納米結構中磁斯格明子的原位電子全息研究?

李子安 柴可2) 張明3) 朱春輝 田煥芳 楊槐馨3)

1)(中國科學院物理研究所,北京 100190)

2)(北京理工大學物理學院,北京 100081)

3)(中國科學院大學物理科學學院,北京 101408)

斯格明子(skyrmion)磁序結構與晶體微觀結構的關聯是新型功能磁材料和器件研發的重要問題.本文利用微納加工技術制備了形狀、尺寸均可控的磁納米結構,通過電子全息術觀察定量地分析了斯格明子磁序結構,確定了材料晶格缺陷和空間受限效應對斯格明子磁結構形成和穩定機制的影響,系統地分析了斯格明子基元的磁功能與材料微結構的關聯.文中主要探討了兩個問題:1)斯格明子在磁納米結構中的空間受限效應.重點研究斯格明子磁序隨外磁場和溫度變化的演變規律,探索其演變過程的拓撲屬性和穩定性;2)晶格缺陷對斯格明子磁結構的影響,重點考察晶界原子結構手性反轉對斯格明子磁序的影響.這些研究結果可為研發以磁斯格明子為基元的磁信息存儲器及自旋電子學器件提供重要實驗基礎.

1 引 言

一些非中心對稱立方結構晶態材料,例如B20型結構的螺磁體,因具有手性(chirality)原子排列以及自旋-軌道耦合引起的Dzyaloshinskii-Moria(DM)[1]交換作用,表現出異常豐富的非共線磁序結構,如螺旋(helix)磁序和斯格明子(skyrmion)磁序[2].其中布洛赫型的斯格明子磁結構表現為一種軸對稱的手性自旋構型,如圖1(b)所示,其中心和邊緣處的自旋排列方向相反,沿徑向自旋排列逐漸改變方向.但與傳統的軸對稱的磁結構(磁泡(bubble)或磁漩渦(vortex)等)相比,斯格明子表現出一些不同的特性.單個斯格明子具有粒子特性,類似于晶態結構中的原子,在一定的溫度和外加磁場下能自發地形成斯格明子磁序晶格[3]；斯格明子磁序具有拓撲非平庸性,且非常穩定；斯格明子磁結構能非常有效地與自旋極化的電流發生耦合,產生拓撲霍爾效應[1],以及強自旋轉移矩效應[4].實驗上,2010年Jonietz等[5]在MnSi中觀察到密度非常小的電流～106A·m?2就能引起塊體MnSi中斯格明子晶格旋轉,該臨界電流僅有實現常規的磁性金屬或半導體磁化反轉所需臨界電流密度的約十萬分之一.Iwasaki等[6]給出了微小電流驅使斯格明子磁序運動的理論解釋.基于斯格明子磁序的自旋電子學器件將具有非常小的能耗,Fert等[7]因此提出以斯格明子為磁存儲基元的賽道存儲(race-track)概念.由于斯格明子磁序表現出新穎的物性并在信息存儲、自旋電子學器件方面具有巨大的潛在應用價值,相關的研究課題迅速成為當前磁學領域的前沿和熱點之一.

1989年,Bogdanov等[8]預言了斯格明子磁結構能存在于具有Dzyaloshinskii-Moria(DM)相互作用的磁性薄膜、螺旋磁體等材料體系,但實驗方面的進展卻很緩慢.2009年,Neubauer等[4]在MnSi中首次觀察到與A相密切相關的拓撲霍爾信號,證明了A相拓撲特性.同年,Muehlbauer等[3]通過小角度中子衍射實驗在單晶MnSi中A相存在的溫度-磁場區域觀察到六個衍射斑點,從衍射倒空間確立MnSi中的A相即為拓撲穩定的斯格明子磁序結構.隨后在一系列晶態螺旋磁塊體如Co0.8Fe0.2Si,Mn1?xFexSi,Mn1?xCoxSi中也觀察到了斯格明子磁序.由于螺旋磁體塊材中斯格明子磁序只存在于居里溫度附近一個很窄的溫度-磁場區域內,限制了對斯格明子基礎研究和應用的進一步探索.因此確立能夠穩定磁斯格明子的因素,擴展斯格明子磁序存在的溫度-磁場區域成為一個亟待解決的問題.

圖1 (a)納米條帶樣品中斯格明子磁結構的示意圖;(b)非中心對稱的B 20型立方晶格結構、手性原子排列和斯格明子磁序的示意圖;(c)晶界處兩側晶格具有相反手性原子排列的斯格明子磁結構Fig.1.(a)Schematics of skyrmions in geom etrically confined nanostripes;(b)schematic represenation of B 20 type crystallography,chiral atomic arrangements and chiral spin configurations;(c)skyrmionic spin textures at the grain boundaries with reversed spin chirality.

2010年,Yu等[9,10]把Co0.5Fe0.5Si,FeGe螺旋磁體單晶加工成二維薄膜,利用洛倫茲電子顯微鏡觀察發現當薄膜的厚度小于斯格明子磁序晶格常數時(Co0.5Fe0.5Si晶格周期～120 nm,FeGe晶格周期～80 nm),斯格明子能穩定存在的溫度-磁場區域明顯擴大,表明降低材料空間維度對斯格明子磁序形成和穩定有積極影響.Butenko等[11]認為,維度的降低會誘導出易磁化方向垂直膜面的單軸各向異性,單軸各向異性對斯格明子磁序的穩定有著積極的作用.降低螺旋磁體的空間維度可以有效擴大斯格明子存在的溫度-磁場區域.2013年,Du等[12]通過理論分析,考察了納米薄膜到納米結構體系的磁能量變化,發現更低維度的納米條帶或者納米盤等磁納米結構同樣存在單軸各向異性,但靜磁能的影響會變大,靜磁能和鐵磁交換作用的競爭通常會使特定納米結構的軟磁材料出現磁渦旋,有利于擴大斯格明子穩定形成的溫度-磁場區域.隨后,Du等[13]通過微納加工手段把薄膜樣品加工成納米條帶,利用洛倫茲顯微鏡觀察從實驗上驗證了進一步降低螺旋磁體的維度可以有效擴大斯格明子相存在的溫度-磁場區域.然而,降低材料維度和改變磁體幾何尺寸后,斯格明子磁序結構隨溫度及外加磁場的演變規律及其拓撲穩定性的問題還有待系統的實驗研究,尤其是當磁納米結構的尺寸接近甚至小于單個斯格明子時,強的空間受限效應將會使得其磁結構發生形變,如圖1(a)所示.作為磁功能單元應用于賽道存儲微納結構中的斯格明子,必然受到由材料幾何尺寸引起的空間受限效應的影響.當微納材料結構小于或接近斯格明子磁序的本征尺寸時,一方面,斯格明子的拓撲特性允許其磁結構形貌隨材料幾何尺寸變化,如圖1(a)所示,即斯格明子磁序的拓撲不變性；另一方面,斯格明子磁結構穩定性也受到各項磁相互作用的能量競爭支配.可以預見,特殊形狀、不同尺寸的納米結構還可能導致出現新的拓撲穩定磁有序態和發現與空間受限效應相關的新物理現象.

我們進一步考慮螺旋磁材料的晶格缺陷對斯格明子磁結構的影響.晶體材料普遍存在不同類型的缺陷態,如晶界、孿晶、雜質等.對于磁序手性由原子排列手性決定的螺旋磁體,見圖1(b),當其晶界兩邊具有相反的結構手性時,其兩邊的磁序手性也必然是相反的,即晶界處的斯格明子磁結構與晶格原子排列手性緊密相關[14].從簡單微磁學模擬分析可知,晶界兩邊具有相反的結構手性導致晶界處出現手性相反的斯格明子磁結構,而且界面處存在類似螺旋態的條帶狀(stripe)疇壁結構,其寬度約為螺旋磁序周期LD,如圖1(c)所示.然而,晶界兩邊具有相同的結構手性則其斯格明子磁序也相同,而且界面處的斯格明子緊密排列,不出現界面條帶磁結構.

圖2 (a)離軸電子全息術示意圖;(b)洛倫茲電鏡的菲涅耳離焦圖,圖中標尺為100 nm;(c)—(e)電子全息術重構的相位圖像;(f)顏色表示的樣品面內的磁感應強度分布Fig.2. (a)Schematics of o ff-axis electron holography setup;(b)Fresnel defocused image of Lorentz microscopy,scale bar corresponds to 100 nm;(c)–(e)holographically reconstructed phase images;(f)color rendered projected magnetic induction field distribution.

基于以上斯格明子課題的研究背景,斯格明子磁精細結構與晶態缺陷和空間受限效應的關聯是重要的基礎問題.透射電子顯微鏡的高分辨原子結構分析和磁襯度成像是研究原子尺度的缺陷態和納米尺度的斯格明子磁序的關鍵技術.當前,基于菲涅耳離焦的洛倫茲顯微術已成功地應用于研究二維薄膜磁樣品,但難以給出納米尺度小樣品的磁結構,尤其是納米結構的邊緣處強烈的菲涅耳衍射振蕩襯度遠大于磁襯度 (見圖2(b)的納米條帶邊緣處洛倫茲圖).因此,洛倫茲顯微術不適用于磁納米結構的高空間分辨和磁結構的定量分析.我們主要應用具有原位定量分析納米尺度磁結構的離軸電子全息術[15].如圖2(a)所示,電子槍發出的相干電子波分成兩束,一束空中傳播,為參考波,另一則穿透樣品傳播,為物波.由于靜電全息絲加上電壓,物波與參考波相向偏轉而會聚并發生干涉,從而在像平面上形成電子全息圖.通過對電子全息圖的重構可以得到物波函數的分布,即可得到樣品的電磁勢能場的分布,見圖2(c)和圖2(d).進一步分析處理,可以得到樣品的面內磁感應場分布,并可進一步得到其局域的磁結構,如圖2(e)—圖2(f)所示.

本文以螺旋磁體薄膜FeGe為材料基礎,利用微納加工手段把塊體加工成納米條帶等納米結構,如圖1(a)和圖2(b)所示.通過原位洛倫茲顯微觀察和定量電子全息術分析,詳細研究低維螺旋磁納米樣品的晶體缺陷、形狀尺寸對斯格明子磁序形成和穩定機制的影響,獲得晶態缺陷及空間受限下斯格明子的磁精細結構,期望得到磁功能基元與晶體微結構及樣品幾何尺寸的關聯,從而為發展以磁斯格明子為基元的自旋電子學器件及磁存儲信息等潛在應用方面提供重要的實驗基礎.

2 斯格明子磁結構表征實驗方法

目前,人們采用多種實驗方法研究非共線復雜磁結構.常見的技術手段有宏觀磁學表征以及磁電阻輸運,動量空間磁結構分析的中子散射實驗,以及實空間磁襯度成像的磁力顯微鏡(MFM)、自旋極化掃描隧道顯微鏡(SP-STM)、磁光克爾顯微鏡(MOKE)、磁透射軟X射線顯微鏡(MXTM)等.除了上述幾種研究表征手段,洛侖茲透射電子顯微鏡(LTEM)[16]是研究納米尺度磁結構必不可少的強力手段.此外,基于洛倫茲電鏡的電子全息技術和微分相位襯度技術均可大幅提高磁結構分析的精度,有利于分析斯格明子的精細磁結構.我們簡要介紹基于透射電鏡實空間磁襯度成像技術和磁結構分析方法的基本工作原理、適用范圍及其優缺點.

2.1 洛倫茲透射電子顯微鏡

如圖3(a)所示,洛倫茲電子顯微術利用磁性樣品中不同方向的磁矩所產生的磁場,使入射電子束受到不同方向的洛倫茲力作用而發生相應方向上的偏移,最終在成像位置呈現出或明或暗的襯度,對應于磁疇壁位置.電子受到的洛倫茲力以及偏轉角分別表達為F=e(ν×B)和β=e/hλtB,其中ν和λ是電子速度和波長;B,t,h分別是磁感應強度、樣品厚度、普朗克常數.磁偏轉角β通常很小(約為數μrad),所以需要用較大離焦量(約為數百μm到mm)才能得到與磁分布相關的襯度.值得注意的是,面外磁化強度分量不產生電子束偏轉,因此洛倫茲電鏡不能探測面外磁分量.另外,由于樣品附近的物鏡能產生高達數特斯拉的磁場,大部分磁樣品會被完全磁化,因此需要關閉物鏡,用一個遠離樣品的磁透鏡代替物鏡的成像功能,即洛倫茲磁透鏡,這樣可以獲得磁性樣品內部磁疇或疇壁的磁結構.要研究樣品的磁化過程,有兩種方式引入外磁場:一是利用磁樣品桿產生水平方向的磁場,二是利用物鏡產生垂直于樣品的磁場,而且可以結合樣品傾轉對樣品進行不同方向的磁化.

洛倫茲電鏡成像模式主要有兩種:菲涅耳(Fresnel)成像和傅科(Foucault)成像.菲涅耳成像是通過簡單改變成像離焦量來實現,適合觀測磁樣品的疇壁分布.傅科成像是通過遮擋或者保留后焦面上與磁相關的衍射信號來實現,適用于觀測僅有少量不同磁化取向的樣品區域.洛倫茲電鏡觀察具有超高的空間分辨率,而且觀察時不破壞材料的磁結構等優點,成為現階段較常用的磁結構表征工具.更進一步,利用強度傳遞方程(transport of intensity equation,TIE)[17?19]方法分析洛倫茲圖像強度可以獲取出射電子波相位圖,即通過簡單計算若干幅離焦圖像來得到相位圖像.運用強度傳遞方程TIE對三幅不同焦距(欠焦、正焦、過焦)的洛倫茲電鏡圖進行分析,從而獲得與面內磁場分布相關的電子波相位信息?(x,y).若?(x,y)已知,則可以計算投影的面內磁感應場分布B(x,y).值得注意的是,由于TIE方法得到的是部分出射電子波相位,具有局限性,因此運用TIE方法分析磁結構時需要注意相位重構參數對最后得到的相位的影響[20].洛倫茲模式非常適合用來研究磁薄膜樣品.2010年,Yu等[9]利用洛侖茲電鏡和TIE方法對Fe0.5Co0.5Si單晶樣品的斯格明子磁晶格進行了實空間成像,首次清晰地揭示了斯格明子手性磁結構以及長程有序的斯格明子磁晶格.此后,其他一些無中心反演對稱性的材料[21?23]也是通過洛倫茲電鏡實驗證實了斯格明子磁晶格的存在.

圖3 (a)洛倫茲電鏡設備及成像模式示意圖;(b)微分相位襯度技術成像模式示意圖Fig.3.(a)Schematics of Lorentz microscope setup and imaging modes;(b)schematics of differential phase contrast technique.

2.2 微分相位襯度

如圖3(b)所示,基于掃描透射電鏡的微分相位襯度(differential phase contrast,DPC)技術[24,25]利用會聚的電子束掃描樣品,因電子束受沿面內的電極化、磁極化或者應力場作用而發生偏轉,其偏移量可以被象限分儀類電子探測器記錄.這個技術已在極化類功能氧化物材料的界面結構以及局域電場、磁場等研究中發揮關鍵作用.最近,微分相位襯度技術可實現對磁性樣品的直接觀察,并可實時獲得磁結構隨外界激勵的動態響應.2016年,McGrouther等[26]運用掃描透射的微分相位襯度技術發現在二維FeGe晶體里面,斯格明子晶格表現出本征的六重對稱性.Matsumoto等[27]也通過DPC方法仔細考察了FeGe晶體的晶界缺陷對斯格明子磁序形狀及穩定性的影響.

2.3 離軸電子全息術

透射電鏡中離軸電子全息術[15](o ff-axis electron holography,OAEH)的示意圖可參考圖2(a).根據Aharonov-Bohm效應,入射電子波穿透薄樣品時受到樣品電磁勢調制而改變其振幅與相位.基于透射電子顯微鏡的電子全息方法記錄電子波的振幅和相位變化,從而得到樣品的電磁勢場信息.相位與電磁勢場關系可表達為(以一維情況為例)

其中CE為與加速電壓相關的電鏡常數,V(x,z)是靜電勢,B⊥(x,z)是面內磁感應強度,h是普朗克常數.離軸電子全息術是利用靜電雙棱鏡的干涉現象獲得樣品圖像的顯微技術.通過對電子全息圖的重構可以將出射電子波函數的相位和振幅分離開,分別得到單獨的相位襯度像和振幅襯度像.電子全息圖中包含了相應區域內樣品電磁勢場分布的信息,樣品勢場對原子鍵合強度及離子化程度差異引起的電荷分布變化非常敏感,電子全息還可以和洛倫茲技術結合用來表征功能材料的電勢場及磁場分布,是研究局域電子結構空間分布的最直接、有效的方法之一.Park等[28]利用OAEH研究了不同厚度的FeCoSi薄膜中斯格明子磁結構,通過分析樣品中單個斯格明子磁相位隨樣品厚度的變化關系,證實磁斯格明子圓柱型的三維磁分布構型.近期,由德國于利希(Jülich)電鏡中心Dunin-Borkowski領導的研究組利用原位、高分辨、定量的電子全息實驗,系統研究了納米結構中斯格明子磁序的若干重要問題,例如,溫度磁場依賴的斯格明子內部精細磁結構[29,30],高空間受限下斯格明子拓撲變化及穩定性[31,32],斯格明子磁缺陷態[33],手性磁序的表面態、邊緣態[34]以及新穎手性浮子(bobber)磁序的實驗觀察[35].

2.4 透射電鏡磁成像技術的優缺點及適用范圍

基于透射電鏡的洛倫茲電鏡、微分相位襯度以及電子全息術均可實現納米分辨的實空間磁襯度成像,已成為研究精細磁結構必不可少的強力手段.我們對這三個技術方法進行簡單的比較,指出各自的優缺點和適用范圍[30].洛倫茲電鏡由于其操作簡單、磁襯度解析直觀、可觀察的樣品面積大(倍數低而視場大),且圖像采集速度較快而具有一定的動態觀察能力,已被眾多課題組用來研究磁斯格明子.但由于洛倫茲磁襯度受成像參數影響,很難對獲得的磁圖像進行磁結構定量分析;盡管結合了基于強度傳遞方程的磁相位重構方法,由于該方法本身的局限性,重構得到的相位仍不能準確對應磁結構.微分相位襯度技術具有很高的空間分辨率,同時也可以掃描較大區域的磁樣品,但應用該方法定量分析磁結構仍然十分困難,需要對DPC偏移量和實際待測的物理量做精確的校正.電子全息技術可以記錄與磁結構直接對應的磁相位,因此可以定量分析復雜磁結構.但是,電子全息需要安裝有靜電雙棱鏡,樣品觀察區域較小(約1μm大小),后期圖像處理較復雜.從這三個技術各自的優缺點來看,我們可根據研究課題目標及樣品特點來選擇合適的技術方法.

3 空間受限下納米結構中的磁斯格明子

實現基于斯格明子磁功能單元的賽道存儲器件,需要考察材料幾何尺寸的空間受限效應對磁斯格明子的影響,需要在低維受限的微納結構里進行細致研究.理想的信息存儲要求的結構是一個可容納單列斯格明子的納米條帶.要研究納米結構中的磁斯格明子,實空間觀察磁斯格明子的精細結構至關重要[15,16].然而,研究納米結構中單個磁斯格明子則非常困難,需要非常高的空間分辨率和磁信號探測靈敏度.另外,納米結構邊緣對于洛倫茲電鏡成像也會有非常嚴重的影響,研究小于100 nm以下的納米結構中的斯格明子,邊緣襯度問題顯得尤為突出,因為洛倫茲技術使用離焦成像條件,使得在納米結構邊緣處形成因離焦成像而形成的菲涅耳衍射襯度,導致分析材料邊緣磁結構非常困難[13].基于透射電鏡的離軸電子全息技術則具有很大優勢,采用正焦的圖像記錄方式,可直接獲得反映樣品電磁勢場的相位圖,因此可更容易地消除納米結構邊緣信號的影響.而且這項技術還具有約為數納米的高空間分辨率、高磁相位敏感度以及對納米結構磁結構定量分析的能力[16].對于磁斯格明子這樣具有微弱相位變化的磁結構,電子全息的信息數字化獲取以及成熟的圖像分析處理軟件顯得十分必要.我們利用先進的離軸電子全息技術首次研究了納米尺度空間受限的楔形納米條帶(寬度在40—150 nm之間)樣品中的磁結構。在不同的樣品溫度下,考察了楔形納米條帶中的斯格明子的成核及隨外加磁場的演變規律,發現在這樣高空間受限的納米結構中,斯格明子顯示出形貌的高度可變性,并揭示了外磁場驅動螺旋磁向斯格明子的新轉變方式[31].

3.1 楔形納米條帶樣品的聚焦離子束(FIB)制備

楔形納米條帶樣品是由中國科學院強磁場科學中心田明亮課題組采用一種先覆蓋后剝離的FIB技術制備的,該樣品薄膜截面的上邊界無附著物且沒有損傷,適合用于電子全息實驗.其制樣過程見圖4.首先在多晶FeGe塊材中刻蝕加工出厚度變化的FeGe薄片,然后在FeGe薄片兩面先后用電子束和離子束沉積PtCx包裹起來,最后按照標準的聚焦離子束制備透射樣品的流程加工出楔形納米條帶透射樣品.加工出的納米條帶厚度為110 nm,長度為2600 nm,寬度從10 nm線性變化到180 nm.楔形條帶的基本形貌和原子結構、化學成分表征見圖5.該楔形寬度大小恰好包括了FeGe的螺旋磁周期(LD=70 nm),可以在單個納米條帶樣品中考察一系列寬度下斯格明子的空間受限效應.

圖4 FIB刻蝕制備FeGe楔形條帶樣品示意圖[31] (a)離子刻蝕楔形溝槽;(b)沉積包裹PtCx;(c)提取楔形薄片;(d)焊接于支持微柵銅柱上Fig.4.Schematics of FIB preparation procedure of FeGe wedged nanostripe[31]:(a)G roove structure milled by focus Ga-ions;(b)deposition of Pt C x as protection layers;(c)lift-off method;(d)welding of nanostripe onto Cu grid.

圖5 FeGe納米條帶的形貌和原子結構 (a)FeGe納米條帶的電鏡圖;(b)沿[011]晶帶軸取向的電子衍射圖;(c)和(d)高分辨晶格像,顯示樣品在靠近納米條帶邊緣處保持有序的晶格結構,高分辨晶格像和電子衍射圖證實條帶樣品為B 20立方晶體結構[31]Fig.5. (a)B right- field TEM image of nanostripe;(b)[011]-oriented electron diffraction pattern;(c)and(d)are high-resolution lattice images corresponding to the marked areas in(a)[31].

3.2 220 K等溫變場原位電子全息實驗

圖6 (a)是FeGe楔形納米條帶的電鏡圖,白色方框內是電子全息實驗分析區域.圖6(b)—(d)是不同外場下電子全息獲得的面內磁感應分布圖,其等高輪廓彩圖表示面內磁化強度分布的方向和大小.值得注意的是,磁襯度擴展到納米條帶非常邊緣區域.理論預言在樣品邊緣處存在扭結型(tw ist)的邊緣態[36,37].當楔形納米條帶在零外場下從室溫冷卻至220 K(圖6(b))時,該條帶呈現復雜的以弧形和渦旋狀為主的螺旋磁序.當沿著垂直于納米條帶平面方向外加磁場,納米條帶的螺旋磁結構隨外場的增加而逐漸演化,在148 mT下演變成斯格明子單鏈(圖6(c)).如圖所示,斯格明子隨著納米條帶寬度的變化依次表現出壓縮、正常及拉伸狀態.當進一步增加外磁場,單個斯格明子會繼續變小,進而變為圓形.例如,在磁場～222 mT下,斯格明子尺寸變小,位置發生調整,如圖6(d)所示.在納米條帶窄端的斯格明子開始消失,而寬端處的斯格明子則形成“之”字形排列,見圖6(d)中虛線框.值得注意的是,FeGe納米條帶的上下邊出現磁手性邊緣扭結態(edge tw ist state),其典型特征是在邊緣處磁化方向幾乎是沿著面內方向的,如圖6(c)和圖6(d)中白色短箭頭所示.根據理論分析,樣品邊緣處的磁結構可看成是手性磁材料的表面態,它可以保持樣品邊緣附近的磁序手性[36].這種邊緣磁結構在電流驅動納米條帶中的斯格明子起關鍵的保護作用[6,38].理論研究發現邊緣磁結構的存在能進一步降低納米體系中斯格明子的磁能量,使得斯格明子磁結構能在更大的外磁場和溫度范圍內穩定存在.

圖6 FeGe納米條帶的面內磁感應強度分布圖 (a)FeGe楔形納米條帶的電鏡圖,白色虛線框區域為電子全息分析區域;(b)—(d)溫度220 K下電子全息實驗獲得的磁感應強度分布隨外加磁場的演變,(b)中的色輪表示面內磁感應強度方向(紅＝右,黃＝下,綠＝左,藍＝上);(c),(d)中的白色箭頭表示納米條帶邊緣的面內磁化方向;(d)白色虛線框中為“之”字形斯格明子鏈;(b)中的矢量k代表螺旋磁結構的波矢量,標尺對應150 nmFig.6.(a)B right- field TEM image of a wedged FeGe nanostripe;(b)–(d)projected magnetic induction maps reconstructed from holography measurements at 220 K.Color wheel in(b)shows the directional representation(red=right,yellow=down,green=left,and blue=up);(c)–(d)spin twists at the specimen wedges marked by white arrow s;(d)zigzag type skyrmion chain is marked in the white-dashed frame.In(b)the vectors k rep resents helical pitchs and the scale bar is 150 nm[31].

3.3 95 K等溫變場原位電子全息實驗

橢圓斯格明子在更低的溫度下仍然存在,但是它們的形成過程與高溫下的形成明顯不同.先前的研究表明,低溫不利于斯格明子的形成,并且納米條帶中螺旋磁序到斯格明子的轉變依賴于初始螺旋磁結構[13].通過零場冷卻方式,將樣品溫度降至95 K后,發現納米條帶具有一個混合的螺旋磁態:條帶窄端的波矢垂直于條帶,而寬端的波矢則平行于納米條帶(圖7(b)).當外加場～217 mT時,只有波矢平行條帶的螺旋磁結構轉變成單鏈斯格明子態.螺旋磁向斯格明子的轉變具有精確的一一對應關系,即一個螺旋磁序轉變成一個斯格明子,如圖7(b)—(d)和圖7(e)—(f)白色虛線所示.在更高的外磁場下,斯格明子的數量保持不變,但其大小及橢圓度都減小(圖7(d)和圖7(g),與溫度為220 K時的類似.此外,我們發現在220 K下對樣品進行先升場至樣品磁飽和再降至零場的磁化過程,然后在零場下將溫度降至95 K,這個磁化過程可以控制初始的螺旋磁結構,實現螺旋磁態波矢方向幾乎都沿著納米條帶長軸方向,見圖7(e).此磁化過程調控了零場下螺旋磁結構后,然后給其施加一個外磁場,螺旋磁序到斯格明子轉變也具有一一對應關系,形成的斯格明子形態圖也與圖7(b)—(d)中的結果類似.

3.4 實驗與理論相圖

為了更好地理解以上的實驗結果,我們對納米條帶磁結構與條帶寬度關系進行了微磁學數值模擬,考察零溫度下螺旋磁序向斯格明子轉變的過程.采用的微磁學模型和相關模擬參數可見文獻[31],這里給出主要的數值模擬結果.基于實驗結果(圖6和圖7),我們總結了FeGe納米條帶磁結構的寬度-磁場相圖,如圖8(a)所示.在較低磁場下出現畸變的螺旋磁態,在大約75 mT的外加磁場下,根據寬度Wy不同而轉變成完全的邊緣扭結態、單鏈斯格明子或者“之”字形的斯格明子鏈.當Wy在79—140 nm之間時,形成斯格明子單鏈;當Wy<79 nm時,不會形成完整的斯格明子;當Wy>140 nm時,根據外加磁場的大小不同,形成單鏈斯格明子或者“之”字形斯格明子鏈,且該鏈表現為斯格明子六角密排.嚴格來講,通過直接能量極小化原理的數值模擬獲得的磁結構與真實物理動態磁化過程存在差別,只有與平衡態關聯的最終磁結構可以和實驗數據相比較.在外加更高的磁場下,斯格明子逐漸失去穩定性,轉變為圓錐螺磁態或者鐵磁飽和態.我們給出能穩定存在理想圓形斯格明子單鏈的納米條帶寬度約為110 nm,即條帶寬度Wy=1.6LD.

以上結果表明,理論模擬磁相圖與實驗磁相圖非常接近(圖8).在理論模型中,不同磁化狀態的轉變是通過比較它們之間的能量來確定的,理論模擬考察了更寬的納米條帶的斯格明子形成過程.實驗和理論相圖的微小差異源于實驗中所觀察到的系統存在微小的磁滯行為,而磁滯可歸因于不同的磁化狀態之間的有限能壘.在理論相圖中,是理想圓形斯格明子的臨界條帶寬度.在小于或大于的情況,斯格明子總是表現出縱向或橫向的橢圓形變.然而假定斯格明子的密度固定不變,當磁場強度超過一定的數值時,在一個很廣的納米條帶寬度范圍內,斯格明子都表現為圓形(圖8(b)中虛線區域).但當磁場強度不在此范圍內時斯格明子總是表現出橢圓形變.在高磁場>300 mT和有限溫度下,橢圓形變小到可以忽略.

圖8 FeGe納米條帶中隨條帶寬度和外加磁場變化的磁相圖 (a)溫度220 K下的楔形納米條帶中的磁序態實驗相圖,矩形框代表實驗采樣數據點,橘色、紫色、灰色和藍色的矩形框分別對應螺旋磁序(Helicoid)、單鏈(SSC)、“之”字形鏈(ZSC)以及飽和鐵磁態;(b)微磁學模擬的以條帶寬度和外加磁場為變量的磁相圖,實心圓圈代表計算采樣點,顏色標識與(a)中的一致;和分別對應形成圓形斯格明子和單個斯格明子鏈“之”字形鏈的臨界寬度,P SK L代表斯格明子晶格的周期[31]Fig.8.(a)Experimental magnetic phase diagram with areas of orange,purple,gray and blue representing helical,single chain,zigzag and field-polarized ferromagnetic states;(b)micromagnetically simulated magnetic phase diagram with color definition as in(a)[31].

3.5 小 結

我們的實驗結果和理論分析提供了分析其復雜非共線自旋系統量子受限的范例.空間受限體系下,斯格明子的形狀高度易變性允許它們通過改變形狀和大小來適應不同的納米結構,甚至當納米結構的尺寸小于薄膜中平衡態斯格明子的大小時也可以實現.對于納米條帶寬度Wy<時,甚至在溫度接近T～0.8TC時斯格明子仍然可以穩定存在.由于電流和斯格明子的高效耦合是依賴于斯格明子的拓撲性質而不依賴于斯格明子的形態,我們認為橢圓形斯格明子可以像圓形斯格明子一樣被電流高效驅動.并且,相比于薄膜中圓形斯格明子表現出來的所謂的旋進模式和呼吸模式[39],我們預測在寬度小于兩倍螺旋磁態周期的納米條帶中(Wy<2LD),其中的橢圓形變的斯格明子將在交變磁場下呈現出獨特的震蕩和拉伸磁激發模式.實驗觀察所揭示的另一個重要問題是直接觀察到斯格明子幾乎和它們的初始狀態無關的成核機制,其典型特征是斯格明子的數目和其母相螺旋旋節數目相等.對于寬度在LD

4 斯格明子磁序缺陷態與材料晶體缺陷的關聯

晶態材料普遍存在不同類型的缺陷態,如晶界、孿晶、雜質等.在具有手性原子排列的螺旋磁體中,晶格缺陷態的電子結構以及磁參數不同于完整晶體的磁參數,缺陷可能破壞螺旋磁序或者成為斯格明子磁結構的釘扎中心,因此晶體微結構缺陷態必然會影響其手性磁結構.磁晶體材料缺陷態的斯格明子磁結構是斯格明子物理重要的研究內容之一.

4.1 原子排列手性與磁序手性關聯

晶體學手性描述的是當晶體結構中的原子分布不能通過任何鏡像、旋轉或平移等對稱操作而重合,則表明該晶體屬于無中心也無反演對稱的空間群.非中心對稱的B20晶體結構(空間群P213)屬于該類不包括反演、旋轉反演或者是鏡面等對稱操作,既無中心也無反演對稱的空間群.立方結構B20的FeGe具有DM相互作用,其磁序手性ΓM是由晶體學結構手性ΓC決定的,即ΓM=αΓC.α是DM相互作用的符號.圖1(b)表明了晶體學原子排列手性與磁序手性的相互關系.當考慮晶界處的磁序手性,圖1(c)則表示晶界兩側相反的原子排列手性.從微磁學模擬可知,晶界處原子排列手性將會影響到其磁序手性.對于晶界兩邊晶格具有相反的結構手性,則會在晶界處形成具有一定寬度的界面磁化條帶.這個界面磁化狀態既可保持在晶界兩側的磁序手性又滿足其最小靜磁能的要求.與之相反,對于晶界兩側具有一致的結構手性,則晶界兩側產生的斯格明子將會緊密排列,形成斯格明子磁晶格,不會在晶界處產生界面磁化條帶.

4.2 晶界處手性磁序

布洛赫型斯格明子磁序結構可以由洛倫茲電鏡的菲涅耳(離焦)圖像記錄.單個斯格明子的內部磁場使得入射電子束發生偏轉,在每個斯格明子的中心位置形成或明或暗的圓點狀襯度,取決于離焦符號及磁手性排列方向.圖9是外磁場100 mT,溫度220 K條件下兩個樣品的洛倫茲電鏡圖.圓點狀襯度對應著單個斯格明子磁結構,圖中白線箭頭標注為晶界位置.如圖9(a)所示,晶界兩側是相反的斯格明子襯度,表明晶界兩側具有相反的磁手性序,亦即具有相反手性的原子排列.作為對比,圖9(b)中晶界兩側的斯格明子襯度保持不變,因為晶界兩側的磁序手性是一致的.值得注意的是,在圖9(a)中晶界處,存在一個寬度約為螺旋磁周期大小LD=70 nm的條帶狀磁襯度.但這條帶狀磁襯度在圖9(b)中并沒有出現.無論是晶界兩側磁手性是相反的還是相同的,其兩側的斯格明子都是以六方密排晶格的方式出現,沒有斯格明子跨在晶界上.由于斯格明子是從螺旋磁序轉變而來,這種外磁場下磁結構演變行為與界面的晶體結構緊密相關.

雖然洛倫茲電鏡通過菲涅耳離焦方法可以直接給出大面積薄樣品的磁襯度像,但是這個方法很難定量分析局域磁結構.與洛倫茲離焦技術不同,離軸電子全息技術允許直接記錄穿過樣品的電子波函數的相位改變.獲得的相位信息可用來定量分析樣品的磁場強度分布.利用電子全息相位圖定量分析樣品磁結構時,需要分離與磁場相關的襯度和與電場相關的襯度.文獻[16]中記錄了幾種分離電和磁相位襯度的方法.圖10(b)和圖10(e)是顏色和相位等高輪廓線圖表示實驗獲得的磁相位襯度.顏色的色度(hue)和亮度(brightness)分別表示面內感應磁場方向和強度分布,虛線標示晶界位置.磁感應強度分布圖清楚地表明了晶界處兩側斯格明子磁序手性的變化.值得注意的是,沿著晶界出現一個清晰的、寬度大約為65 nm的界面磁化條帶,其寬度與塊體FeGe的螺旋磁序周期LD=70 nm接近.為了從磁相位中重構出樣品的磁結構,我們使用了基于模型迭代算法的磁化強度重構技術.其工作原理和具體操作細節則可以參考文獻[30].圖10(c)和圖10(f)是重構的面內磁化強度分布圖,其中箭頭表示投影到面內的磁化強度的方向和大小.雖然洛倫茲電鏡圖像觀察到了手性相反的晶界處的界面磁條帶襯度,但無法給出其準確的磁結構.我們利用電子全息技術以及磁結構重構技術,精確地給出了局域的磁結構.結果表明,在具有DM相互作用的磁手性晶體中,界面處的磁結構不僅受界面處強的短程磁交換作用影響,還受到較弱的非對稱磁DM項交換作用的影響,從而在形成界面處兩側斯格明子磁晶格時,形成保持晶界兩側晶體的磁序手性[33,36]的界面條帶狀磁結構.

圖9 FeGe薄片樣品的洛倫茲電鏡圖 (a)晶界處兩側具有相反手性的原子排列,其斯格明子也呈現相反手性磁序;(b)晶界處兩側的原子排列手性不變,其斯格明子也呈現相同的磁序手性[33];白色箭頭標示為晶界位置,黑色箭頭之間為界面條狀磁襯度Fig.9.(a)Lorentz images of grains with reversed crystallographic and spin chiralities;(b)Lorentz images of grains with identical crystallograhic and spin chiralities[33].White arrows mark the positions for grain boundaries,and black arrows denote the stripe-like magnetic contrasts at the interfaces.

圖10 FeGe納米薄片包含晶界的磁感應強度分布圖[33] (a),(d)分別是FeGe納米結構的形貌電鏡圖.箭頭對指示為晶界位置;(b)晶界處兩側晶體具有相反的原子手性排列,其斯格明子也呈現相反手性磁序;(c)箭頭表示重構的面內磁化強度分布;(e)晶界處兩側晶體的原子排列手性不變,其斯格明子也呈現相同的手性磁序;(f)箭頭表示重構的面內磁化強度;(b),(e)中的色輪表示面內磁感應強度的方向和大小,白色虛線標示為晶界位置Fig.10.(a),(d)are the respective TEM images for two FeGelamella;(b)color wheel rendering of magnetic induction map,showing reversed skyrmionic contrasts that is due to reversal of the crystallographic and spin chiralities across grain boundaries;(c)arrow plot rep resents the reconstructed projected in-plane magnetization distributions;(e)color wheel rendering of magnetic induction map,showing skyrmonic contrasts that correspond to the identical crystallographic and spin chiralities across grain boundaries;(f)arrow plot rep resents the reconstructed in-plane magnetization distributions.The color wheel in(b),(e)represents the direction and magntitude of in-plane magnetic induction field.Dashed white lines mark the grain boundaries[33].

當晶界處兩側晶體的結構手性一致時,如圖10(e)所示,晶界兩側的斯格明子表現為相同的磁序手性,而且兩側的斯格明子緊密堆積,晶界處不存在條帶狀的界面磁結構.斯格明子分布于兩側晶體的內部,不跨在晶界處,這表明雖然晶界處的短程磁交換Jex作用不同于兩側晶體內部的Jex,但由于DM相互作用的遠弱于磁交換作用Jex,斯格明子磁結構可形成于相鄰晶體內,但不出現在晶界上.

4.3 完整晶體中的磁序拓撲缺陷態

進一步考察完整晶體中斯格明子磁序晶格缺陷態的形成及其特性.圖11(a)是FeGe納米條帶完整晶體的電鏡圖.圖11(b)和圖11(e)是納米條帶的洛倫茲菲涅耳磁襯度電鏡圖.將樣品置于100 mT外磁場下,室溫冷卻樣品,并通過電流加熱樣品桿來調節樣品冷卻速度.圖11(b)對應于冷卻速率為10 K·m in?1(無電流加熱),而圖11(e)對應于冷卻速率為1 K·m in?1.圖11(b)顯示為斯格明子磁序晶格包含一個類似位錯型的斯格明子磁晶格缺陷態,而圖11(e)是高度有序的斯格明子磁晶格.有趣的是,在位錯核附近的斯格明子(圖11(b)中虛線環)分布十分不規則.這種不規則形態與斯格明子磁序拓撲形貌易變性緊密相關.斯格明子缺陷態的形成不僅展示了具有粒子屬性的斯格明子能形成類似原子晶體的缺陷態,也顯示了斯格明子可連續變化而不改變其拓撲狀態的非平庸拓撲特性.

圖11 (a)完整晶體FeGe納米條帶的電鏡圖;(b),(c),(d)分別為斯格明子位錯型磁序晶格缺陷的ZTEM圖,電子全息磁相位圖以及重構的面內磁化強度分布;(e),(f),(g)是高度有序斯格明子磁序晶格[31]Fig.11.(a)B right- field TEM image of a single FeGe crystal;(b),(c),(d)are the respective Lorentz image,holographically obtained magnetic phase image and reconstructured in-plane magnetization distribution for a skyrmionlatttice contains a dislocation-type magnetic defects.Similar description is applied to(e),(f),(g)for a highly ordered skyrmion lattice[31].

利用電子全息技術研究完整晶體中的斯格明子磁晶格位錯型缺陷態.在溫度100 K和100 mT的外磁場下,全息相位圖(圖11(c))記錄了FeGe納米條帶中斯格明子磁晶格包含一個位錯型拓撲缺陷.圖11(f)記錄的全息相位圖顯示該FeGe納米條帶中存在高度有序的斯格明子磁晶格.利用前面提到的磁結構重構算法,進一步獲得納米條帶的面內磁化強度.圖11(d)和圖11(g)分別是在圖11(c)和圖11(f)中所標志區域的面內磁化強度分布.圖11(d)給出了位錯核心區域的的橢圓畸變斯格明子磁結構,揭示了位錯核心的斯格明子直徑約為正常斯格明子直徑(～80 nm)的1.3倍,但位錯附近區域的斯格明子尺寸比正常斯格明子小.作為對比,圖11(g)中斯格明子磁晶格則為排列有序、大小一致的圓形.

4.4 小 結

我們使用原位洛倫茲電鏡和離軸電子全息術系統地研究了斯格明子拓撲磁序缺陷與材料晶體學缺陷之間的關聯.對于晶界處兩側原子排列手性相反的情況,我們觀察到斯格明子磁序手性也是相反的,而且在晶界處存在界面條帶磁結構.若晶界處兩側晶體的原子排列手性一致,則其斯格明子磁序也保持手性一致,不存在界面條帶磁結構.另外,在完整晶體中,具有粒子屬性的斯格明子拓撲磁序也可以形成諸如界面和位錯型的磁晶格缺陷態,并且斯格明子的形狀和大小可以改變,體現了拓撲可變性.這些實驗結果對深入理解斯格明子磁序的拓撲缺陷性質以及開發斯格明子磁基元的器件都具有十分重要的意義.晶體材料的缺陷態不僅影響了拓撲磁序結構,還將對斯格明子磁晶格的輸運性質和自旋波激發等方面具有重要的影響.

5 總結與展望

運用目前最先進的電子全息術對磁性樣品的納米結構進行了磁精細結構的表征,分析了空間受限下斯格明子的形成與拓撲穩定性,研究了材料晶態缺陷對手性斯格明子的影響.近期,斯格明子復雜磁結構的電鏡研究進一步促進了多種電鏡磁成像技術的發展,同時也加深了人們對斯格明子等復雜磁結構的認識,為磁性能調控和器件制備打下了堅實的實驗基礎.從方法論的角度來講,基于透射電子顯微鏡的電子全息技術具有很高的空間分辨率和磁結構定量分析的能力,已廣泛應用于納米尺度復雜磁結構分析,不僅補充了諸如小角中子散射、輸運測試等缺乏空間分辨的磁表征手段,而且在研究其他二維或三維納米自旋體系磁性結構中也有廣闊的應用前景.當然,目前基于電子顯微鏡技術的磁結構研究還遠非完美,如由于實驗手段的限制,還不能直接快速地觀測磁動態變化過程,三維磁結構的電鏡分析有待進一步提高,這都是具有挑戰性和重要性的課題.這里我們提出幾個值得探索的問題:納米尺度分辨的三維磁結構重構；斯格明子磁序對外部激勵下動態響應的原位條件直接觀測;高時空分辨的斯格明子磁結構的動態過程,以及電子能量損失譜學對磁結構和磁參數的高分辨定量分析.相信隨著技術手段的不斷進步,以及斯格明子物理研究的不斷深入,人們對斯格明子乃至非共線復雜磁性的了解必然更加深入全面,而基于透射電子顯微鏡高時空分辨的精細磁結構實驗分析作為其中關鍵的一環,也將是未來研究中的重要方向之一.

感謝中國科學院強磁場科學中心田明亮研究員、杜海峰研究員、金馳名博士提供磁納米結構樣品以及課題討論；感謝德國于利希研究中心Rafal Dunin-Borkow ski教授、Andras Kovacs博士、Jan Caron博士在電鏡全息方面的幫助,以及Nikolai Kiselev博士在磁理論模擬方面的幫助.