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Janela de comutação mecânica bidirecional em filmes finos ferroelétricos prevista pela primeira

Dec 13, 2023Dec 13, 2023

npj Computational Materials volume 8, Número do artigo: 137 (2022) Citar este artigo

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Detalhes das métricas

O controle mecânico da evolução do domínio ferroelétrico atraiu muito interesse na última década. No entanto, a comutação mecânica bidirecional de 180°, ou seja, um ciclo completo de gravação mecânica e apagamento de um nanodomínio ferroelétrico, ainda não foi realizada em arquiteturas de filme de ponta. Aqui, por meio de simulações de dinâmica molecular baseadas em primeiros princípios, demonstramos que a comutação mecânica bidirecional de 180° é possível em arquiteturas de filme de ponta quando a condição de triagem de filmes ferroelétricos e a força de carregamento de ponta estão dentro de uma janela apropriada. A comutação utiliza uma competição delicada entre o campo flexoelétrico e um campo dipolar efetivo negligenciado. O campo dipolar efetivo domina em uma pequena força de ponta e aciona a comutação de um estado de domínio único descendente para um estado de polidomínio ascendente, enquanto o campo flexoelétrico domina em uma força de ponta relativamente grande e permite uma comutação inversa. A comutação mecânica bidirecional é obtida pela aplicação de pulsos de força de ponta com força variável alternativamente. A dinâmica da interação dipolo-dipolo desempenha um papel importante na comutação mecânica.

Os materiais ferroelétricos são caracterizados por uma polarização elétrica permanente sob a temperatura de Curie, que pode ser alterada por um campo elétrico maior que um valor coercitivo. As polarizações comutáveis ​​e as estruturas de domínio associadas são mantidas em nanoescala e sustentam diretamente aplicações avançadas emergentes e comercializadas de ferroelétricos, como memórias não voláteis1,2, dispositivos neuromórficos3,4, dispositivos de micro-ondas ágeis de alta frequência5, etc. a comutação é uma premissa para aplicações de dispositivos baseadas em estruturas de domínio e para maior controle das funcionalidades de ferroelétricos por engenharia de domínio. Grandes esforços têm sido feitos na busca de controles determinísticos e fáceis de estruturas de domínios ferroelétricos, particularmente, a manipulação local6,7. Atualmente, os campos elétricos de ponta são comumente usados ​​para manipular estruturas de domínio ferroelétrico localmente8,9,10,11, mas com fenômenos inescapáveis ​​de campo, como injeção de carga e quebra. Para aliviar os efeitos adversos da comutação elétrica e buscar cenários de aplicação, várias estratégias de comutação, por exemplo, óptica12,13, térmica14,15,16, química17,18, mecânica19,20,21,22,23,24,25,26, 27,28 e estratégias de comutação híbridas29,30 têm sido exploradas como formas alternativas de controlar domínios ferroelétricos.

A comutação de domínio local induzida mecanicamente entra no campo de visão dos pesquisadores devido à revisitação de um efeito de acoplamento eletromecânico de alta ordem, ou seja, o efeito flexoelétrico, que é relatado como sendo significativamente aprimorado em ferroelétricos em nanoescala recentemente31,32,33. Em tal efeito, os gradientes de deformação quebram a simetria da rede e geram um campo elétrico equivalente - campo flexoelétrico, indicando uma alternativa promissora para mudar a polarização ferroelétrica sob certas circunstâncias. Um trabalho marcante foi feito por Lu et al. que demonstrou experimentalmente uma reversão determinística de 180° para baixo da polarização ferroelétrica em um filme fino de BaTiO3 (BTO) pressionando uma ponta de microscópio de força atômica (AFM)19. Essa comutação mecânica fornece uma possibilidade de controle local e livre de tensão da polarização em ferroelétricos e acredita-se que reduza os efeitos adversos da comutação elétrica para os dispositivos ferroelétricos, como a ocorrência de injeção de carga, corrente de fuga e quebra elétrica. Desde então, o interesse na flexoeletricidade ressurgiu e gerou discussões sobre a viabilidade de mudar os domínios ferroelétricos 'não eletricamente'. Uma variedade de conceitos de dispositivos nanoeletromecânicos baseados no controle mecânico da polarização ferroelétrica foi proposta em ferroelétricas19,25,29,34,35,36,37,38,39.

 0.99, while PD state has lower total energy than the SD state when β < 0.99. This is to say, the SD state is energetically more favorable when the surface screening condition is near the ideal SC condition, while the PD state is more stable under poor charge screening conditions as illustrated in Fig. 2b./p> \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right|\) when β > 0.967, and \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|\) < \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right|\) when β < 0.967. To describe the asymmetry of the coercive fields, we introduce an asymmetric parameter \(\delta = \left[ {\left( {\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right| - \left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|} \right)/\left( {\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right| + \left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|} \right)} \right] \times 100\%\)49. δ > 0 represents that the hysteresis loop is shifted to the +Ez direction and indicates an easier writing process (SD→PD); whereas δ < 0 represents that the hysteresis loop is shifted to the –Ez direction and indicates an easier easing process (PD→SD). δ = 0 gives the symmetric hysteresis loops with equal \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right|\) and \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|\). The β dependence of δ is shown in Fig. 3e. We can see that the hysteresis loops are shifted to –Ez direction when β > 0.967 whereas they are shifted to +Ez direction when β < 0.967. It is important to note that δ increases from –18% to about 60% as β decrease from 1.0 to 0.87, the β dependence of which is unexpectedly large. Perfectly symmetric hysteresis loop can only be found at the rigorous screening condition of β = 0.967. Besides the asymmetry in coercive fields, the remnant polarization of the initial SD state (denoted as \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\)) and that of the PD state (denoted as \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\)) are also obviously asymmetric. From Fig. 3d, as β decreases from 1.0 to 0.87, \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\) decreases significantly from 0.57 to 0.38 C m−2, whereas \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\) decreases slightly from 0.53 to 0.50 C m−2, which remains almost unchanged compared with \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\). Similarly, we define a parameter θ to describe the asymmetry of the remnant polarization as \(\theta = \left[ {\left( {\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right| - \left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|} \right)/\left( {\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right| + \left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|} \right)} \right] \times 100\%\). As shown in Fig. 3f, we have \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\) > \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\) when β > 0.967, and \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\) < \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\) when β < 0.967; θ decreases from 4% to –14% as β decrease from 1.0 to 0.87./p> 0.87 according to Fig. 2c and e), the effective dipolar field works as a depolarization field as discussed above. However, the SD state usually remains metastable, and no switching occurs spontaneously due to the energy barrier between the SD and PD states, which is small but cannot be thermally overcome (Fig. 2b). Applying a mechanical load to the loading area of the film causes deformation nearby the loading area. If we neglect the mechanical loading induced strain gradients and flexoelectric field, it is interesting to find that the mechanical loading induced strains can help decrease the switching barrier of the dipoles in the loading area, enabling SD→PD switching. Investigation on the local mechanical domain switching in BTO thin films mediated by the effective dipolar field at different surface screening conditions is carried out by MD simulations (Supplementary Fig. 4). We would like to emphasize that the mechanical switching of ferroelectric domains mediated by the effective dipolar field is SD→PD switching, which can be either upwards to downwards (up-to-down) or downwards to upwards (down-to-up). Moreover, such dipolar-field-assisted switching in ferroelectric thin films is also expected to take place by laser heating of the loading area. Actually, it has been verified in magnetic systems that when a laser spot destructs the domain nearby, the remaining domain generates an effective magnetic field to switch the destructed domain50./p>4.0 eV) to reduce the effect of band bending, and the quality of the samples should be high with a low density of defects, and the experimental environment should exclude the influence of air charge adsorption. It is also noteworthy that, due to the limitations of the computational scales, we have adopted a simplified point force model to trigger mechanical switching. While this can be approached in experiment by fabricating a sharp AFM tip, in practice, AFM tips are much blunter with radius larger than 10 nm. The exact window of bidirectional mechanical switching is expected to be modified by the model-dependent strain fields (Supplementary Fig. 9), though they will not alter our main conclusion./p>

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