电流驱动微波振荡器微波特性分析-毕业论文

1、学 生 毕 业 论 文课题名称 课题名称电流驱动微波振荡器特性分析 姓 名 名肖 盼 学 号 号081250123 院 系 系通信与电子工程学院 通信与电子工程学院 专 业 业电子科学与技术 电子科学与技术 指导教师 指导教师张光 张光富讲师 富讲师2012年 5 5 月 月 25 25 日 日 2012届学生 届学生毕 料 业 论 文 材 料 (四 湖南城市学院本科毕业论文诚信声明本人郑重声明:所呈交的本科毕业论文,是本人在指导老师 的指导下,独立进行研究工作所取得的成果,成果不存在知识产 权争议,除文中已经注明引用的内容外,本论文不含任何其他个 人或集体已经发表或撰写过的作品成果。对本文的

2、研究做出重要 贡献的个人和集体均已在文中以明确方式标明。本人完全意识到 本声明的法律结果由本人承担。本科毕业论文作者签名:2012年 5 月 25 日目 录摘要1 关键词1 Abstract1 Key words 1 引言2 1. 微磁学基本理论 3 1.1微磁模拟模型 31.2微磁模拟研究 33. 自旋角动量转移效应(STT效应 64. 仿真分析 9 4.1 仿真分析及模型建立9 4.2 外加磁场对微波频率的影响 10 4.3 驱动电流对微波频率的影响及最佳电流密度 12 结论 18 参考文献 18 致谢 19 附录 20电流驱动微波振荡器特性分析电流驱动微波振荡器特性分析摘 要 : 基于电

3、流驱动微波振荡器件具有结构简单、 低功耗、 容易集成等特点,在现代通 信领域具有广阔的应用前景。 本论文主要介绍了基于自旋角动量转移效应研究自旋波发射效 应的理论及电流驱动微波振荡器的基本原理; 利用微磁学理论方法及仿真软件对电流驱动微 波振荡器特性进行研究, 研究得到了电流驱动微波振荡器的本征频谱特性。 在铁磁性隧道结 (MTJ结构中,当输入电流一定时,微波振荡器的微波频率随外加磁场增大而增大,且在 外磁场为10mt时微波振荡器的微波频谱出现两个本征特征峰,且最佳电流密度为 J=-2.0×1011A/m2微波次峰值最小。无外加磁场时,仅在电流的驱动下微波振荡器的微波频谱出现多 个本

4、征特征峰, 且数目随电流密度的增大先减少而后增多, 当电流密度 J=-1.75×1011A/m2时只出现三个波峰, 其中微波主峰对应的频率随电流密度增大而减小。 在这些最佳电流密度 下电流驱动微波振荡器可产生具有周期可持续性及自激振荡的微波。关键词 : 自旋波发射; 自旋角动量转移效应; 电流驱动;微波频率;铁磁性隧道结。 Current Driven Microwave OscillatorCharacteristic AnalysisAbstract:The microwave oscillator based on the spin wave effect has attrac

5、ted intense attention and indicated potential applications in modern communication field because of its immanent virtues such as simple structure, low power consumption and easy integration. It introduces the theory of spin wave emitting effect and the basic principle of microwave oscillator driven

6、by electric current based on STT effect, and reseaching microwave oscillator of current drivers by Using the micro magnetic theory method and simulation software . Discussed the influence of the size of external magnetic field and the size of drive current to the performance of microwave oscillator.

7、 In MTJ structure , We get some conclusions by simulating respectively in different current density and in different external magnetic field to microwave devices, which is microwave frequency increases with the additional magnetic field in the determination of the current density, And microwave freq

8、uency with the current density and decreases in determining external magnetic field. And we get the best current density in the last, which could make microwave oscillator produce a sustainable and self-excited oscillation microwave.Key words: spin wave emitting; STT effect; LHCD; microwave frequenc

9、y; MTJ.引言自旋电子学在近 20 年中获得了空前的发展, Slonczewski 和 Berger 理论预 言的电流感应磁化翻 转和自旋波发射效应 为这一领域注入了新 的活力。 Fullerton 等人统计说明了理论和实验工作者对这两个效应的极力关注程度。 自 旋波发射效应是指在纳米磁多层结构中垂直平面通以稳恒电流后, 除了自旋输 运扭矩引起的磁动力进动之外, 还会使得磁化矢量的纵向分量产生周期性改变, 从而导致器件磁电阻随时间的变化, 并在磁性结两端产生交流电压, 即得到受 电流调制的频率稳定的微波功率输出。微波调制范围可以达到 1200 GHz,品质 因数可以高达 4000以上,并且

10、在一定范围内可以实现线性调制, 有望用于新型 自旋波发射源和微波谐振器。电流驱动式自旋阀微波振荡器结构简单、体积小,可以不要外磁场, 对温度 不敏感,电路组成简单, 因此具有诱人的应用前景但是有一些关键问题尚待解 决。首先,从中可以看出,微波发射率在 nW 量级,而实际应用中的微波器件发射 功率要求为 mW 量级,自旋波振荡器的功率尚不能满足实用的要求; 其次, 自旋 波振荡器的效率一般比较低,比如 Kiselev 等人所报道的器件效率不到 0.01% ; 第三, 磁多层自旋阀结构的电阻很小,需要特殊考虑与其他电路的匹配问题。今 后的研究和改进主要包括以下几个方面:1.如何提高自旋波发射器件的

11、发射功率已成为研究重点。 新的器件结构可能 会极大地提高器件性能。纳米矩结构的自旋波发射器件将会大大提高发射功率。 2.微波振荡器的工作最好避免使用外磁场, 采用垂直磁化结构是一种选择, 但是可能带来工艺实现的困难。3.除了结构, 探索新型材料也成为自旋波器件的另外一个发展方向。 研究具 有较高自旋极化效率和高动态磁电阻的材料将会提高器件性能。利用自旋波发射器件开发新型微波通信器件将会极大地推动理论以及实验 研究。 一方面, 自旋波振荡器可以作为高频微波源; 另一方面, 自旋波器件的非 线性特性使得它在锁相技术领域获得发展空间。本发明的优点在于固定层和自由层的初始磁化方向都位于膜平面内, 且相

12、互 垂直, 可以使自由层获得最大的横向自旋注入, 从而产生大幅度的自旋进动, 有 利于获得大的微波功率输出, 与采用交变磁场激发自旋波的传统方法相比, 这种基于自旋转移矩效应而设计的新型自旋波激发方法表现出两个优点: 首先电流 调控磁性薄膜的磁化状态比磁场更容易实现局域控制; 其次通过调节电流强度 可以方便地实现不同频率的高频微波并且不需要外加磁场。 而且结构简单, 功耗 低,易与 cmos 结合便于集成等优点。1. 市场的迅速崛起;2. 相关产品产量和销量的快速增长;3. 技术的研究开发和推广应用有力推动了与其相关的服务业兴起和发展。 1 微磁学理论1.1 微磁模拟模型由文献1和文献2可知,

13、 模拟磁多层结构的理论主要分为两方面: 宏自旋 模型和微磁模拟。 宏自旋模型将自由层磁化矢量当作一个宏自旋, 即磁化矢量大 小保持不变( 为饱和磁化 , 归一化的磁化矢量在单位球面上运动。 与只需考虑 时间分布的宏自旋模型不同, 微磁模拟还需要考虑磁化的空间分布。 宏自旋和微 磁模拟都是基于如下形式的关于磁化矢量的非线性 Landau-Lifshitz-Gilbert (LLG 方程:dtdM m H M dt eff ×+×= dM (2.1 ( (12002p m b p m m a dM j H m m H m dt dm M s eff eff s ×&#

14、215;×+×××=+µ (2.2 式中: 是旋磁比; M 为磁化强度矢量; m 表示 M 的单位矢量; H eff =- E (M /H eff 是有效场, 自由能 E 包括交换能、各向异性能、外磁场能、静磁能和磁致伸缩能; 为 Gilbert 阻尼因子; t 为时间变量。在没有外磁场时, 由于存在 Gilbert 阻尼, 方程的解是绕有效场 H eff 的衰减进动, 其作用使进动张角随时间趋于 0°或者 180°, 到达稳态之后磁化矢量和有 效场或者平行, 或者反平行。 当有外磁场与铁磁层形成一定的夹角时, 则产生磁 化

15、绕磁场轴稳定的进动。 于磁化在磁场方向的投影始终不变, 即磁电阻不会随时 间变化, 虽然会引起铁磁共振吸收, 但是不会产生有用的微波功率发射。 因此若 要产生有用的微波功率,其进动张角因在 0°和 180°之间。上面提到了两种模 型,宏自旋模型将在接下来的自旋波发射的基本理论里面详细说明。1.2 微磁模拟研究宏自旋模型虽然解释了自旋阀结构中自旋波发射的某些现象, 但是模拟结 果与实验还有重要的不一致的地方, 比如无法解释实验测到的 W 区域以及多峰 和宽带的微波谱特征, 这些不足在微磁模拟中得到部分的解决。在微磁模拟中, 自旋矩用自旋流的散度代替, 同时考虑电流产生的磁场的

16、作用。Berkov 等人通 过微磁模拟发现自由层内磁化是不均匀的, 电流产生的磁场作用更加剧了不均 匀性。它很自然地解释了多峰和宽带的微波谱特征,是其优于宏自旋模型之处。 Lee 等人的微磁模拟所得到的外场- 电流的相图, 与实验结果基本对应, 划分 为:Not-switching 区( P , 平行 、 Switching 区( AP ,反平行 和 Precession 区( 进动 。还可细致划分为: 小角度平面内进动( IPP 区、大角度平面内进 动区和平面外进动( OPP 区和所谓的低功率自旋波发射 W 区。图中清楚标出 与实验相符的 W 区。通过模拟可以发现 W 区域对应于电流感应磁场

17、和自旋输运 扭矩相互作用引起的磁化动力学涡旋态的形成和消失。具体分析参照文献2。 2自旋波发射的基本理论2.1 自旋波发射基础从文献 3和文献 4中可以得知,产生有效自旋波发射的必要条件之一是电 流驱动。 由固定层注入自由层铁磁体中的自旋极化电流提供一个扭矩使得磁化运 动偏离平衡态 ( M 减小 , 并引起相应的 Gilbert 阻尼 , 二者平衡形成磁化矢量稳 定的进动。由于电流是恒定的 , 自旋波发射要求磁多层结构的电阻要随时间变 化。根据一般的磁阻理论 , 两层磁性薄膜的合成电阻由两者的磁化夹角决定 , 反 平行电阻最大。在磁场作用下 , 虽然会产生稳定的磁化矢量的进动 , 但是局域自

18、旋关于易磁化轴对称分布 , 进动所张锥角保持不变 , 因而磁多层结构的电阻不会 随时间变化 , 也就不会引起自旋波发射 , 但是磁场可以产生使磁化翻转的开关效 应。稳定自旋波发射的另一条件是固定层与自由层磁化不对准 , 即存在夹角0, 此时自旋流会提供一个恒定的自旋矩的横向分量 , 并导致磁化矢量宏观的同步 进动 , 且振幅是随时间变化的。这一效应可以用以下的简单理论来说明。电流感 应自旋矩表示为式(2.3和式(2.4如下所示。(21Z j Z ××= (2.3 (21/Z j Z = (2.4式中: Z 和 j 分别表示自由层易磁化轴和自旋流单位矢量;、/ 分别为横向 自

19、旋矩和纵向自旋矩分量; I 是垂直通过磁膜的电流; 为普朗克常数; 1 为固定层内电流的自旋极化系数。式( 2 表示, 由固定层注入的自旋矩被自由层全 部吸收。 坐标按如下方式选取: 易磁化轴在膜平面内, 设为 Z 方向; 横向矩也在 平面内, 垂直于 Z,定为 Y 方向;与平面的垂直方向,即电流方向为 X 方向。包含 自旋扭矩的修正 LLG 方程变为式(2.5 。(2 (2 (11Z j Z VZ j Z V dt m d m M H m M dt m d M s eff s s ×××+×= (2.5 将它写作 Z 分量和 X-Y 平面分量的形式,

20、MX 、M Y 、M Z 分别为磁化的 3 分量, 则可以得到式(2.6和(2.7 。VM M H M dM s z eff s z 2cos 1(dt 0122= (2.6 2sin ( 2sin (dt 0101VM i V H M i dM eff =+= (2.7 式中 : 0 为固定层与自由层间的夹角 ; M=MX +iMY , 为 XY 面内磁化的 模量 ; =H eff 为进动频率 ;i 代表复数的虚部 ; V 是自由层的体积 ; MS 是自由 层饱和磁化强度 ; 括弧内的第二项与电流感应横向自旋矩有关。进动部分 ( X、 Y 分量 的解为如式(2.8 。2/sin( 2/exp

21、(sin 1 exp(2sin 0101t t i V I i t i VI M = (2.8 它显示了进动轴向 X 方向的偏移 , 横向磁化分量随时间是变化的。由于角 动量守恒 , 总自旋的平方是恒定不变的 , 连带引起纵向磁化分量随时间的变化 , 从而导致磁电阻随时间的变化。 由于电流是恒定的 , 磁多层结两端会产生角频率 为/2 的微波电压。 当没有电流或夹角0 =0 时 , 横向自旋矩变为 0 , 解约化为 M =M0exp (it 的形式 , 代表绕 Z 轴恒定锥角的进动 , 进动轨迹为圆 , 不会引 起磁电阻的变化。上面的分析没有考虑退磁化场的作用 , 若考虑它的影响 , 进动频率

22、变为=( BZ H Z 1/2, BZ 和 H Z 分别为磁感应强度和磁场的 Z 分量 , 轨迹 也变为椭圆。其中式(2.5至式(2.8的具体分析请参照文献 5。在纳米磁多层结构中, 由于器件横向尺寸一般在 100 nm 左右, 而一般铁磁 材料的磁畴大小为 0.1 10 m, 将自由层作为单磁畴假设是一种合理的近似, 磁化在自由层内假设是均匀的, 在 LLG 方程中将不含坐标变量。宏自旋模拟结 果成功地解释了一些实验现象, 如: 自旋波频率随外磁场单调上升, 随电流下 降; 功率随电流先增加,后下降。但有些实验结果不能用宏自旋模型得到解释, 如: 模拟得到的频率在一定电流范围内随电流增大,

23、这与大部分实验给出的随 电流增大频率下降的结论不符, 也不能解释微波谱图的多峰结构和谱峰的过度 展宽。具体分析请参照文献5。3 自旋角动量转移效应(STT效应3.1 STT效应基本概念和原理从文献8和文献9中可得知自旋角动量转移效应的理论和基本原理当自 旋极化电流流过纳米尺寸的铁磁薄膜或金属磁性多层膜中时, 极化电流与多层膜 中的散射会带来由极化电子到铁磁薄膜磁矩的自旋角动量转移, 从而对铁磁薄膜 磁矩产生自旋矩, 引起铁磁薄膜磁矩的不平衡, 使之发生转动, 进动甚至使磁化 方向翻转,这种效应被称为自旋角动量转移效应(STT效应 。对于金属磁性多层膜,无论是 GMR 或者 TMR 材料,它们的

24、工作原理都比较类 似。 它们的基本结构都是由三层薄膜组成, 两层铁磁性金属薄膜和一层非磁薄膜:当非磁薄膜是金属薄膜时,该结构被称为自旋阀(SPV而当非磁薄膜是绝缘体 时,结构被称为铁磁性隧道结 MTJ,一般来说,当两个铁磁层的磁化方向相反时, 结构对外表现为高电阻态,当两铁磁层磁化方向相同时,结构表现出低电阻态。 通常我们人为地将其中一铁磁层用附加的反铁磁层钉扎住, 该铁磁层就被称为被 钉扎层,而另一铁磁层被称为自由层%因为它的磁化方向可以随外加磁场自由改 变。这样一来,外加磁场就可以引起 SPV 或 MTJ 结构在磁化平行(即低阻态和 反平行(即高阻态之间随意变化。换句话说,无论是 SPV

25、或 MTJ,人们都可以 利用外加磁场改变其中的磁化状态,从而控制流过 SPV 或 MTJ 结构的电流的大小。 这也是 SPV 和 MTJ 得以广泛应用的一个最基础的工作原理。当电流较小时,即使它产生的 STT 能够克服磁阻尼矩,也只能使得磁化 M 围绕易轴进行磁进动。而当电流大于某一个临界值 I c 时, STT 可以迫使 M 转过 赤道位置,指向相反方向,即引起磁化方向的翻转。可见, STT 诱导磁化反转效 应需要满足的条件之一就是外加电流必须大于临界电流 I c 。基于宏自旋近似 (Macro-spin approximation, 对于铁磁 /铜 /铁磁三层结构, 临界电流可以简单的由

26、下面公式(3.1得出。2( (2(S K C M H H m e I += (3.1 其中 M S 是自由层的饱和磁化强度, 是磁矩进动的 LLG 方程中的阻尼系数; 是自旋电流的极化率,定义为 /(+=I I I I (; I 和 I 分别代表主、 次自旋极化电流; 是自由层的总磁矩 H 和 H K 分别代表外加磁场和薄膜的各向异性场。 这里的 H 与磁性薄膜的易轴方向一致。 可见随着 H 的增大, 所需临界电流增 加。 这种临界电流与外加磁场的关系也是人们从实验现象中区别 STT 效应诱导磁 化反转和局域磁场诱导磁化反转的重要手段之一。 对于 SPV 材料, 临界电流密度 通常在 1071

27、08A/cm2。3.2 STT诱导磁化反转他们利用脉冲电流进行的 STT 效应实验。在以 MgO(001为势垒的 MTJ 中, 发现 STT 可以诱导隧穿电阻变化值最大可达 160%,结果所需要的临界电流密度 与电流的脉冲宽度和热因子的关系可近似写为式(3.2ln( 1(1020+=K B c c H H KV T k I I (3.2 其中 K=MS H K /2,H K 是单轴各向异性能量密度; 是有效各向异性场;V 为脉冲电流宽度;V 是自由层体积; 0是激活频率的倒数。如果脉冲宽度为 30ms,则临界电流密度约为 4.3×106A/cm2。具体细节请参照文献6和文献7。无论从

28、理论预测还是上面所介绍的典型实验结果上看, STT 诱导磁化反转行 为所需临界电流密度一般都大于 107A/cm2。这样高的临界电流值实际上阻碍了STT 效应主要是摧毁 MTJ 中的绝缘层。理论研究表明,只有当临界电流密度降 低到 106A/cm2量级,才能保证稳定性。另外,如果还需要与 CMOS 集成,则临 界电流密度可能还需要进一步降低。因此,如何有效的降低 STT 的临界电流密 度也是近几年该领域的一个主要研究方向。 除了早期的弹道模型理论外, 后来提 出的一些所谓扩散模型也合理地解释了临界电流密度的影响因素。 特别地, 诺贝 尔奖得主之一 Albert Fert 在 2004年建立模型

29、,研究了临界电流密度与自旋积累 之间的关系,得出 Co/Cu/Co纳米柱中自旋转移矩公式(3.3 。( 41(28211/ (0, (0/ (, ( (M M M e j m v e j m v Cu Cu Cu Cu t AP P C m AP P C F t AP P Cu m AP P Cu F AP P ×+= (3.3 其中 P 或 (AP 指当两 Co 层磁化平行或反平行时电流作用在自由层上的自旋转矩;m Cu 是 Cu 层的自旋蓄积;m Co 是钉扎层 Co 内与 Cu 的界面处的自旋蓄积。STT 与样品内的自旋积累成正比。因此,如果能有效地提高自旋蓄积,就应该可 以降

30、低临界电流密度。自旋转移矩效应的基本原理来自于参考文献8。3.3 STT效应引起的自旋极化电流我们知道 STT 将传导电子的动量矩转移给磁层, 使磁层中的磁矩获得一个力 矩,即自旋矩,从而使其发生进动,其频率在微波区域。当进动角足够大时,可 发生 STT 磁化反转。 但整个 STT 的磁化和反磁化过程都是进动过程。 观察 STT 在 纳米磁体中产生微波频率的一致进动和自旋波和利用 STT 效应在纳米磁体中激 发微波电流振荡。较好方法是在较高外磁场阻碍磁化反转,STT 效应不足以使得 磁化反转的条件下,研究磁矩的持久进动和自旋波激发。Kiselev 等人首次在磁 纳米柱中清晰地测量出 STT 效

31、应引起的自旋波激发。所研究的纳米柱成分为 Cu(80/Co(40/Cu(10/Co(3/Cu(2/Pt(30(单位 nm然后微加工成 130nm×10nm 的椭圆形状。静态外磁场方向与自由层 Co(3的易轴方向呈几个度数夹角。 研究发现,当外加磁场小于自由层矫顽力(约为 600 Oe时,外加直流电流可以 驱动自由层的磁化方向发生翻转。而当外加磁场大于自由层矫顽力时,STT 效应 不足以翻转自由层的磁矩, 因此出现磁矩的持续性进动。 此时测量出微分电阻随 外加电流的变化不再是通常的曲线形状, 而是出现一个磁激发峰。 将电流控制在 磁激发峰附近的数值, 通过所搭建的外差混频电路, 可以测

32、量出磁矩进动引起的从现象上说, 所谓的 STT 效应即在 SPV 或 MTJ 中直接通过电流, 利用电流改 变 SPV 或 MTJ 的磁化方向。 当外加电流穿过 SPV 或 MTJ 的被钉扎层时, 电流被极 化为与被钉扎层磁化一致的方向, 即变为自旋极化电流。 极化电流穿过自由层时, 它与自由层的磁矩之间产生角动量转换,使得它对自由层的磁矩产生一个力矩, 进而迫使自由层的磁化方向趋向与被钉扎层磁化一致, 即使得 SPV 或 MTJ 的磁化 方向呈平行排列的趋势。 当入射电流方向相反时, 即电流首先通过自由层, 它被 自由层极化生成与自由层磁化方向一致的极化电流。 这个极化电流通过被钉扎层 时也

33、会对其产生 MTJ 但是由于被钉扎层的磁矩方向较稳定, 不容易改变。 而与此 同时, 极化电流中的次自旋电子, 即与自由层磁化方向相反的自旋电子, 会被被 钉扎层反射回自由层, 从而对自由层的磁矩产生 MTJ 作用, 结果使得自由层与被 钉扎层的磁化呈反平行排列。因此,可以利用改变直接穿过 SPV 或 MTJ 的电流方 向和大小,来改变它们的磁化取向。自由层在 MTJ 作用下所产生的磁进动。我们 假定磁性薄膜具有单轴磁各向异性, 易磁化轴与图中磁场方向一致, 可视为易磁 化方向的等效场,即外磁场与易向各向异性场之和。M 表示磁性薄膜的磁化,外 加自旋电流对 M 产生的 STT 使 M 离开 H

34、 的方向,表示磁化与 H 的夹角。STT 的力 矩与 M 的磁阻尼矩方向相反,从而有克服磁阻尼矩对 M 的作用。4 仿真分析4.1 仿真分析及模型建立我们知道,影响自旋波激发的因素有结构参数、材料磁参数、外加磁场、驱 动电流, 现在我们立足于铁磁性隧道结 MTJ 纳米柱的自旋阀结构中, 利用微磁模 拟研究外加磁场与驱动电流的影响, 即其实质是在固定的结构参数和材料磁参数 下研究外加磁场和驱动电流对微波频率的影响。 即在这种情况下研究电流驱动微 波振荡器特性。 先根据模型和公式编写程序 mif 文件, 再用 oommf 软件将 mif 文 件生成 omf 文件, 然后将 mif 文件和生成的 o

35、mf 文件用 oommf 软件生成 odt 文件, 最后 Origin85进行仿真,傅里叶变换,最终生成仿真图。立足于文献9和文献10的详细分析围绕以下 LLG 方程建模,电子传导时 旋转演变过程:随时间变化合成的一个 LLG 常微分方 (Landau-Lifshitz-GilbertODE增大了旋转动量。根据式(2.2和式(2.5式修正得(4.1式。 p p eff dtd H dt d m m | m m m (| m (m |m ×××+×+×= (4.1 其中 s tM J e |0µ=, m m (1( 1(222p P +

36、=, m= M/Ms为为归一化的自 由层磁化矢量, 为自旋极化率, 为Gilbert阻尼常数, 为Gilbert磁场自旋 极化比, m p 为(单位电子极化方向, 是二级旋转翻转时间。 H eff 是有效磁场( 包括外磁场,退磁场,各向异性场等。在对的定义式中,e表示单元电子电荷量,单位为C,J则表示电流密度单 位为A/m2,t是自由层厚度, 单位为米,以及Ms是饱和磁化量, 单位为A/m。 其中所 用到计算频率的公式(4.2 ,式(4.3 ,式(4.4如下所示。参考文献10。4(2eff d d an M H H H H H f += (4.2 1(2220d ext d c H H H H

37、 f = d ext H H < (4.3 (20c d ext d ext H H H H H f += d ext H H > (4.4 据文献 15和文献 16所述。 铁磁性纳米材料 Cu(80/Co(40/Cu(10/ Co(3 /Cu(2 /Pt(30MTJ 结构相应的参数取为 Ms=8.0×105A/m,各向异性场 H k =0 , 退磁因子 N=(NX , N Y , N Z =(0.02,0.02,0.96,自旋极化率 =0.3,自由层厚度 d=2.5nm,阻尼系数 =0.01,设定钉扎层磁化矢量沿 X 正方向,自由层磁化矢 量初始时沿 X 负方向 (-1

38、,0,0 , 即初始时两铁磁层磁化矢量的取向为反平行状态。 外磁场取沿 X 正方向(1,0,0 ,大小为 0mt 100mt 的范围内进行仿真。4.2 外加磁场对微波频率的影响从理论上分析, 电流为零时外加磁场的作用起主要作用, 自由层磁化矢量最 终将会沿正 x 方向在此过程中, 由于外加磁场作用和自旋转移矩效应之间的相互 竞争,会使自由层磁化矢量产生振荡行为,当电流密度为零时,即 J=0时,其频 率完全取决于外磁场大小的作用,那么我们暂且讨论外磁场对微波频率的影响。接下来我们先来分析假设在电流为零的情况下, 外加磁场是怎样影响微波频 率的?带着这个问题研究外加磁场对微波频率的影响。6 0m

39、t10m t20m t30m t40m t50m t60m t70m t80m t90m t100m tFrequency(GHz图 4.1外磁场对微波频率的影响又对同电流密度(0-3×1011A/m2时的各外加磁场(0mt100mt所对应的 波形图进行分析, 如图 4.1所示, 发现振幅的波的主峰峰值所对应的频率随外加 磁场增大而增大, 我们可以从图 4.1明显观看到此现象。 通过对图 4.1整理和归 纳,可得到图 4.2,更加显而易见的凸显出外磁场与微波频率的关系,即外加磁 场与微波频率成正相关变化。从附录图 A1可直接看到效果。结论微波频率与外 磁场的关系符合传统铁磁共振原理。

40、这个结论可从文献11中得知。567891011F r e q u e n c y (G H z External magnetic field图 4.2外磁场与微波主峰频率的关系图4.3 驱动电流对微波频率的影响及最佳电流密度首先, 从图 4.5和图 4.6的对比明显可以看到驱动电流对微波频率有很大的 影响, 实际情况是我们需要分析在不考虑外加磁场影响的情况下, 得到最佳电流 密度使得到最佳的自旋激发波,于是我们先取 50组数据进行仿真,从而我们可 以得到相对稳定的电流范围, 继而从中得到最佳电流, 其既可以激发非常稳定的 自旋波, 又可以减少外加磁场对其的影响。 那么首先是否能得到电流密度的

41、大小 对微波频率有什么样的影响?其次是否能通过仿真得到一个能产生稳定自旋波 的电流密度范围呢?围绕这两个问题讨论。其次对其进行仿真分析,在无外加磁场的情况下(即 H=0 ,当 J=0时,我 们可以看到其幅度相较于 J 不等于零时幅度可以忽略不计, 说明电流对微波及微 波频率有很大影响。这一点从附录表 B1中比较数据可以看出,在电流密度为 0到-3.0×1011 A/m2 的范围内分别取值 10组数据仿真分析,仿真图如 4.3所示。J=-2.5×1011 A/m2246810J=-2.3×1011 A/m2246810J=-2.0×1011 A/m2248

42、10J=-1.7×1011 A/m224810J=-1.5×1011 A/m224810J=-1.3×1011 A/m224810J=-1.0×1011 A/m26J=00246810Frequency(GHz图 4.3无外磁场时电流密度对微波频率的影响从图 4.3电流密度对微波频率的影响可以初步推断微波频率随电流密度增 大而减小,并且可得知最佳电流密度应该在 J=-2.0×1011 A/m2附近。通过对图 4.3的分析整理可以总结得出图 4.4电流密度与微波频率的关系图。13 1234567F r e q u e n c y o f m a

43、i n w a v e c r e s t (G H z Current density( 1011A/m2图 4.4电流密度与微波主峰频率的关系图如图 4.4所示, 我们可以从图 4.4中看出各电流密度所取的波的主峰峰值所 对应的频率随电流密度的增大而减小。这说明电流密度与微波频率成反向关系, 也就是说电流密度反作用于微波频率。 这与大部分实验给出的随电流增大频率下 降的结论相符。这个结论来自于文献12中。从附录表 B1可以得知当电流为零时,微波频率受到外加磁场比较明显的影 响, 仿真图出现很多的波峰, 如图 4.5所示。 这说明微波受到外加磁场的干扰而 变化多端, 因此我们知道纯粹的外加磁

44、场影响下是不能得到稳定的持久进动的自 旋波激发, 我们必须得想办法将这些干扰去掉, 从而得到稳定的自旋波。 而电流 驱动的微波振荡器件可以较好的处理这个问题, 那么最适合大小的电流密度将是 我们接下来研究的重点。从图 4.4中可以观察到在电流密度为-1×1011 A/m2到-2.5×1011 A/m2之间是相对稳定,没有太大的变化,反之,超出这个范围就成指数变化,很不稳定,由 此可以推断我们所要求的使产生稳定自旋波的电流密度值范围应该在-1×1011 A/m2到-2.5×1011 A/m2之间。目的是在找出一个最佳的电流密度值使得微波器件 能产生一个稳定

45、的持久进动的自旋波激发的微波频率。 理由是这样的一个电流密 度能够很好的克服外界的干扰,从而输出稳定的微波频率。为了探索电流密度对微波频率的影响, 采用有、 无电流进行仿真对比。 通过14 仿真, 得到 J=0, J=-1.75×1011 A/m2的频率-振幅仿真图如图 4.5和图 4.6所示。 通过对比分析, 能够明显观察到两图的巨大差异, 由此可知电流密度对微波频率 有很大的影响。J=-1.75×1011 A/m2的产生频率明显比 J=0时产生的频率246810-2.00E -0190.00E +0002.00E -0194.00E -0196.00E -0198.00

46、E -0191.00E -0181.20E -0181.40E -0181.60E -018A m p l i t u d eF req u e n cy 02468100.0000.0050.010A m p l i t u d eFrequency图 4.5 无外磁场 J=0时的频幅图 图 4.6 无外磁场 J=-1.75×1011A/m2时频幅图在外磁场为零的情况下, 当 J=-1.75×1011A/m2时, 这个仿真图 4.5是我们从 电流密度 J=0到 J=-3.×1011A/m2的 60个的仿真图中选出的最佳的图像,此图只 有 2个波峰,与图 4.4中

47、 J=0时相比显得相当的稳定,相对比较理想,较好的克 服了其他的因素。并且我们还可以从此图与得知图 4.4中 J=0时比较,发现幅度 值受电流的影响远远大于外加磁场带来的影响,从而我们可以得到另一个结论:无外加磁场时的最佳电流密度应该在 J=-1. 75×1011A/m2的附近。但此图与理想模型显然还有差别, 其中的二级波还是比较明显, 是因为没有 外加磁场的磁化反转对各个方向自旋极化电流的牵制作用。 所以还存在其他方向 的波的干扰,使其不能产生稳定的持久进动的自旋波激发。对于这个最佳电流密度值能产生多大的稳定的微波频率呢?从附录表 B1也 可以得知,明显可以看出其波的主峰峰值的取值

48、在频率 6×109Hz 附近,可知驱 动电流对微波的影响和外加磁场对微波频率的影响刚好调制出频率为 6×109Hz 的微波。在这里再做一个反向验证,可以先选定一个频率为 6×109Hz 的微波, 然后将在这个频率 6×109Hz 的基础上通过仿真分析得到最佳电流密度是不是 J=-1.75×1011A/m2?通过仿真,如图 4.7所示的电流密度对微波稳定性的影响,结论是这个电流可以产生大小为 6×109Hz 且十分稳定的的微波。15 2468101214161820221011A/m2 N u m b e r o f w a v e c

49、 r e s tCurrent density( 图 4.7无外磁场时电流密度对微波稳定性的影响由附录表 B1可知, 观察各电流的波的主峰峰值, 发现电流密度大于 -2.5×1011 A/m2很不稳定,极性瞬间改变,受电流影响较大,而电流密度在 -1×1011 A/m2到 -2.5×1011A/m2范围内相对稳定,从而可以得到产生稳定自旋波的电流密度范围为 -1×1011 A/m2到 -2.5×1011 A/m2,得到的结论与前面几次仿真相吻合。并且在这 个范围内可以得到最大波峰的电流密度,即 J=-1.75×1011A/m2,我们将

50、其作为最 佳电流密度, 即稳定范围内的取得波的主峰峰值的电流密度。 然后将波的主峰峰 值得分布进行研究,得到产生稳定自旋波的电流密度范围是否跟之前结论相吻 合。这正好验证了微波频率与外磁场的关系符合传统铁磁共振原理。当外加磁场为 10mt 时,随着负向电流的增大,当自旋转移矩效应被增加到 可以和外加磁场作用相比拟时, 自由层磁化矢量则形成周期性振荡, 其中电流密 度展示了两个分量 x 和 y 随时间的变化, 其自旋振荡轨迹在 x 和 y 平面上, 经过 短暂的暂态过程, 磁化矢量很快进入了一个面内转动的周期轨道, 同时在正方向 和负方向上均有一定的分量, 这种周期性振荡对应于振荡模式在自旋运动

51、过程中 可知, 当达到其极小值后便反向返回, 从而形成周期性振荡, 以下我们令外加磁 场为零时分析电流对微波频率的影响,由附录 2中附录表 B1可得最佳的电流密 度 J=-2.0×1011A/m2,通过仿真,结论正如仿真结果图 4.8所示。16 J=-3.0×1011A/m2J=-2.0×1011A/m2J=-1.5×1011A/m2J=-1.0×1011A/m2Tim eA m p l i t u d eJ=-2.5×1011A/m2图 4.8微波振幅随时间的变化当外加磁场在(0mt100mt范围内, 通过 132组数据仿真图可得,

52、 并由附录 表 B1可以得知,可引起自激振荡并且持续振荡的条件为电流密度为 J=-2.0×1011A/m2值附近时。通过仿真,得到图 4.6如下所示。从图 4.5所示可以看到一 个良好的周期性可持续振荡及自激振荡行为。由此也可以看出电流密度 J=-2.0×1011A/m2是非常合适的电流密度。 另外从附录图 A2中也可观察到这中现象, 从 图 4.1和图 4.2中还可以得到振荡频率随外加磁场增大而增大。 这让我们找到了 外加磁场大小与微波频率的关系是正相关性。综上所述,得到最佳电流密度 J=-2.0×1011A/m2,为进一步确认这个最佳电 流密度,对其进行仿真分

53、析验证,观察其是否能够很好地克服外界因素的干扰, 从而输出很稳定的微波频率?通过仿真来说明问题,仿真图 4.9最佳电流密度 J=-2.0×1011A/m2的微波频幅图如图所示。与之前的仿真图有很大的改善,此图时外加磁场和驱动电流一次很好地融合, 很好地克服了两者单一工作带来对微波 频率的干扰,从而输出非常稳定的微波频率。这是一个相对理想的结果。17 02468101214161820A m p l i t u d eFrequency(GHz5.0×10-81.0×10-71.5×10-7 2.0×10-7图 4.9 最佳电流密度 J=-2.0

54、×1011A/m2的微波频幅图与前面仿真对比验证, 电流密度 J=6.0×109A/m2的仿真图是 J=0到 J=-2.0×1011A/m2最稳定的,而且跟之前的猜想在 J=-2.0×1011A/m2附近相吻合,因此再次 验证电流密度 J=2.0×1011是最佳的电流密度值。但是我们没有看到二级波完全消掉, 从电子极化图 4.8可以看出, 不能完全 消除小波峰的原因:电子自旋和磁场极化引起的各个方向的偏移, 不能使其电流 和外加磁场对频率的作用效果完全抵消。图 4.10磁场引起电子极化偏转图根据所有图示的综合归纳各外加磁场所对应的最佳电流图示,

55、 得出最佳电流 密度为-2.0×1011A/m2,如图 4.6所示,通过仿真图的对比发现,这个最佳电流 密度能够使电流驱动微波器件产生的微波具有周期性可持续振荡及自激振荡行为。 而且具有更宽的可调频率范围, 因此通过改变电流密度来选择频率是一个很 好的选择。 我们通过这一系列的仿真分析对外加磁场及驱动电流对微波频率的影 响有了深刻的了解。这对进一步探究电流驱动微波振荡器特性有重大意义。结论结论参考文献1 Slonczewski J C. Current-driven excitation of magnetic multilayers J . J Magn Magn Mater ,

56、1996 , 159 (1-2: L1-L7.2 Berger L. Emissi on of spin waves by a magnetic multilayert raversed by a current J . Phys Rev: B, 1996 , 54 ( 13 :9353-9358.3 Fullertone , Mougin A, Ravelosona D, et al . Topicalissue on new trends in spin transfer physics J . Eur Phys J : B,2007 , 59 (4: 413-414.4 Xiao J ,

57、 Zangwill A, Stiles M D. Macrospin models of spin transfer dynamics J .Phys Rev: B, 2005 , 72 (1: 014446-1 -014446-13.5 Leek, Deac A, Redon O, et al . Excitations of incoherent spin-waves due to spin-transfer torque J . Nature Materials ,2004 , 3 (12: 877-881.6 姜勇, 方慧智, 黎子兰等. 自旋角动量转移效应的实验研究J . 半导体学报, 2