Bragg resonances in the yttrium iron garnet – platinum – yttrium iron garnet layered structure

Cover Page

Cite item

Full Text

Abstract

We studied theoretically the interaction between the spin current in a conductor with a strong spin-orbit coupling (platinum, Pt) and the spin wave in yttrium iron garnet ferromagnetic layers (YIG) with periodic thickness modulation under conditions of Bragg resonances and interlayer coupling. It is shown that in the YIG/Pt/YIG sandwich structure the conditions for two Bragg resonances in the first Brillouin area in the spin wave spectrum are fulfilled. The spin current in Pt allows frequency tuning of the resonances and control the depth of the spin wave band gap corresponding to the resonance conditions.

Full Text

ВВЕДЕНИЕ

Слоистые структуры из магнитных диэлектриков и проводников с сильной спин-орбитальной связью рассматривают как одни из базовых элементов для разработки чисто спиновых информационных и коммуникационных технологий, в которых движущиеся заряды заменены спиновыми волнами (СВ) или магнонами [1–3]. Наиболее перспективным материалом, в котором возможно распространение СВ, являются ферромагнитные пленки железоиттриевого граната (Y3Fe5O12, YIG), ввиду малого уровня потерь, слабой магнитной анизотропии, возможности масштабирования вплоть до нескольких нанометров и хорошую интегрируемость с полупроводниковыми технологиями [4, 5]. В качестве проводника используют нормальные металлы, в частности пленки платины (Pt), характеризующиеся сильной спин-орбитальной связью и максимальным значением угла Холла, а также имеющие толщину порядка нескольких нм, которая близка к длине диффузии спинов [5].

Электрический ток в Pt за счет обратного спинового эффекта Холла генерирует спиновый ток (СТ). Спиновый ток, в свою очередь, за счет передачи спинового крутящего момента (spin transfer torque) на интерфейсе YIG/Pt приводит к усилению, либо ослаблению СВ в YIG [6, 7, 5]. Соответственно, в слоистых структурах, состоящих из двух слоев YIG, разделенных слоем Pt, СТ приводит к усилению СВ в одном слое YIG и ослабление в другом. В такой структуре возможно нарушение симметрии во времени и пространстве [8–10].

Использование магнонных кристаллов (МК) – ферромагнитных пленок с периодической модуляцией параметров – создает условия для формирования брэгговских резонансов для волновых чисел kB=πL (L – период структуры), удовлетворяющих условию Брэгга [11]. На частотах брэгговских резонансов формируются запрещенные зоны – полосы непропускания в спектре СВ. В слоистых структурах на основе МК, разделенных диэлектрической прослойкой за счет взаимодействия прямых и отраженных симметричных и антисимметричных нормальных волн связанной структуры число брэгговских резонансов увеличивается [12, 13].

Влияние СТ на формирование брэгговских резонансов в МК до настоящего времени не рассматривалось. Однако, следует ожидать, что за счет различного влияния на прямые и отраженные симметричные и антисимметричные волны, СТ может приводить, к изменению условий и эффективности их взаимодействия. Целью работы является исследование взаимодействия СТ в проводнике с сильной спин-орбитальной связью и СВ в ферромагнитной среде с периодической модуляцией толщины, в условиях брэгговских резонансов и межслойной связи. Построена волновая модель для описания спин-волновой эволюции в структуре YIG/Pt/YIG. Получено дисперсионное соотношение для спиновых волн под действием СТ. Выявлена возможность управления брэгговскими резонансами СВ с помощью СТ.

МОДЕЛЬ И ОСНОВНЫЕ СООТНОШЕНИЯ

На первом этапе рассмотрим слоистую структуру, состоящую из двух ферромагнитных пленок без модуляции толщины (ФП-1 и ФП-2), имеющих толщину d и намагниченность насыщения M0. Ферромагнитные пленки разделены слоем НМ толщины D (меньше толщины скин-слоя). В этом случае ферромагнитные волноводы оказываются связаны, как через дипольное взаимодействие ВЧ магнитных полей [14, 12], так и через обменное взаимодействие Рудермана–Киттеля–Касуя–Иосиды (РККИ) [15]. Взаимодействие РККИ реализуется через электроны проводимости в НМ, поляризация которых зависит от спинов атомов в одном из ферромагнитных слоев, и влияет на спины атомов во втором ферромагнитном слое.

К слою НМ прикладывается напряжение, спиновый эффект Холла проявляется в том, что в направлении перпендикулярном электрическому току JE (т.е., в направлении оси z) происходит разделение электронов с противоположными направлениями спинов σ. Таким образом, электроны с одним направлением спинов σ перейдут к верхней поверхности слоя НМ, а электроны с другим направлением спинов σ перейдут к нижней поверхности НМ. В результате вдоль оси z потечет спиновый ток плотностью JS. Спины у поверхности НМ передают свой спиновый крутящий момент τstt поверхностным спинам в ФП [5, 6]. Благодаря дипольным и обменным взаимодействиям крутящий момент передается другим спинам вглубь толщины ФП и, соответственно, спиновой волне, распространяющейся в ФП1.

То, с каким направлением спинов окажутся электроны у границы, например ФП-1/НМ, зависит от направления тока в НМ. Если направление спинов на границе σ противоположно направлению оси вокруг которой прецессируют магнитные моменты в ФП (оси x) σH0), то спиновый крутящий момент τstt направлен противоположно затуханию τd (damping torque). Тогда  увеличивает угол прецессии магнитных моментов в ФП-1 (γ), т.е. усиливает СВ (см. рис. 1а). Если направление спинов на границе σ сонаправлено с осью, вокруг которой прецессируют магнитные моменты в ФП-1 (σH0). В этом случае спиновый крутящий момент τstt сонаправлен с затуханием τd. Тогда τstt уменьшает угол γ, т.е. ослабляет СВ (рис. 1б).

 

Рис. 1. Схема прецессии вектора намагниченности в МК-1 (а) и МК-2 (б). Схема исследуемой структуры (в)

 

При протекании электрического тока JE > 0 в НМ электроны σH0 будут смещаться в сторону интерфейса НМ/ФП-1 (что приведет к усилению СВ в ФП-1), как показано на рис. 1а. Электроны с σH0 будут смещаться в сторону интерфейса НМ/ФП-2 (что приведет к ослаблению СВ в ФП-2), как показано рис. 1б. Для тока отрицательной полярности JE < 0 ситуация противоположная.

Магнитная динамика в исследуемой структуре может быть описана уравнением Ландау–Лифшица–Гильберта с учетом члена Слончевского [5, 6, 8]:

M1,2t=γM1,2×Heff1,2+M1,2M0×αM1,2t±τσ×M1,2, (1)

где M1,2 – намагниченность ФП-1 и ФП-2, M0– намагниченность насыщения ФП-1 и ФП-2, α – затухание Гильберта, τ=γθSHSh¯2eDM0JE – спиновый крутящий момент, JE – плотность электрического тока, JS=θSHJE – плотность спинового тока, D – толщина НМ, γ – гиромагнитное соотношение, e – заряд электрона, θSH – угол Холла, S – прозрачность интерфейса между НМ и ФП-1 (ФП-2), h¯ – приведенная постоянная Планка. Также в соотношении (1) эффективное магнитное поле Heff1,2=H0+h1,2+2AexM02M1,2+KexM0DM2,1+Kdiph2,1, включающее внешнее магнитное поле H0, обменное взаимодействие (Aex – постоянная обмена в ФП-1 и ФП-2), межслойное обменное взаимодействие РККИ (Kex – постоянная РККИ), дипольную связь между ФП-1 и ФП-2 (h1,2 – ВЧ компоненты магнитных полей, Kdip=expkD – коэффициент связи).

Исследуемая структура помещена во внешнее магнитное поле H0, направленное вдоль оси x (как показано на рис. 1в), при этом в ФП-1 и ФП-2 вдоль оси y распространяется СВ, представляющая собой волну прецессии вектора намагниченности. Представим вектор намагниченности в виде суммы постоянной компоненты, направленной вдоль внешнего магнитного поля, и переменной ВЧ компоненты M1,2=M0+m1,2.

Распишем соотношение (1) в проекциях на оси координат:

my1,2t=γ2AexM02mz1,2y2+γKexM0Dmz1,2γKexM0Dmz2,1+γH0mz1,2γM0hz1,2γKdipM0hz2,1+αmz1,2t±τmy1,2,mz1,2t=γ2AexM02my1,2y2γKexM0Dmy1,2++γKexM0Dmy2,1γH0my1,2+γM0hy1,2++γKdipM0hy2,1αmy1,2t±τmz1,2. (2)

Введем обозначения m+1,2=mz1,2+jmy1,2, m1,2=mz1,2jmy1,2.

Переменные составляющие магнитного поля и намагниченности связаны соотношениями вида [13]:

h+1,2=2π(m+1,2m1,2)j4πdm1,2y, h1,2=2π(m+1,2m1,2). (3)

Подставляя (2) и (3) в (1), получим:

m+1,2t=jωHeff1,2m+1,2jωMm+1,2m1,22jdm1,2yjγKdipωMm+2,1m2,12jdm2,1yjγKexM0Dm+2,1,

m1,2t=jωHeff1,2m1,2+jωMm+1,2m1,22+jKdipωMm+2,1m2,12+jγKexM0Dm2,1, (4)

гдеωM=4πγM0, ωHeff1,2=γH0γ2AexM02y2+γKexM0D+αt±jτ.

Для переменных намагниченностей m1,2=mz1,2/M0 система (4) примет вид:

2m1,2t2+ωeff1,22m1,2+jωM2d2m1,2y+jKdipωM2d2m2,1y+γKexM0DωM+γKexM0Dm2,1=0, (5)

где ωeff1,2=ωHeff1,2ωHeff1,2+ωM.

Перейдем к рассмотрению периодической структуры, состоящей двух магнонных кристаллов (МК-1 и МК-2), разделенных слоем НМ. МК-1 и МК-2 представляют собой ферромагнитные пленки, на поверхность которых нанесена периодическая структура с периодом L в виде канавок глубиной ∆ (b = a  ∆  толщина пленки в области канавки, a – толщина пленки в области столбика), шириной l (ширина столбика c = Ll), как показано на рис. 2.

 

Рис. 2. Схема исследуемой структуры в проекции zОy

 

В этом случае толщина ферромагнитных пленок является периодической функцией d = b + δ(y), где δy=δy+L=Δ, nLyc+nL,0, c+nLyn+1L, n1.. Раскладывая δ(y) в ряд Фурье и ограничиваясь членами с n = 0, ±1 получим [12]:

d=d01+δdcosπLy, (6)

где d0=b+ΔcL, δd=2Δπd0sinπcL.

Используя метод связанных волн [16], решение уравнений (5) представим в виде суммы прямых волн и волн, отраженных от периодических канавок:

m1,2=A1,2expjωtk0y+B1,2expjωt+k1y, (7)

где A1,2 и B1,2 – медленно меняющиеся комплексные амплитуды огибающих прямых и отраженных волн, k0 – постоянная распространения «0» гармоники, k–1 относится к «–1» гармонике, k0 и k–1 связаны условием Брэгга: k1=k0+2kB, где kB=π/L – брэгговское волновое число.

Подставляя соотношения (6) и (7) в уравнения (5), в стационарном случае можно получить систему волновых уравнений для амплитуд огибающих прямых и отраженных волн в виде:

jνyA1,2+η0eff1,2A1,2+κ0B1,2+χ0A2,1=0,jνyB1,2+η1eff1,2B1,2+κ1A1,2+χ1B2,1=0, (8)

гдеχ0,1=Kdipνk0,1+γKexM0DωM+γKexM0D, κ0,1=δd2νk1,0, ϑ0,1=δd2χ1,0, ν=ωM2d02, η0,1eff1=ω2+ω0,1eff12+νk0,1, η0,1eff2=ω2+ω0,1eff22+νk0,1, ω0,1eff1=ωH0,-1eff1ωH0,-1eff1+ωM, ω0,1eff2=ωH0,1eff2ωH0,1eff2+ωM, ωH0,1eff1=γH0+γ2AexM0k0,12+γKexM0D±jωα+τ и ωH0,1eff2=γH0+γ2AexM0k0,12+γKexM0D±jωατ – частоты, связанные с эффективным магнитным полем прямых и отраженных волн в МК-1 и МК-2, соответственно.

Полагая производные в (8) равными нулю и приравнивая детерминант получившейся системы к нулю, получим дисперсионное соотношение вида:

η0eff1κ0χ0ϑ0κ1η1eff1ϑ1χ1χ0ϑ0η0eff2κ0ϑ1χ1κ1η1eff2=0. (9)

Диагональные компоненты определителя (9) η0,1eff1 (при Kex = 0), приравненные к нулю, представляют собой дисперсионные соотношения для прямой и отраженной СВ в однородных пленках без канавок [17, 18, 14]. Недиагональные компоненты χ0,–1, описывают дипольное и РККИ взаимодействие между СВ в МК-1 и МК-2. При χ0,–1 = 0 приходим к дисперсионным уравнениям для СВ в одном МК, нагруженном слоем НМ. Компоненты κ0,–1 описывают связь между прямыми и отраженными волнами в каждом МК. При κ0,–1 = 0 соотношение (9) описывает дисперсионное соотношение для СВ в структуре из двух ферромагнитных пленок без модуляции параметров, разделенных слоем НМ [8]. Компоненты ϑ0,1 описывают связь между прямыми и отраженными волнами в разных МК.

При брэгговском волновом числе k0,–1 = kB, в отсутствии связи между прямыми и отраженными волнами (κ0,–1 = 0) и потерь (α = 0), решение (9) имеет вид:

ωB1,22=ω2=ω2+νkBτ2±χ2τ22ωH+ωM2, (10)

где ω=ωHωH+ωM, ωH=γH0+γ2AexM0kB2+γKexM0D, ωH=γH0+γ2AexM0kB2+γKexM0D, χ=χ0,1=KdipνkB+γKexM0DωM+γKexM0D. Частоты ωB1,2 являются частотами фазового синхронизма прямых и отраженных волн при k0,–1 = kB.

Положим ω=ωB1,2 и используем в (8) подстановку A1,2~expjqy, B1,2~expjqy, где q – искомая добавка к волновому числу kB. Приравняем определитель системы к нулю и найдем решение характеристического уравнения, в предположении ϑ0,1=0, в виде:

q=±jνκ2+τ'20.5χ2±0.52κ2+4τ'2χ224κ2κ2χ2, (11)

где τ'2=2τ24ωHωH+ωM+ωM2. Из решений видно, что в случае одиночного слоя YIG в отсутствии СТ (τ = χ = 0) добавка к волновому числу kB является мнимой величиной q = ± jk, что соответствует затуханию СВ на частоте ωB=ωB1=ωB2, являющейся частотой брэгговского резонанса. Данная частота является центральной частотой полосы непропускания СВ – запрещенной зоны, а мнимая часть волнового числа пропорциональна глубине запрещенной зоны.

В структуре YIG/Pt/YIG формируются два брэгговских резонанса на частотах ωB1,2, отличных от частоты резонанса в одиночном слое YIG ωB. На рис. 3а приведены зависимости резонансных частот ωB1,2 от величины и полярности СТ, построенные с использованием соотношения (10), при разных значениях связи между слоями YIG χ (дипольной связи и обменного РККИ взаимодействия). Видно, что при увеличении СТ высокочастотная запрещенная зона сдвигается вниз по частоте (сплошные кривые), а низкочастотная – вверх по частоте (пунктирные кривые), т.е. частотный интервал между зонами уменьшается и ЗЗ сливаются. При изменении полярности СТ тенденция сохраняется.

 

Рис. 3. Зависимость от величины и полярности СТ резонансных частот ωB1 (сплошные кривые) и ωB2 (пунктирные кривые) (а), мнимых частей добавок к брэгговскому волновому числу Im(q) для прямых волн (кривые 1) и отраженных волн (кривые 2) при разных значениях χ (дипольной связи и обменного РККИ взаимодействия) (б) (χ1 = 2.8 × 1019 рад2/нс2, χ2 = 4.1 × 1019 рад2/нс2, χ3 = 5.5 × 1019 рад2/нс2). Расчетные параметры: D = 10 нм, M0 = 140 Гс, α = 10‒4, L1,2 = 50, с = 25 нм, a = 100 нм, Δ = 40 нм, b = 60 нм, H0 = 800 Э, Aex = 4.7 Гс2 мкм2, θSH = 0.08, S = 1, Kex = 728 Гс2 мкм, Kdip = 0.2

 

На рис. 3б приведены зависимости мнимых частей добавок Im(q)) при ω=ωB1,2 от величины и полярности СТ, построенные с использованием соотношения (11), при разных значениях связи между слоями YIG χ. Видно, что в отсутствии СТ τ = 0 значение Im(q) > 0 для прямых волн (кривые 1) и Im(q) < 0 для отраженных волн (кривые 2), что соответствует затуханию прямых волн и формированию ЗЗ. При увеличении СТ модуль Im(q) увеличивается, т.е. растет глубина ЗЗ. При изменении полярности СТ тенденция сохраняется.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, изучены особенности брэгговских резонансов при распространении спиновых волн в слоистой структуре на основе ферромагнтиных пленок (YIG) с периодической модуляцией толщины, разделенных слоем проводника с сильной спин-орбитальной связью (Pt). Показано, что за счет взаимодействия прямых и отраженных волн возможно формирование запрещенных зон: полос непропускания спиновых волн, соответствующих условиям брэгговских резонансов. Запрещенные зоны формируются при брэгговских волновых числах и частотах, отличных от брэгговских частот для каждого из слоев YIG в отдельности.

Спиновых ток в Pt приводит к различному изменению эффективного магнитного поля для прямых и отраженных волн в каждом МК, что позволяет управлять частотным положением и глубиной запрещенных зон. В частности, при увеличении СТ высокочастотная запрещенная зона смещается вниз по частоте, а низкочастотная запрещенная зона – вверх по частоте, т.е. частотный интервал между зонами уменьшается и зоны сливаются. При этом также увеличивается глубина запрещенных зон на частотах брэгговских резонансов.

Практическая важность результата состоит в том, что управление брэгговским резонансами спиновых волн с помощью спинового тока открывает возможность для использования такой структуры в качестве базового функционального элемента частотно-селективных СВЧ устройств с двойным (электрическим и магнитным) управлением.

Работа выполнена при поддержке Российского научного фонда (проект № 23-29-00759).

1 Эффекты, связанные со спиновой накачкой (spin pumping) в данном случае, будем считать незначительными [5].

×

About the authors

N. D. Lobanov

Saratov State National Research University

Author for correspondence.
Email: nl_17@mail.ru
Russian Federation, Saratov

O. V. Matveev

Saratov State National Research University

Email: nl_17@mail.ru
Russian Federation, Saratov

M. A. Morozova

Saratov State National Research University

Email: nl_17@mail.ru
Russian Federation, Saratov

References

  1. Chumak A.V., Vasyuchka V.I., Serga A.A. et al. // Nature Physics. 2015. V. 11. P. 453.
  2. Баранов П.Г., Калашникова А.М., Козуб В.И. и др. // УФН. 2019. Т. 189. С. 849; Baranov P.G., Kalashnikova A.M., Kozub V.I. et al. // Phys. Usp. 2019. V. 62. P. 795.
  3. Brataas A., van Wees B., Klein O. et al. // Phys. Reports. 2020. V. 885. P. 1.
  4. Demidov V.E., Urazhdin S., Anane A. et al. // J. Appl. Phys. 2020. V. 127. Art. No. 170901.
  5. Zhou Y., Jiao H., Chen Y.T. et al. // Phys. Rev. B. 2013. V. 88. Art. No. 184403.
  6. Ando K., Takahashi S., Harii K. et al. // Phys. Rev. Lett. 2008. V. 101. Art. No. 036601.
  7. Demidov V.E., Urazhdin S., Edwards E.R.J., Demokritov S.O. // Appl. Phys. Lett. 2011. V. 99. Art. No. 172501.
  8. Wang X G., Guo G.H., Berakdar J. // Nature Commun. 2020. V. 11. P. 5663.
  9. Temnaya O.S., Safin A.R., Kalyabin D.V. et al. // Phys. Rev. Appl. 2022. V. 18. Art. No. 014003.
  10. Wang X.G., Schulz D., Guo G.H., Berakdar J. // Phys. Rev. Appl. 2022. V. 18. Art. No. 024080.
  11. Chumak A.V., Serga A.A., Hillebrands B. // J. Physics D. 2017. V. 50. Art. No. 244001.
  12. Morozova M.A., Sharaevskaya A. Yu., Sadovnikov A.V. et al. // J. Appl. Phys. 2016. V. 120. Art. No. 223901.
  13. Морозова М.А., Лобанов Н.Д., Матвеев О.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2022. Т. 115. С. 793; Morozova M.A., Lobanov N.D., Matveev O.V. et al. // JETP Lett. 2022. V. 115. P. 742.
  14. Вашковский А.В., Стальмахов В.С., Шараевский Ю.П. Магнитостатические волны в электронике сверхвысоких частот. Саратов: Изд-во СГУ, 1993.
  15. Ruderman M.A., Kittel C. // Phys. Rev. 1954. V. 96. P. 99.
  16. Marcuse D. Light transmission optics. Bell Laboratory Series. 1972.
  17. Kalinikos B.A., Slavin A.N. // J. Phys. Cond. Matter. 1986. V. 19. P. 7013.
  18. Qin H., Hämäläinen S.J., Arjas K. et al. // Phys. Rev. B. 2018. V. 98. Art. No. 224422.

Supplementary files

Supplementary Files
Action
1. JATS XML
2. Fig. 1. Schematic of the magnetisation vector precession in MK-1 (a) and MK-2 (b). Schematic of the investigated structure (c)

Download (170KB)
3. Fig. 2. Schematic of the investigated structure in the zOy projection

Download (157KB)
4. Fig. 3. Dependence on the magnitude and polarity of ST of the resonance frequencies (solid curves) and (dashed curves) (a), imaginary parts of additions to the Bragg wave number Im(q) for direct waves (curves 1) and reflected waves (curves 2) at different values of χ (dipole coupling and exchange RKKI interaction) (b) (χ1 = 2. 8 × 1019 rad2/ns2, χ2 = 4.1 × 1019 rad2/ns2, χ3 = 5.5 × 1019 rad2/ns2). Calculation parameters: D = 10 nm, M0 = 140 Gs, α = 10-4, L1,2 = 50, c = 25 nm, a = 100 nm, Δ = 40 nm, b = 60 nm, H0 = 800 Å, Aex = 4.7 Gs2 μm2, θSH = 0.08, S = 1, Kex = 728 Gs2 μm, Kdip = 0.2

Download (179KB)

Copyright (c) 2024 Russian Academy of Sciences

Согласие на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика»

1. Я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных»), осуществляя использование сайта https://journals.rcsi.science/ (далее – «Сайт»), подтверждая свою полную дееспособность даю согласие на обработку персональных данных с использованием средств автоматизации Оператору - федеральному государственному бюджетному учреждению «Российский центр научной информации» (РЦНИ), далее – «Оператор», расположенному по адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А, со следующими условиями.

2. Категории обрабатываемых данных: файлы «cookies» (куки-файлы). Файлы «cookie» – это небольшой текстовый файл, который веб-сервер может хранить в браузере Пользователя. Данные файлы веб-сервер загружает на устройство Пользователя при посещении им Сайта. При каждом следующем посещении Пользователем Сайта «cookie» файлы отправляются на Сайт Оператора. Данные файлы позволяют Сайту распознавать устройство Пользователя. Содержимое такого файла может как относиться, так и не относиться к персональным данным, в зависимости от того, содержит ли такой файл персональные данные или содержит обезличенные технические данные.

3. Цель обработки персональных данных: анализ пользовательской активности с помощью сервиса «Яндекс.Метрика».

4. Категории субъектов персональных данных: все Пользователи Сайта, которые дали согласие на обработку файлов «cookie».

5. Способы обработки: сбор, запись, систематизация, накопление, хранение, уточнение (обновление, изменение), извлечение, использование, передача (доступ, предоставление), блокирование, удаление, уничтожение персональных данных.

6. Срок обработки и хранения: до получения от Субъекта персональных данных требования о прекращении обработки/отзыва согласия.

7. Способ отзыва: заявление об отзыве в письменном виде путём его направления на адрес электронной почты Оператора: info@rcsi.science или путем письменного обращения по юридическому адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А

8. Субъект персональных данных вправе запретить своему оборудованию прием этих данных или ограничить прием этих данных. При отказе от получения таких данных или при ограничении приема данных некоторые функции Сайта могут работать некорректно. Субъект персональных данных обязуется сам настроить свое оборудование таким способом, чтобы оно обеспечивало адекватный его желаниям режим работы и уровень защиты данных файлов «cookie», Оператор не предоставляет технологических и правовых консультаций на темы подобного характера.

9. Порядок уничтожения персональных данных при достижении цели их обработки или при наступлении иных законных оснований определяется Оператором в соответствии с законодательством Российской Федерации.

10. Я согласен/согласна квалифицировать в качестве своей простой электронной подписи под настоящим Согласием и под Политикой обработки персональных данных выполнение мною следующего действия на сайте: https://journals.rcsi.science/ нажатие мною на интерфейсе с текстом: «Сайт использует сервис «Яндекс.Метрика» (который использует файлы «cookie») на элемент с текстом «Принять и продолжить».