Ventana de conmutación mecánica bidireccional en películas delgadas ferroeléctricas predichas por primera

Dec 13, 2023

npj Computational Materials volumen 8, Número de artículo: 137 (2022) Citar este artículo

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El control mecánico de la evolución del dominio ferroeléctrico ha atraído mucho interés durante la última década. Sin embargo, la conmutación mecánica bidireccional de 180°, es decir, un ciclo completo de escritura mecánica y luego borrado de un nanodominio ferroeléctrico, aún no se ha realizado en arquitecturas de película de punta. Aquí, a través de simulaciones de dinámica molecular basadas en primeros principios, demostramos que la conmutación mecánica bidireccional de 180 ° es posible en arquitecturas de película de punta cuando las condiciones de proyección de las películas ferroeléctricas y la fuerza de carga de la punta están dentro de una ventana apropiada. La conmutación utiliza una competencia delicada entre el campo flexoeléctrico y un campo dipolar efectivo pasado por alto. El campo dipolar efectivo domina con una fuerza de punta pequeña y activa el cambio de un estado de dominio único hacia abajo a un estado de polidominio hacia arriba, mientras que el campo flexoeléctrico domina con una fuerza de punta relativamente grande y permite una conmutación hacia atrás. La conmutación mecánica bidireccional se logra aplicando pulsos de fuerza en la punta con fuerza variable alternativamente. La dinámica de interacción dipolo-dipolo juega un papel importante en la conmutación mecánica.

Los materiales ferroeléctricos se caracterizan por una polarización eléctrica permanente a temperatura de Curie que puede ser conmutada por un campo eléctrico mayor que un valor coercitivo. Las polarizaciones conmutables y las estructuras de dominio asociadas se mantienen hasta la nanoescala y sustentan directamente las enormes aplicaciones emergentes y comercializadas de ferroeléctricos, como las memorias no volátiles1,2, los dispositivos neuromórficos3,4, los dispositivos de microondas ágiles de alta frecuencia5, etc. la conmutación es una premisa para las aplicaciones de dispositivos basadas en estructuras de dominio y para un mayor control de las funcionalidades de los ferroeléctricos mediante la ingeniería de dominio. Se han realizado grandes esfuerzos en la búsqueda de controles deterministas y fáciles de las estructuras del dominio ferroeléctrico, en particular, la manipulación local6,7. Actualmente, los campos eléctricos de punta se usan comúnmente para manipular estructuras de dominio ferroeléctrico localmente8,9,10,11, pero con fenómenos ineludibles impulsados ​​por campos como la inyección de carga y la ruptura. Para aliviar los efectos adversos de la conmutación eléctrica y buscar escenarios de aplicación, varias estrategias de conmutación, por ejemplo, óptica12,13, térmica14,15,16, química17,18, mecánica19,20,21,22,23,24,25,26, 27,28 y las estrategias de conmutación híbridas29,30 se han explorado como formas alternativas de controlar los dominios ferroeléctricos.

El cambio de dominio local inducido mecánicamente entra en el campo de visión de los investigadores debido a la revisión de un efecto de acoplamiento electromecánico de alto orden, es decir, el efecto flexoeléctrico, que se ha informado recientemente que ha mejorado significativamente en ferroeléctricos a nanoescala31,32,33. En tal efecto, los gradientes de tensión rompen la simetría de la red y generan un campo eléctrico equivalente: campo flexoeléctrico, lo que indica una alternativa prometedora para cambiar la polarización ferroeléctrica en las circunstancias adecuadas. Un trabajo histórico fue realizado por Lu et al. quien demostró experimentalmente una inversión determinista de 180° hacia abajo de la polarización ferroeléctrica en una película delgada de BaTiO3 (BTO) presionando la punta de un microscopio de fuerza atómica (AFM)19. Esta conmutación mecánica proporciona una posibilidad de control local y sin voltaje de la polarización en ferroeléctricos y se cree que alivia los efectos adversos de la conmutación eléctrica en los dispositivos ferroeléctricos, como la inyección de carga, la corriente de fuga y la ruptura eléctrica. Desde entonces, ha resurgido el interés por la flexoelectricidad y ha dado lugar a debates sobre la viabilidad de cambiar los dominios ferroeléctricos 'no eléctricamente'. En ferroelectrics19,25,29,34,35,36,37,38,39 se han propuesto una variedad de conceptos de dispositivos nanoelectromecánicos basados ​​en el control mecánico de la polarización ferroeléctrica.

A pesar de los avances en este campo durante la última década, el esquema de conmutación ferroeléctrica bidireccional mecánica en arquitecturas de película de punta aún no se ha realizado, lo que implica un inconveniente significativo de la conmutación mecánica. Mientras tanto, las discusiones sobre los mecanismos exactos de la conmutación mecánica siguen en marcha40,41. Por un lado, en la arquitectura tip-film, presionar una punta AFM sobre la superficie de una película ferroeléctrica genera gradientes de deformación con distribuciones definidas. Aunque la dirección del campo flexoeléctrico debería depender de los coeficientes flexoeléctricos, los resultados experimentales informados hasta el momento indican que la presión de la punta siempre provoca un campo flexoeléctrico descendente 'aparente', que solo permite que el dominio cambie la ruta de arriba hacia abajo, pero no viceversa. Por otro lado, el problema del contacto entre la superficie de la película y la punta es realmente complicado con múltiples procesos posibles involucrados en la práctica6,42. Además de la flexoelectricidad, otras fuentes posibles, como la electroquímica de la superficie, la condición de apantallamiento de la superficie, el efecto de tensión de cizallamiento, el transporte de defectos cargados y la expansión química, pudieron desencadenar la conmutación mecánica22,23,24,25,26,27. Por ejemplo, como analogía del efecto de desmagnetización, el efecto de despolarización puede desempeñar un papel crucial en el cambio de dominio en películas delgadas ferroeléctricas mal apantalladas y es posible que desencadene un cambio ascendente24. Sin embargo, dicha conmutación es de un estado de dominio único (SD) a un estado de conmutación de dominio múltiple (PD) (conmutación SD→PD), y no se logra ninguna conmutación inversa (es decir, conmutación PD→SD). Nunca se ha demostrado una conmutación mecánica bidireccional de 180° (es decir, SD→PD y luego PD→SD). Sobre la base de un acoplamiento trilineal entre la tensión de cizallamiento y los componentes de polarización en los sistemas ferroeléctricos romboédricos, también es posible que las deformaciones de cizallamiento desencadenen una conmutación ascendente23. Estos efectos indican que un esquema de conmutación bidireccional podría realizarse combinando dos o más mecanismos de conmutación mecánicos en el mismo sistema, pero aún no se ha explorado ni siquiera desde una perspectiva teórica. Además, se espera que la dinámica de polarización desempeñe un papel en el comportamiento de conmutación mecánica en ferroeléctricos. Sin embargo, las investigaciones teóricas sobre conmutación mecánica en ferroeléctricos hasta el momento se basan principalmente en modelos de campo de fase que utilizan la ecuación fenomenológica de Ginzburg-Landau (TDGL) dependiente del tiempo, que no puede capturar completamente la dinámica de polarización en tiempo real. Cabe señalar que se ha desarrollado un modelo dinámico de campo de fase43,44 y se ha aplicado recientemente para revelar el efecto no trivial de la dinámica de polarización (~ns) en la conmutación mecánica28. La investigación sobre la dinámica de la conmutación mecánica en ferroeléctrico a escala atómica debería aportar información sobre el campo, pero sigue siendo exclusiva.

En este artículo, se realizan simulaciones de dinámica molecular (MD) basadas en primeros principios para explorar los efectos del campo flexoeléctrico y un campo dipolar efectivo pasado por alto en el cambio de dominio local inducido por la fuerza de la punta en películas delgadas ferroeléctricas. Mostramos que la conmutación mecánica bidireccional de 180 ° es teóricamente posible en arquitecturas de película de punta cuando la condición de proyección de la película ferroeléctrica y la fuerza de carga de la punta están dentro de una ventana apropiada. La idea se ilustra esquemáticamente en la Fig. 1. Las películas delgadas ferroeléctricas se suponen en una fase tetragonal con polarizaciones en dirección z (fuera del plano). Este es el caso de películas delgadas de BTO y PbTiO3 (PTO) crecidas epitaxialmente sobre sustratos que ejercen una deformación por compresión lo suficientemente grande. El cambio entre un estado SD y un estado PD (con un dominio invertido en el centro) se explora presionando una punta de AFM contra las películas delgadas ferroeléctricas en varias condiciones de detección de superficie. Las cargas externas se aplican a la superficie de la película en el centro de la celda de simulación. La polarización del área de carga (que se supone que es una región circular de radio r0) y la del área residual se denotan como \(P_z^{{{{\mathrm{Carga}}}}}\) y \(P_z^ {{{{\mathrm{Res}}}}}\), respectivamente. Debido a la interacción dipolo-dipolo de largo alcance, los dipolos en el área de carga están sujetos a un campo dipolar efectivo ascendente o descendente desde los dipolos del área residual, según la condición de apantallamiento de la superficie y la dirección de \(P_z^ {{{{\mathrm{Res}}}}}\). Específicamente, cuando la condición de apantallamiento de la superficie está cerca de la condición límite de cortocircuito ideal (SC), los dipolos del área residual ejercerían un campo dipolar efectivo (en la misma dirección de \(P_z^{{{{\mathrm{ Res}}}}}\)) a los dipolos en el área de carga. Tal campo tiende a polarizar los dipolos en el área de carga en la misma dirección de los dipolos residuales. Es decir, favorece un estado SD en lugar de un estado PD y promueve el proceso PD→SD (proceso de borrado) pero dificulta el proceso SD→PD (proceso de escritura). Por el contrario, en condiciones de detección de carga deficientes, los dipolos del área residual generarían un campo dipolar efectivo (en la dirección opuesta de \(P_z^{{{{\mathrm{Res}}}}}\)) a los dipolos en la zona de carga. En contraste con el buen caso de detección, el campo dipolar efectivo favorece un estado PD y promueve el proceso SD→PD (proceso de escritura) pero dificulta el proceso PD→SD (proceso de borrado). Por lo tanto, el dipolar efectivo se manifiesta como un campo incorporado en la conmutación local de las películas delgadas ferroeléctricas, con su dirección determinada por la de los dipolos circundantes, así como por la condición de apantallamiento. Además, el campo flexoeléctrico causado por los gradientes de tensión inducidos por la punta en la arquitectura punta-película actúa como un campo eléctrico equivalente hacia abajo, lo que favorece la polarización hacia abajo debajo del área de carga. Entonces podría construirse un esquema de conmutación mecánica bidireccional basado en los diferentes roles del campo dipolar efectivo y el campo flexoeléctrico en la conmutación de polarización. En un esquema de conmutación de este tipo, las películas delgadas ferroeléctricas se polarizan previamente como SD hacia abajo, por lo que el campo dipolar efectivo se emplea para dominar el proceso de escritura local desde SD hacia abajo hasta PD hacia arriba (SD→PD) con una fuerza de punta relativamente pequeña mientras el campo flexoeléctrico se usa para cambiar el dominio ascendente debajo del área de carga (es decir, permitiendo un proceso de borrado PD → SD) con una fuerza de punta relativamente grande. De este modo, se logra un esquema de conmutación mecánica reversible de 180° aplicando pulsos de fuerza en la punta con fuerza variable alternativamente. A continuación, se calcula el 'diagrama de fase' de conmutación en función de la fuerza de la punta y la condición de apantallamiento. También se discute la fuerte dinámica de interacción dipolo-dipolo que no puede ser revelada por el modelo termodinámico convencional y su papel en la conmutación mecánica.

El campo dipolar efectivo está dominado por una fuerza de punta relativamente pequeña y puede emplearse para cambiar un estado inicial de SD descendente a un estado de PD ascendente, mientras que el campo flexoeléctrico está dominado por una fuerza de punta relativamente grande y puede permitir una conmutación inversa. Se logra un esquema de conmutación mecánica reversible de 180° aplicando pulsos de fuerza en la punta con una magnitud que cambia alternativamente.

Primero investigamos la estabilidad de los estados SD y PD en películas delgadas ferroeléctricas bajo diferentes condiciones de detección de superficie. Consideramos (001) películas delgadas BTO orientadas, siendo el eje z la dirección fuera del plano. El tamaño de la celda de simulación es 24a0 × 24a0 × 6a0, con a0 ≈ 3,95 Å; siendo la constante de red de la celda unitaria primitiva de cinco átomos. El sustrato impone una deformación inadaptada ηm = –0.03. Las películas se inicializan en un estado SD o un estado PD con un tamaño de dominio invertido r0 = 4a0. Se realizan simulaciones MD para revelar la evolución de los dos estados de dominio en diferentes condiciones de detección de superficie. En el modelo hamiltoniano efectivo, el grado de cribado está controlado por el factor de cribado β (ver la sección "Métodos")45,46,47. Aquí variamos la magnitud de β de 1.0 (condición SC ideal) a 0.60 (condición de detección relativamente pobre). La Figura 2a representa la dependencia β de la energía total Etot de los estados SD y PD. Muestra que el estado SD tiene una energía total más baja que el estado PD cuando β > 0.99, mientras que el estado PD tiene una energía total más baja que el estado SD cuando β < 0.99. Es decir, el estado SD es energéticamente más favorable cuando la condición de apantallamiento de la superficie está cerca de la condición SC ideal, mientras que el estado PD es más estable en condiciones de apantallamiento de carga deficiente, como se ilustra en la Fig. 2b.

a Energía total de películas delgadas ferroeléctricas con estado SD (cubos azules y línea continua) y estado PD con un dominio inverso r0 = 4a0 (triángulos rojos y línea continua) en función del factor de apantallamiento de la superficie β. b Esquemas del panorama energético de los dos estados bajo diferentes condiciones de proyección superficial. c, d β dependencia de la polarización total de las películas delgadas ferroeléctricas inicializadas para ser un estado SD (cubos azules y línea continua) y un estado PD con un dominio inverso r0 = 4a0 (triángulos rojos y línea continua). e, f Evolución de los patrones de dominio de equilibrio en películas delgadas ferroeléctricas inicializadas para ser un estado SD (arriba) y un estado PD con un dominio invertido r0 = 4a0 (abajo) con la disminución de β.

Además, las figuras 2c y d ilustran la dependencia β de la polarización fuera del plano promedio de películas delgadas ferroeléctricas inicializadas en un estado SD o un estado PD con un tamaño de dominio invertido r0 = 4a0. Los patrones de dominio de equilibrio correspondientes en β seleccionado se muestran en la Fig. 2e y f para los dos estados de dominio iniciales, respectivamente. De la Fig. 2c y e para la película con un estado SD inicializado, se puede ver que el estado SD se mantiene estable como β ≥ 0.87. Cuando β disminuye a 0,81 < β < 0,87, se desestabiliza en un estado PD (indicado como PD (i)) con dominios inversos aislados. Con una disminución adicional de β (β < 0,81), el área de los dominios invertidos aumenta considerablemente y los dominios invertidos comienzan a fusionarse, formando un estado de PD denominado PD (ii). El área de los dominios invertidos aumenta con la disminución de β y finalmente es aproximadamente igual a la de los dominios no invertidos, lo que resulta en \(\left\langle {P_z} \right\rangle \approx 0\) cuando β < 0.70. Para la película delgada ferroeléctrica inicializada en un estado de PD con centro invertido, conserva el estado de PD bajo diferentes magnitudes de β, como se ilustra en la Fig. 2d y f. Además, el estado PD (i) aparece en la película cuando β se reduce a un valor ligeramente inferior a 0,86, en lugar de la expansión del dominio de centro invertido. Curiosamente, la configuración del estado PD se transforma en una textura en forma de anillo (con el dominio invertido en el centro rodeado por un dominio en forma de anillo) cuando β ≤ 0.78, similar a lo informado en trabajos previos24,48. Se cree que esta textura en forma de anillo es causada por el efecto de modificación del estado de DP de centro invertido en la interacción dipolo-dipolo de largo alcance. Cuando β disminuye aún más, el radio del dominio en forma de anillo disminuye gradualmente, y el dominio de centro invertido también evoluciona a forma de anillo con un pequeño dominio de cambio inverso en el centro. Cuando β < 0,70, la película casi no muestra polarización neta, es decir, \(\left\langle {P_z} \right\rangle \approx 0\). Tenga en cuenta que los resultados anteriores se obtienen en función del estado de PD con un tamaño de dominio invertido r0 = 4a0, se remite a los lectores a las Figs. 1 y 2 para resultados de estados de PD con otros tamaños de dominio invertidos.

Las condiciones de detección de la superficie no solo pueden modificar la estabilidad de los estados SD y PD en películas delgadas ferroeléctricas, sino también los comportamientos de cambio entre los estados SD y PD. Para elaborar este efecto, simulamos los comportamientos de conmutación eléctrica local de películas delgadas de BTO en diferentes condiciones de proyección de superficie. Como se ilustra en la Fig. 3a, la película delgada BTO se inicializa para ser el estado SD con polarización ascendente. Luego se aplica un campo eléctrico externo Ez en forma de onda triangular al área de carga (de radio r0 = 4a0) de la película delgada para activar la conmutación SD→PD y PD→SD. El cambio de la polarización fuera del plano promedio en el área de carga (indicado como \(P_z^{{{{\mathrm{Load}}}}}\)) en función de Ez se rastrea para obtener la histéresis local bucles Usamos de 105 a 139 puntos para imitar un período de la onda triangular dependiendo de las condiciones de detección, con Ez variando gradualmente entre –0,19 y 0,2 V Å−1. En cada punto de Ez, el tiempo de simulación se establece lo suficientemente largo para asegurar que el sistema alcance su estado dipolar de equilibrio. A partir de los bucles de histéresis obtenidos que se muestran en la Fig. 3b, se puede ver que \(P_z^{{{{\mathrm{Load}}}}}\) se invierte primero por el campo eléctrico negativo en la primera mitad del período (A→B→ C→D) y es conmutado por el campo eléctrico positivo en la segunda mitad del período (D→E→F→A). Es importante destacar que los bucles de histéresis locales en varios β muestran características asimétricas inherentes. En primer lugar, los campos coercitivos de la conmutación SD→PD (denotados como \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|\)) y los de la conmutación PD→SD (indicado como \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right|\)) son significativamente diferentes. Para ser más específicos, como se muestra en la Fig. 3c, \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|\) disminuye con la disminución de β, mientras que \(\left | {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right|\) muestra una tendencia opuesta; \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|\) > \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right |\) cuando β > 0.967, y \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|\) < \(\left| {E_{{{\mathrm{c }}}}^ + } \right|\) cuando β < 0.967. Para describir la asimetría de los campos coercitivos, introducimos un parámetro asimétrico \(\delta = \left[ {\left( {\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right| - \left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|} \right)/\left( {\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right| + \left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ - } \right|} \right)} \right] \times 100\%\)49. δ > 0 representa que el bucle de histéresis se desplaza a la dirección +Ez e indica un proceso de escritura más fácil (SD→PD); mientras que δ < 0 representa que el bucle de histéresis se desplaza hacia la dirección –Ez e indica un proceso de relajación más fácil (PD→SD). δ = 0 da los bucles de histéresis simétricos con \(\left| {E_{{{\mathrm{c}}}}^ + } \right|\) y \(\left| {E_{{{\mathrm{) iguales c}}}}^ - } \derecho|\). La dependencia β de δ se muestra en la Fig. 3e. Podemos ver que los bucles de histéresis se desplazan a la dirección –Ez cuando β > 0,967, mientras que se desplazan a la dirección +Ez cuando β < 0,967. Es importante señalar que δ aumenta de –18 % a aproximadamente 60 % a medida que β disminuye de 1,0 a 0,87, cuya dependencia de β es inesperadamente grande. El bucle de histéresis perfectamente simétrico solo se puede encontrar en la condición de detección rigurosa de β = 0,967. Además de la asimetría en los campos coercitivos, la polarización remanente del estado SD inicial (indicado como \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\)) y la del PD estado (denotado como \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\)) también son obviamente asimétricos. De la Fig. 3d, a medida que β disminuye de 1,0 a 0,87, \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\) disminuye significativamente de 0,57 a 0,38 C m−2, mientras que \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\) disminuye ligeramente de 0,53 a 0,50 C m−2, que permanece casi sin cambios en comparación con \(\left| { P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\). De manera similar, definimos un parámetro θ para describir la asimetría de la polarización remanente como \(\theta = \left[ {\left( {\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right | - \left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|} \right)/\left( {\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right| + \left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|} \right)} \right] \times 100\%\). Como se muestra en la Fig. 3f, tenemos \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\) > \(\left| {P_{{{\mathrm{r }}}}^ - } \right|\) cuando β > 0.967, y \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ + } \right|\) < \(\left| {P_{{{\mathrm{r}}}}^ - } \right|\) cuando β < 0.967; θ disminuye de 4% a –14% a medida que β disminuye de 1,0 a 0,87.

un esquema de conmutación eléctrica local. b Los bucles de histéresis locales simulados bajo β seleccionado. c–f La dependencia β del campo coercitivo, la polarización remanente, el parámetro asimétrico del campo coercitivo y el parámetro asimétrico de la polarización remanente.

Para comprender cómo la condición de detección de superficie modifica la estabilidad de los estados SD y PD y da lugar a los comportamientos de cambio de dominio local asimétrico, exploramos la dependencia β de la interacción dipolo-dipolo en películas delgadas BTO. Cualitativamente, debido a la presencia de la interacción dipolo-dipolo de largo alcance, los dipolos en el área de carga de las películas delgadas de BTO están sujetos a un campo dipolar efectivo de los dipolos del área residual. Cuando la condición de apantallamiento de la superficie es relativamente cercana a la condición de contorno SC ideal, el campo dipolar efectivo debería tender a hacer que la dirección de los dipolos en el área de carga sea la misma que la dirección de los dipolos en el área residual. Esto es consistente con el hecho bien conocido de que la interacción de Coulomb mejora el orden ferroeléctrico. Como resultado, dicho campo dipolar efectivo funciona como un campo polarizador para el estado SD y un campo de despolarización para el estado PD. Estabiliza el estado SD pero desestabiliza el estado PD (ver Fig. 2b), y promueve el proceso PD→SD (proceso de borrado) pero dificulta el proceso SD→PD (proceso de escritura), cambiando los bucles de histéresis a la dirección –Ez. Por el contrario, la energía de despolarización en la película delgada es grande en malas condiciones de detección de la superficie. Por lo tanto, se suprime la ferroelectricidad y se favorece energéticamente el estado PD en lugar del estado SD (ver Fig. 2b). El campo dipolar efectivo promueve el proceso SD→PD (proceso de escritura) pero dificulta el proceso PD→SD (proceso de borrado), dando lugar al cambio de los bucles de histéresis a la dirección +Ez. Si bien el campo dipolar efectivo realista es más complicado que el análisis cualitativo anterior (consulte la Fig. 3 complementaria para ver la dependencia β detallada y la distribución del campo dipolar efectivo), el mecanismo de funcionamiento de la condición de detección de superficie es el mismo.

Como hemos mostrado, el campo dipolar efectivo que actúa sobre el dominio local se manifiesta como un campo incorporado en la conmutación del dominio local de las películas delgadas ferroeléctricas, con su dirección determinada por la dirección de los dipolos circundantes y la condición de apantallamiento. Es importante destacar que dicho campo dipolar también puede contribuir a la conmutación mecánica local en películas delgadas ferroeléctricas. Para ser más específicos, tomamos como ejemplo una película delgada BTO inicializada como un estado SD. Cuando la película delgada de BTO se encuentra en malas condiciones de detección de superficie (no demasiado lejos de la condición de límite SC ideal, β> 0.87 según la Fig. 2c y e), el campo dipolar efectivo funciona como un campo de despolarización como se discutió anteriormente. Sin embargo, el estado SD generalmente permanece metaestable y no se produce un cambio espontáneo debido a la barrera de energía entre los estados SD y PD, que es pequeña pero no se puede superar térmicamente (Fig. 2b). La aplicación de una carga mecánica al área de carga de la película provoca una deformación cerca del área de carga. Si ignoramos los gradientes de deformación inducidos por la carga mecánica y el campo flexoeléctrico, es interesante encontrar que las deformaciones inducidas por la carga mecánica pueden ayudar a disminuir la barrera de conmutación de los dipolos en el área de carga, lo que permite la conmutación SD→PD. La investigación sobre el cambio de dominio mecánico local en películas delgadas BTO mediada por el campo dipolar efectivo en diferentes condiciones de detección de superficie se lleva a cabo mediante simulaciones MD (Fig. 4 complementaria). Nos gustaría enfatizar que la conmutación mecánica de los dominios ferroeléctricos mediada por el campo dipolar efectivo es la conmutación SD→PD, que puede ser de arriba hacia abajo (up-to-down) o de abajo hacia arriba (down-to-up). Además, también se espera que dicha conmutación asistida por campo dipolar en películas delgadas ferroeléctricas tenga lugar mediante el calentamiento por láser del área de carga. De hecho, se ha comprobado en sistemas magnéticos que cuando un punto láser destruye el dominio cercano, el dominio restante genera un campo magnético efectivo para cambiar el dominio destruido50.

Como se discutió anteriormente, el campo dipolar efectivo en películas delgadas ferroeléctricas promueve el cambio PD→SD cuando la condición de detección es muy cercana a la condición SC ideal y promueve el cambio SD→PD en condiciones de detección de superficie deficientes. Además, presionar una punta de AFM sobre una película delgada ferroeléctrica induce gradientes de tensión locales, lo que da lugar a un campo flexoeléctrico descendente. Por lo tanto, el escenario de conmutación mecánica podría variar según la dirección de la polarización del estado SD y la condición de apantallamiento de la superficie. En el caso de un estado SD ascendente inicial, el campo dipolar efectivo apunta hacia abajo en condiciones de proyección de superficie deficientes, que pueden trabajar junto con el campo flexoeléctrico que actúa sobre el área de carga de la película para reducir en gran medida el campo coercitivo. Como la condición de apantallamiento está muy cerca de la condición SC ideal, los dipolos en la región de carga están sujetos a un campo dipolar efectivo hacia arriba, que forma una relación competitiva con el campo flexoeléctrico. Por otro lado, en el caso de un estado inicial de SD descendente, la relación entre el campo dipolar efectivo y el efecto flexoeléctrico es competitiva en condiciones deficientes de apantallamiento de la superficie, y cooperativa para estabilizar el estado inicial de SD cuando la condición de apantallamiento de la carga superficial es muy cercana. a la condición SC ideal. A continuación, exploramos la viabilidad de la conmutación mecánica bidireccional inducida por una punta AFM presionando, en función de los roles competitivos del campo dipolar efectivo y el campo flexoeléctrico en la conmutación de polarización.

Tomamos como ejemplo un estado SD descendente inicial bajo malas condiciones de detección de superficie. Una conmutación mecánica reversible de 180° teóricamente posible es asegurarse de que el campo dipolar efectivo domine la conmutación SD→PD mientras que el campo flexoeléctrico domina la conmutación PD → SD. La clave del problema es encontrar una ventana adecuada para ajustar la magnitud relativa del campo dipolar efectivo y el campo flexoeléctrico. Es bien sabido que el campo dipolar efectivo se ajusta en gran medida por β y que el campo flexoeléctrico depende principalmente de la fuerza de punta ftip. Por lo tanto, se llevan a cabo simulaciones MD para calcular los diagramas de fase ftip-β de la conmutación mecánica para buscar la ventana deseada para la conmutación bidireccional. En las simulaciones MD, adoptamos un modelo con una fuerza puntual que actúa sobre el área central de la película, como se ilustra en la Fig. 4a. La figura 4a también muestra las distribuciones transversales de los componentes de tensión \(\varepsilon _{11}^{{{{\mathrm{ext}}}}}\), \(\varepsilon _{33}^{{{ {\mathrm{ext}}}}}\), y \(\varepsilon _{13}^{{{{\mathrm{ext}}}}}\) causada por una fuerza de punto de presión de ~12 nN ubicada en el centro (con coordenadas x e y ∈ [12, 14]). De acuerdo con la Fig. 4a, \(\varepsilon _{11}^{{{{\mathrm{ext}}}}}\) cambia de compresión en la superficie superior a tensión en la interfaz inferior a lo largo del espesor de la película, mientras que \ (\varepsilon _{33}^{{{{\mathrm{ext}}}}}\) mantiene la compresión en toda la película. De manera similar a los gradientes de deformación de las puntas esféricas, estas distribuciones de deformación dan lugar a un campo flexoeléctrico efectivo que apunta hacia abajo, lo que permite que el dominio local cambie de arriba hacia abajo.

a El modelo mecánico de fuerza puntual y la distribución del campo de tensión inducido por la fuerza de la punta \(\varepsilon _{11}^{{{{\mathrm{ext}}}}}\), \(\varepsilon _{33}^ {{{{\mathrm{ext}}}}}\), y \(\varepsilon _{13}^{{{{\mathrm{ext}}}}}\) en la película. b El diagrama de fase ftip–β para la conmutación SD→PD. c El diagrama de fase ftip–β para la conmutación PD→SD. d El diagrama de fase ftip-β que indica la región de conmutación mecánica bidireccional.

El diagrama de fase ftip-β para la conmutación SD → PD dominada por el campo dipolar efectivo se muestra en la Fig. 4b. Los círculos azules y la línea continua en la Fig. 4b corresponden a las fuerzas de punta críticas necesarias para realizar la conmutación SD→PD para el estado SD con polarización descendente inicial bajo diferentes β. Podemos ver que el ftip crítico disminuye con la disminución de β. Cuando la condición de apantallamiento de la superficie es muy mala, incluso una fuerza de punta bastante pequeña puede conducir a la conmutación SD→PD. El diagrama de fase ftip-β para la conmutación PD→SD dominada por el campo flexoeléctrico se muestra en la Fig. 4c. En la Fig. 4c, los cuadrados rojos y la línea continua representan las fuerzas de punta críticas necesarias para realizar el cambio PD→SD para el estado PD bajo diferentes β, que aumenta con la disminución de β. Los resultados anteriores son razonables considerando que el campo dipolar efectivo aumenta con la disminución de β y el campo flexoeléctrico aumenta con el aumento de ftip. Sin embargo, es bastante interesante notar que hay un límite superior inesperado de ftip (indicado por triángulos rojos y una línea sólida en la Fig. 4c) para el cambio de PD→SD bajo diferentes β. Esto es contrario a la intuición ya que un ftip más grande provoca un campo flexoeléctrico más grande, lo que debería conducir a un cambio PD→SD más fácil de acuerdo con nuestro análisis cualitativo anterior. Para aclarar este problema, primero revisamos las distribuciones de tensión inducidas por la fuerza de la punta que se muestran en la Fig. 4a. Se puede notar que los gradientes de deformación decaen extremadamente rápido a lo largo del espesor de la película y se mantienen distintos de cero solo en el rango de tres o cuatro capas de celdas unitarias de la película. Como resultado, el campo flexoeléctrico inducido por la fuerza de la punta en la película delgada BTO también está limitado a las cuatro capas cercanas a la superficie superior, que es casi independiente del espesor de la película y la magnitud de la fuerza de la punta (ver la Fig. 6 complementaria) . El rápido decaimiento del campo flexoeléctrico cerca de la superficie superior de las películas delgadas de BTO es una característica de la carga de fuerza puntual, y el resultado muestra que el campo flexoeléctrico de rápido decaimiento causaría un comportamiento de conmutación dinámica capa por capa especial de los dipolos. en la zona de carga. Para ser más específicos, después de la aplicación de una fuerza de punta, solo los comportamientos de conmutación de los dipolos en el área de carga de las cuatro capas superiores están totalmente dominados por el campo flexoeléctrico, y se conmutan rápidamente capa por capa en secuencia ( ver la Fig. 5 complementaria). Mientras tanto, los comportamientos de conmutación de los dipolos en el área de carga de las dos capas inferiores, que determinan si finalmente se puede completar la conmutación PD→SD, no dependen directamente del campo flexoeléctrico. En cambio, están sujetos a un campo dipolar efectivo dependiente del tiempo (ver la Fig. 3 complementaria) debido a la interacción dinámica dipolo-dipolo con aquellos en el área de carga de las cuatro capas superiores y aquellos en el área residual. Como resultado, un aumento sin restricciones de ftip no será bueno para la conmutación de los dipolos en el área de carga de las dos capas inferiores. Para empeorar las cosas, el gran aumento de ftip puede dificultar la conmutación al modificar el campo dipolar efectivo dependiente del tiempo. Se remite a los lectores a la Discusión complementaria para obtener más detalles. La fuerte dinámica de interacción dipolo-dipolo, por lo tanto, juega un papel importante en la conmutación mecánica y no puede ser revelada por el modelo termodinámico convencional.

Combinando los diagramas de fase ftip-β para la conmutación SD→PD y la conmutación PD→SD, podemos obtener una región de conmutación mecánica bidireccional como se muestra en la Fig. 4d. Muestra que la ventana adecuada deseada para la conmutación mecánica bidireccional es 0,942 < β < 0,97. Específicamente, cuando 0,942 < β < 0,96, el campo dipolar efectivo está dominado con una pequeña fuerza en la punta y se puede emplear para cambiar un estado inicial SD descendente a un estado PD ascendente, mientras que el campo flexoeléctrico está dominado con una gran fuerza en la punta y puede habilitar una conmutación inversa. Por el contrario, cuando 0,96 < β < 0,97, se puede emplear una gran fuerza de punta para cambiar un estado inicial de SD descendente a un estado de PD ascendente, mientras que una pequeña fuerza de punta puede permitir un cambio inverso.

Ahora tomamos el caso con la condición de apantallamiento de la superficie β = 0,95 como ejemplo para examinar el esquema de conmutación bidireccional inducido por la fuerza de la punta a través de simulaciones MD. La película delgada BTO se inicializa para ser un estado SD con polarización hacia abajo. Se aplican pulsos de fuerza de punta con fuerza alternativamente variable a la película delgada ferroeléctrica. La fuerza de punta pequeña se establece en aproximadamente 12 nN, y la fuerza de punta grande se establece en aproximadamente 18 nN. Los resultados simulados para el tiempo de pulso de fuerza de 10 ps se muestran en la Fig. 5 (consulte la Fig. 13 complementaria para ver el efecto del tiempo de pulso de fuerza en el comportamiento de conmutación de polarización). Podemos ver que el estado SD cambia a un estado PD muy rápidamente (dentro de 0,2 ps) con la aplicación de una pequeña fuerza en la punta (A→B, proceso de escritura mecánica). Entonces, el estado de PD obtenido permanece estable después de la eliminación de la fuerza de la punta (B→C). La aplicación de una gran fuerza en la punta cambia el estado PD de nuevo al estado SD en 0,2 ps (C→D, proceso de borrado mecánico), que permanece estable después de eliminar la fuerza en la punta (D→A). Nuestras simulaciones de MD demuestran, por lo tanto, que se puede lograr un esquema de conmutación mecánica reversible de 180° (A→B→C→D→A) aplicando pulsos de fuerza en la punta con fuerza alternativamente variable. La evolución de las estructuras dipolares durante la conmutación mecánica bidireccional se muestra en la Fig. 5c (se puede encontrar una película en la Película complementaria 1). Además, los estados SD y PD se pueden cambiar repetidamente entre sí aplicando secuencias periódicas de pulsos de fuerza en la punta como se muestra en la Fig. 5a yb, lo que verifica aún más la viabilidad de nuestro esquema de conmutación mecánica bidireccional.

a Pulsos de fuerza de la punta con fuerza alternativamente variable aplicada a una película delgada de BTO. b Evolución de la polarización del área de carga en la película delgada BTO bajo los pulsos de fuerza de la punta. c Estructuras dipolares correspondientes durante la conmutación mecánica bidireccional.

Hasta el momento, todavía falta evidencia experimental de conmutación mecánica bidireccional en ferroeléctrico, aunque se han llevado a cabo muchos trabajos de investigación sobre conmutación mecánica. Como lo indica nuestro resultado, esto podría deberse al hecho de que la condición de conmutación mecánica bidireccional es demasiado dura para llevarse a cabo en la práctica. En particular, es crucial en nuestro esquema de conmutación bidireccional inducido mecánicamente para garantizar que las películas delgadas ferroeléctricas se apantallan de manera homogénea y que las condiciones de apantallamiento se encuentran dentro de una ventana adecuada, donde la delicada competencia entre el campo flexoeléctrico inducido por la punta y el campo dipolar efectivo puede ser significativamente adaptado por la magnitud de la fuerza de la punta. Por lo tanto, el campo de despolarización es lo suficientemente grande para ayudar a la conmutación mecánica hacia arriba con una fuerza de punta pequeña, mientras que es más pequeño que el campo flexoeléctrico para permitir la conmutación mecánica hacia abajo cuando la fuerza de punta es relativamente grande. La viabilidad experimental de adaptar el campo de despolarización generalmente se logra eligiendo los electrodos adecuados, controlando el entorno químico de la superficie51,52,53, ajustando el espesor de la capa dieléctrica intermedia en estructuras de capacitores o superredes54,55,56, etc. Específicamente, electrodos con diferentes las longitudes de detección pueden alterar el alcance de la detección (Figura complementaria 11). Al introducir una capa dieléctrica (p. ej., SrTiO3) entre una interfaz metal-ferroeléctrica o dos capas ferroeléctricas ultrafinas, la condición de apantallamiento de las capas ferroeléctricas puede ser deficiente y modificarse aún más ajustando el grosor de la capa dieléctrica (Figura complementaria 12). Además, se puede lograr un control más preciso del campo de despolarización conectando un condensador adicional a la película ferroeléctrica57. A través de la carga y descarga del capacitor, la cantidad de cargas de apantallamiento en la superficie o interfaz de la película ferroeléctrica se puede ajustar de manera efectiva, logrando así un control dinámico y preciso del campo de despolarización. Sin embargo, aún falta una investigación sistemática del comportamiento de conmutación mecánica de tales sistemas ferroeléctricos con apantallamiento sintonizable.

A pesar de estos posibles esquemas experimentales de adaptación de la condición de cribado de películas delgadas ferroeléctricas, aún es un desafío proporcionar una verificación experimental de nuestras predicciones teóricas. Por un lado, como hemos mencionado anteriormente, el problema del contacto entre la superficie de la película y la punta es realmente complicado con múltiples procesos posibles involucrados en la práctica. Además de la flexoelectricidad y el campo dipolar efectivo, recientemente se ha informado que otras fuentes posibles, incluida la electroquímica de superficie/a granel27,33 y el efecto de tensión de cizallamiento23, activan la conmutación mecánica. Las discusiones sobre el mecanismo exacto de la conmutación mecánica aún están en curso, y diferentes mecanismos pueden estar involucrados al mismo tiempo en un proceso práctico de conmutación mecánica dinámica. Por otro lado, en nuestro modelo teórico se considera que la película delgada ferroeléctrica se apantalla de manera homogénea por las cargas de apantallamiento de la superficie. Sin embargo, las condiciones de apantallamiento de carga en películas delgadas ferroeléctricas son muy complicadas en la práctica. Además del apantallamiento de la superficie, existen otras posibles fuentes de apantallamiento, como defectos de carga como vacantes de oxígeno cerca de las paredes del dominio, absorción de cargas iónicas del aire o mediante la flexión de bandas de energía. Estos portadores de carga adicionales, que podrían ubicarse cerca de la superficie, la interfaz o dentro de las películas delgadas ferroeléctricas, pueden dar lugar a un efecto de pantalla de carga no homogénea localizada. Por lo tanto, los requisitos para las muestras experimentales y el entorno son bastante altos para garantizar que las películas delgadas ferroeléctricas se encuentren en condiciones adecuadas de detección de superficie homogénea para llevar a cabo la verificación experimental. Específicamente, el ancho de banda prohibida de las muestras ferroeléctricas seleccionadas debe ser relativamente grande (p. ej., >4,0 eV) para reducir el efecto de la flexión de la banda, y la calidad de las muestras debe ser alta con una baja densidad de defectos, y el entorno experimental debe excluir la influencia de la adsorción de carga de aire. También cabe destacar que, debido a las limitaciones de las escalas computacionales, hemos adoptado un modelo de fuerza puntual simplificado para activar la conmutación mecánica. Si bien esto se puede abordar en el experimento mediante la fabricación de una punta de AFM afilada, en la práctica, las puntas de AFM son mucho más romas con un radio superior a 10 nm. Se espera que la ventana exacta de conmutación mecánica bidireccional sea modificada por los campos de tensión dependientes del modelo (Fig. 9 complementaria), aunque no alterarán nuestra conclusión principal.

En resumen, se han realizado simulaciones MD basadas en primeros principios para explorar los efectos del campo flexoeléctrico y un campo dipolar efectivo pasado por alto en la conmutación del dominio local inducida por la fuerza de la punta en películas delgadas ferroeléctricas. Se encuentra que el campo dipolar efectivo influye significativamente en la estabilidad de los estados SD y PD y da como resultado características asimétricas inherentes de los bucles de histéresis locales en las películas delgadas ferroeléctricas. Luego se revelan las características del comportamiento de conmutación mecánica local en las películas delgadas ferroeléctricas mediadas por un campo dipolar efectivo. Con base en el campo dipolar efectivo y el campo flexoeléctrico, mostramos que la conmutación mecánica reversible de 180 ° es teóricamente posible en una arquitectura de película de punta cuando la condición de proyección de la película ferroeléctrica y la fuerza de carga de la punta están dentro de una ventana apropiada. Tal conmutación utiliza una competencia delicada entre el campo flexoeléctrico inducido por la punta y el campo dipolar efectivo ejercido por los dipolos circundantes no conmutados. Los diagramas de fase ftip–β para la conmutación SD→PD y la conmutación PD→SD se calculan para encontrar la condición de conmutación bidireccional apropiada. Basándose en los diagramas de fase, se examina un esquema de conmutación mecánica reversible de 180° en simulaciones MD mediante la aplicación de pulsos de fuerza de punta con fuerza alternativamente variable. El campo dipolar efectivo está dominado con una fuerza de punta relativamente pequeña y se emplea para cambiar un estado SD descendente a un estado PD ascendente, mientras que el campo flexoeléctrico está dominado con una fuerza de punta relativamente grande y permite una conmutación inversa. También se encuentra que la fuerte dinámica de interacción dipolo-dipolo juega un papel importante en la conmutación mecánica. Por lo tanto, nuestro estudio proporciona información sobre el comportamiento de conmutación mecánica en películas delgadas ferroeléctricas mediadas por el campo dipolar de largo alcance y debería ayudar a profundizar la comprensión actual de este campo.

En nuestra investigación se emplea un método hamiltoniano efectivo basado en el primer principio30,58,59,60,61. Para el modelo hamiltoniano efectivo de películas delgadas ferroeléctricas, la energía total del sistema se escribe como una función de varios grados de libertad reducidos, incluidos los modos locales ui, los desplazamientos locales vi (relacionados con la deformación no homogénea \(\eta_{{ {\mathrm{I}}}}\)), y la deformación homogénea \(\eta _{{{\mathrm{H}}}}\), es decir,

donde el primer término es la energía cinética de los modos locales, siendo M* la masa efectiva del modo local. EHeff es la energía total de una película ferroeléctrica en ausencia de apantallamiento superficial y cualquier campo eléctrico externo; contiene la autoenergía de los modos locales, las energías de corto y largo alcance entre los modos locales, la energía elástica y la energía de acoplamiento entre las deformaciones elásticas y los modos locales. La expresión explícita de EHeff se puede encontrar en la ref. 59 y ref. 62. Tenga en cuenta que, para calcular la energía dipolo-dipolo de largo alcance para una película ferroeléctrica, se adopta en el primer término63 un enfoque de espacio dual eficiente basado en una función de Green periódica para la interacción dipolo-dipolo en sistemas periódicos bidimensionales, en lugar de el método de suma de Ewald para sistemas a granel tridimensionales. El segundo término de la Ec. (1) imita la proyección del campo de despolarización que surge de las cargas unidas no compensadas en las superficies de la película a través de una mezcla lineal de las interacciones dipolo-dipolo para condiciones de contorno OC ideales y SC perfectas ponderadas con el parámetro escalar 1 − β y β, respectivamente. El parámetro β oscila entre 0 y 1 controlando el grado de cribado45,46,47. Específicamente, β = 0 describe una condición de contorno ideal de circuito abierto (OP) sin ningún apantallamiento de carga y corresponde a un campo de despolarización máxima, mientras que β = 1 representa la condición de contorno SC ideal correspondiente a un apantallamiento completo de las cargas enlazadas en las superficies. \(\left\langle {{{{\mathbf{E}}}}_{{{{\mathrm{dep}}}}}} \right\rangle\) es el campo de máxima despolarización y Z es el Born efectivo cargar. El tercer término de la Ec. (1) considera el efecto de aplicar un campo eléctrico externo. Aquí \({{{\bf{E}}}}_{{{{\mathrm{ext}}}}}^{{{\mathrm{eff}}}}}\) es un campo aplicado efectivo después teniendo en cuenta el efecto de pantalla. Esto se debe a que las cargas de apantallamiento no solo modificarían el campo de despolarización, sino que también alterarían el campo aplicado experimentado por el ferroeléctrico64. Se remite a los lectores a la Discusión complementaria 4 para obtener detalles sobre el cálculo atomístico de la energía de despolarización y el tratamiento del efecto de pantalla superficial.

Además, el último término se adopta para modelar el efecto flexoeléctrico sobre la polarización debido a los gradientes de deformación31, que son introducidos por una presión superficial local en nuestro trabajo. Aquí, fpqrs son los coeficientes de flexacoplamiento, ∂εiqr/∂xs representa el gradiente de deformación centrado en los sitios i de Ti, y p, q, r y s son índices que van de 1 a 3, y xs son las coordenadas espaciales a lo largo de s- º eje cartesiano. fpqrs están relacionados con los coeficientes flexoeléctricos μpqrs que describen fenomenológicamente el acoplamiento entre el gradiente de deformación y la polarización por

siendo χtp la susceptibilidad dieléctrica y ε0 la permitividad dieléctrica del vacío.

Los parámetros del hamiltoniano efectivo en la ecuación. (1) se determinan mediante cálculos de primer principio. Los coeficientes de acoplamiento flexible, en particular, se establecen en f11 = 3,072 V, f12 = 1,992 V y f44 = 0,027 V20,26,31. La temperatura se establece en 10 K para reducir los efectos de la perturbación del calor y la presión se establece en –4,8 GPa para corregir las constantes de red subestimadas causadas por la aproximación de densidad local (LDA) del cálculo del primer principio. La masa efectiva se establece en 39,0 au para BTO65.

Se adoptan simulaciones MD para combinarlas con el hamiltoniano derivado de los primeros principios para simular la evolución dinámica de la polarización. En las simulaciones MD, la evolución de los modos locales se obtiene resolviendo las ecuaciones de movimiento de Newton66. La fuerza que actúa sobre los modos locales ui se calcula resolviendo

La actualización de las deformaciones homogéneas y no homogéneas (es decir, los desplazamientos locales) se determina minimizando la energía relacionada con la deformación correspondiente en cada paso de acuerdo con la configuración actual de los modos locales66. Las simulaciones MD se realizan en un conjunto isotérmico-isobárico (NTP) con un termostato Berendsen para controlar la temperatura y un barostato que permite que la celda de simulación varíe en tamaño y forma. El barostato se imita agregando un término pV en el hamiltoniano efectivo. p es la presión y V es el volumen de la celda de simulación. El tiempo de amortiguamiento del termostato se establece en 0,05 ps. El método Velocity Verlet se usa para integrar las ecuaciones de movimiento para actualizar ui y \({{{\dot{\mathbf u}}}}_i\). El paso de tiempo se establece en 1 fs.

Los datos que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

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Este trabajo fue apoyado por la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China (Concesión n.º 11972382, 12002400, 12132020, 11832019) y por el Proyecto de Ciencia y Tecnología de Guangzhou (Concesión n.º 2019060001). Las simulaciones informadas se realizaron con recursos proporcionados por el Centro Nacional de Supercomputadoras en Guangzhou.

Facultad de Física, Universidad de Qingdao, Qingdao, 266071, China

jianyi liu

Laboratorio clave provincial de Guangdong de física y dispositivos magnetoeléctricos, Facultad de física, Universidad Sun Yat-sen, Guangzhou, 510275, China

Jianyi Liu, Weijin Chen, Mengjun Wu, Fei Sun, Xiang Huang y Yue Zheng

Centro de Mecánica Física y Biofísica, Escuela de Física, Universidad Sun Yat-sen, Guangzhou, 510275, China

Jianyi Liu, Weijin Chen, Mengjun Wu, Fei Sun, Xiang Huang y Yue Zheng

State Key Laboratory of Optoelectronic Materials and Technologies, School of Physics, Sun Yat-sen University, Guangzhou, 510275, China

Jianyi Liu, Weijin Chen, Mengjun Wu, Fei Sun, Xiang Huang y Yue Zheng

Escuela de Materiales, Universidad Sun Yat-sen, Shenzhen, 518107, China

weijin chen

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YZ y WJC concibieron y diseñaron la idea básica y las estructuras. JYL realizó las simulaciones. JYL, WJC e YZ analizaron los resultados de las simulaciones. JYL y WJC coescribieron el manuscrito. Todos los autores contribuyeron a la discusión y revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Weijin Chen o Yue Zheng.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Liu, J., Chen, W., Wu, M. et al. Ventana de conmutación mecánica bidireccional en películas delgadas ferroeléctricas predichas por simulaciones basadas en primeros principios. npj Comput Mater 8, 137 (2022). https://doi.org/10.1038/s41524-022-00829-0

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Recibido: 13 enero 2022

Aceptado: 10 junio 2022

Publicado: 29 junio 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41524-022-00829-0

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