格明子。亦即，依據本變形例的模擬，例如在以[001]面為表面的絕緣性的手性磁性體的薄膜試樣中，單一斯格明子係不僅在朝垂直於面的方向施加的靜磁場H強時所實現 的鐵磁態中能夠產生，在朝垂直於面的方向施加的靜磁場H弱時所實現的螺旋磁性狀態中同樣能夠產生。
第10圖(a)至第10圖(h)係以箭頭表示剛開始施加電場(0ns後)、自開始施加電場起分別經過0.132ns後、0.33ns後、0.66ns後、0.792ns後、0.99ns後、1.32ns後、及1.98ns後的電極化pi的方向，且以顏色濃淡表示px/λ(px為電極化向量pi的面垂直成分)變化的樣子。此外，第10圖(i)至第10圖(p)係以箭頭表示自開始施加電場起分別經過上述時間後的磁化向量mi的方向，且以顏色濃淡表示磁化向量mi的面垂直成分mz變化的樣子。另外，在第10圖中，係對試樣中央附近的直徑40點之圓內的磁化施加電場，在開始施加電場的0.66ns後將電場關閉。此外，在第10圖中係設均勻施加至試樣的垂直於面的磁場為gμBμ0Hz/J=1.875×10-3、設施加至試樣中央的直徑40點之圓內的垂直於面的電場為Ez=+3.98×109(V/m)。
施加成分Ez為正的電場E，係如第10圖(a)至(d)所示，在電場施加區域中，引起電極化pi的重新排列。此外，如第10圖(i)至(1)所示，伴隨該電極化pi的重新排列，該區域內大部分的磁化向量mi從垂直於面的方向轉向面內方向(亦即沿磁性體表面之方向)。此外，在電場施加區域中心，局部性的磁化向量mi的180度的翻轉係瞬間發生。局部性的磁化向量mi的翻轉一旦發生，在電場E關閉後，便如第10圖(e)至(h)、第10圖(m)至(p)所示，因磁化向量mi與電極化pi的空間分布的緩和，使磁化配置的緩和與重新構成自發性地發生，產生孤立的斯格 明子Sk。
(第2變形例)
在前述實施形態中雖係顯示磁場產生部14隔著間隔配置在與磁性體12表面相對向的位置之例，但磁場產生部的配置並不以此為限。例如，如第11圖所示的斯格明子產生裝置1B所示，將作為磁場產生部的鐵磁體層19貼附在磁性體12背面(或表面)之形態，同樣能夠較佳地對磁性體12施加磁場。此時，鐵磁體層19係例如亦可配置在磁性體12背面與導電性的基材18之間。藉由上述構成同樣能夠高效率地產生斯格明子。
(第3變形例)
在前述實施形態中雖係顯示磁場產生部14對磁性體12施加磁場之例，但亦能夠省略磁場產生部。例如，將磁性體12採用磁異向性強的材料、例如手性磁性體之類具有強磁異向性的磁性體，藉此，能夠不施加磁場，僅藉由來自電場產生部16的電場而產生斯格明子。
(第2實施形態)
接著，針對利用前述實施形態的斯格明子產生方法的磁性記憶裝置的構成進行說明。第12圖係概略性顯示本實施形態的磁性記憶裝置30的構成之圖。如第12圖所示，該磁性記憶裝置30係具備磁性體32、磁場產生部34、電場產生部36。
磁性體32係同第1實施形態的磁性體12，為具有斯格明子相的絕緣性的磁性體。但本實施形態的磁性體32係含有朝預定方向排列的複數個記憶區域32a。在各 記憶區域32a係形成單一斯格明子，寫入1位元(bit)的資訊予以保持。磁場產生部34係對作為寫入對象的記憶區域32a施加磁場(外部磁場)。由磁場產生部34施加的磁場係同第1實施形態中所說明的磁場。電場產生部36係對作為寫入對象的記憶區域32a施加電場，藉此，在該記憶區域32a產生保持資訊之用的斯格明子Sk。電場產生部36係例如具有針狀的電極，對記憶區域32a局部性地施加電場。所產生的斯格明子Sk係例如能夠利用電場梯度和溫度梯度來移動至預定位置。
此外，就讀取斯格明子Sk的方式而言，係有將磁性體32形成為霍爾棒(Hall bar)形式而利用斯格明子Sk的霍爾效應進行讀取的方式、利用穿隧磁阻效應進行讀取的方式等。
依據本實施形態的磁性記憶裝置30，係含有第1實施形態的斯格明子產生裝置1A的構成，藉此，能夠降低產生斯格明子時的耗電，從而較佳地實現省電的磁性記憶裝置。
本發明的斯格明子產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置並不以前述實施形態為限，能夠有其他各種變形。例如，依據前述的斯格明子產生方法及斯格明子產生裝置，亦能夠消除斯格明子。亦即，以針狀電極對斯格明子施加與產生斯格明子時的電場相反方向的電場，藉由與產生斯格明子時完全相反的作用，使磁化向量的再翻轉產生，而能夠消除斯格明子。此外，在前述的斯格明子產生方法中雖係先開始對磁性體施加 磁場後再施加電場，但先開始施加電場後再施加磁場同樣能夠較佳地形成斯格明子。
[產業上之可利用性]
本發明係能夠利用為能夠降低產生斯格明子時的耗電之斯格明子產生裝置、斯格明子產生方法及磁性記憶裝置。具體而言，依據本發明，僅施加電場便能夠產生斯格明子。斯格明子係具有高穩定性，能夠利用電場和溫度的梯度而容易地使斯格明子移動。因此，本發明係能夠應用於資訊記憶密度高、低耗電的記憶裝置。

Claims (16)

  1. 一種斯格明子產生裝置，係具備：絕緣性的磁性體，係具有斯格明子相；及電場產生部，係對前述磁性體施加電場，藉此，在前述磁性體內部產生斯格明子。
  2. 如請求項1之斯格明子產生裝置，其中進一步具備對前述磁性體施加磁場的磁場產生部。
  3. 如請求項2之斯格明子產生裝置，其中前述磁場產生部係以大致垂直於前述磁性體表面的方式施加前述磁場。
  4. 如請求項1至3中任一項之斯格明子產生裝置，其中前述電場產生部係具有針狀的電極，對前述磁性體局部性地施加前述電場。
  5. 如請求項1至3中任一項之斯格明子產生裝置，其中前述磁性體中被施加前述電場的區域位在前述磁性體的邊緣附近。
  6. 如請求項1至3中任一項之斯格明子產生裝置，其中前述磁性體係為至少局部具有在2nm至300nm的範圍內之厚度的薄膜狀。
  7. 如請求項1至3中任一項之斯格明子產生裝置，其中前述磁性體具有手性的晶體結構。
  8. 一種斯格明子產生方法，係對具有斯格明子相的絕緣性的磁性體施加來自電場產生部的電場，藉此，在前述磁性體內部產生斯格明子。
  9. 如請求項8之斯格明子產生方法，其中對前述磁性體進一步施加磁場。
  10. 如請求項9之斯格明子產生方法，其中以大致垂直於前述磁性體表面的方式施加前述磁場。
  11. 如請求項8至10中任一項之斯格明子產生方法，其中前述電場產生部具有針狀的電極，從前述針狀的電極對前述磁性體局部性地施加前述電場。
  12. 如請求項8至10中任一項之斯格明子產生方法，其中前述磁性體中被施加前述電場的區域位在前述磁性體的邊緣附近。
  13. 如請求項8至10中任一項之斯格明子產生方法，其中前述磁性體係為至少局部具有在2nm至300nm的範圍內之厚度的薄膜狀。
  14. 如請求項8至10中任一項之斯格明子產生方法，其中前述磁性體具有手性的晶體結構。
  15. 一種磁性記憶裝置，係具備：絕緣性的磁性體，係具有斯格明子相，含有複數個記憶區域；及電場產生部，係對作為寫入對象的前述記憶區域施加電場，藉此，在該記憶區域產生用於保持資訊的斯格明子。
  16. 如請求項15之磁性記憶裝置，其中進一步具備對作為寫入對象的前述記憶區域施加磁場的磁場產生部。
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Junichi Iwasaki, Masahito Mochizuki, and Naoto Nagaosa, "Current-induced skyrmion dynamics in constricted geometries", Nature Nanotechnology, Volume 8, Pages 742-747, 8 September 2013 *
X Z Yu, N Kanazawa, W Z Zhang, T Nagai, T Hara, K Kimoto, Y Matsui, Y Onose, Y Tokura, "Skyrmion flow near room temperature in an ultralow current density", Nature Communications, 3, 988, 7 August 2012 *

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