Популярное

Мифы о звукоизоляции



Как построить дом из пеноблоков



Как построить лестницы на садовом участке



Подбираем краску для ремонта



Каркасные дома из дерева


Главная » Спин-поляризованный транспорт как

1 2

СПИН-ПОЛЯРИЗОВАННЫЙ ТРАНСПОРТ КАК ОСНОВА НОВОГО ПОКОЛЕНИЯ СТРУКТУР МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ

Борухович А.С.(1) (mavlik@mail.ur.ru), Виглин Н.А.(2), Осипов В.В. (2)

(1)Уральский государственный профессионально-педагогический университет и Институт химии твердого тела УрО РАН, (2)Институт физики

металлов УрО РАН

Обсуждается проблема спинового транспорта (пространственного переноса и локализации спина носителя тока) в реализации новых физических принципов работы устройств микроэлектроники. В частности, приводятся экспериментальные данные, подтверждающие возможность создания высокочастотных твердотельных устройств для миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов, а также базовых элементов структур спиновой информатики на основе контактов ферромагнитный полупроводник - полупроводник, выходные параметры которых способны регулироваться как транспортным током, так и внешним магнитным полем.

1. Введение

В начале 2000-го года журнал Physics World (адрес в Интернете: http: physicsweb.org/ article/news/03/12/14) опубликовал список десяти наиболее актуальных и перспективных направлений исследований в физике, активно развивавшихся в предыдущие годы. Среди них находится направление исследований в физике твердого тела и физике полупроводников, связанное с возможностью переноса пространственно ориентированного спина электрона (спиновый транспорт) из магнитоактивного (ферромагнитного) материала в парамагнетик. Прикладное направление этих исследований в микроэлектронике получило название спиновой электроники или спинтроники (spintronics). Их значимость в современной науке и технике связывается, с одной стороны, с разработкой и созданием квантовых одноэлектронных логических структур и спин-информационных систем для информатики (спиновой информатики), в которой информационной ячейкой памяти должен служить спин электрона: один спин - один бит информации [1]. В этом случае, видимо, достигаются предельные возможности магнитной записи информации.

С другой стороны, осуществление спинового токопереноса открывает новые возможности и в твердотельной электронике. Например, наблюдение спин-поляризованной люминесценции и создание высокочастотного диода, выходные характеристики которого способны регулироваться внешним магнитным полем [2,3]. С этим же связывается создание основ нового поколения узкополосных устройств твердотельной спиновой электроники миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов - генераторов, усилителей, приемников, фильтров и др, модулируемых и



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 433 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

перестраиваемых по частоте магнитным полем и управляемых током. Именно последнее обстоятельство, т.е. наличие дополнительной степени свободы и возможность управлять свойствами спинтронных структур с помощью внешнего магнитного поля, что не всегда допустимо для гетероструктур на базе обычных (немагнитных) полупроводников и устройств на их основе, способствует расширению функциональных возможностей существующих и разрабатываемых устройств микроэлектроники [4]. На этом пути возможно практическое создание и освоение миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов спектроскопии твердого тела, а также создание твердотельного лазера в данном диапазоне длин волн, что также пока недоступно для существующих гетероструктур, выполненных на базе немагнитных полупроводников.

В криоэлектронике создание структур и изучение физических механизмов работы спинтронных устройств уже привело к появлению целого ряда туннельных переходов Джозефсона, содержащих ферромагнитный барьер С1/Ф/С2, где С1 и С2 -сверхпроводники, а Ф -ферромагнитный металл (ФМ) или полупроводник (ФП) [4,5]. Механизм туннелирования куперовской пары сквозь такой барьер может быть отличен от классического и, скорее всего, соответствовать механизму триплетного спаривания - со спином пары, равным единице. Бинарные структуры таких переходов М/Ф или П/Ф (М -нормальный металл, П -немагнитный полупроводник) сами по себе позволяют реализовать в данном случае создание магнитоуправляемого стабилитрона, пробойное обратное напряжение которого способно регулироваться внешним магнитным полем. Детальное исследование механизмов спинового транспорта позволяет приблизиться к решению таких научных проблем как сосуществование явлений сверхпроводимости и ферромагнетизма, осуществления джозефсоновского туннелирования сквозь ферромагнитный барьер, локализация и пространственный перенос спина электрона, расширение частотной области спектроскопии твердого тела в миллиметровый и субмиллиметровый диапазоны, и ряда других. Кроме того, подобные исследования служат развитию технологической и технической базы современной науки и техники, поскольку во многом опираются на монокристальную и планарную технологии, достижения физики и химии поверхности и контактных явлений, т. е. относящимся к отраслям современного производства, характеризуемого термином высокие технологии .

2. Экспериментальные результаты

Исторически вопрос о возможности наблюдения туннелирования куперовских пар сквозь ферромагнитный барьер возник в связи с открытием эффекта Джозефсона в 1961 г. В его классическом варианте - одночастичном туннелировании - он был решен в работах Л.Эсаки и др., наблюдавшими туннельный ток между двумя нормальными металлами, разделенными прослойкой, выполненной из магнитного диэлектрика - EuS и EuTe [6]. Фактически это означало первое наблюдение спин-



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 434 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

поляризованного туннельного тока. Отметим, что указанные магнитоактивные прослойки являются ферромагнитными полупроводниками и при низких температурах во внешнем магнитном поле обладают полностью ферромагнитно упорядоченной структурой локализованных магнитных моментов ионов Eu2+. Ферромагнитное упорядочение ионов европия, в свою очередь, приводит к спиновой поляризации носителей тока в них по механизму s-d (d-f)- обменного взаимодействия. Рекордный для ферромагнетиков магнитный момент, приходящийся на один магнитный ион (~71б) наблюдается в кристаллах EuO. Он обусловлен 4f -электронами иона европия и величина намагниченности насыщения при этом достигает значения 4nos=2,43 Тл для температуры Т ~ 0К. Это приводит к тому, что носители тока в ферромагнитном полупроводнике максимально поляризованы по спину (почти на 100%). Данное обстоятельство делает перспективным применение именно ФП, а не Ф-металлов в структурах, предназначенных обеспечивать высокую спиновую поляризацию тока эмиссии, в том числе, в туннельных структурах. Напомним, что в Ф-металлах степень спиновой поляризации носителей тока достигает, в лучшем случае, порядка 10 % [7].

Другим наиболее примечательным свойством ФП является существенная зависимость в них сдвига края оптического поглощения (или запрещенной щели в электронном спектре, Её) от степени магнитного порядка в структуре и внешнего магнитного поля. Максимальная для ФП величина такого сдвига в красную сторону спектра при понижении температуры образца до 20К достигается в EuO, в котором она составляет AEg = 0,25 эВ (в EuS - 0,16 эВ, в соединениях на основе фазы LaMnO3 - также 0,16 эВ при Т < Тк, Тк -температура Кюри). Внешнее магнитное поле усиливает этот сдвиг AEg еще почти на 1 0%. Таким образом, влияя этим внешним параметром на концентрацию и подвижность носителей тока в зоне проводимости, удается регулировать как собственную, так и примесную проводимость ФП при максимальной спиновой их ориентации. Использование EuO и EuS в качестве спиновых фильтров или спиновых инжекторов ограничивается областью низких температур, т. к. их Тк составляют соответственно 69К и 1 6К. Более высокими температурами Кюри, лежащими в области температур жидкого

азота, обладают ФП на основе халькогенидных шпинелей хрома - Ме Cr2Se4, где

Ме - Cd, Hg, а также перовскиты на основе LaMnO3, Тк которых при легировании ионами Са2+ или Sr2+ достигают комнатных температур. Хотя некоторые магнитные параметры этих ФП по своим величинам уступают вышеприведенным магнитным параметрам халькогенидов европия, последние также обладают почти 1 00% спиновой поляризацией собственных носителей тока. Это делает их особенно перспективными для использования в спиновых структурах, работа которых не требует применения дорогостоящих криогенных устройств. В том числе, как показывают результаты [8], реальным видится их использование в туннельных спинтронных структурах.



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 43 5 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

Следует заметить, что еще до разработки возможных спиновых структур микроэлектроники отмеченная особенность Ф-упорядоченного барьера в мультислойной структуре М(С)/Ф с большей вероятностью пропускать одночастичный туннельный ток со спиновой ориентацией носителей, совпадающей с намагниченностью Ф-барьера, имела интересное применение на практике.

Дело в том, что обменное расщепление зоны проводимости Ф-металла при его спиновом упорядочении на уровне Ферми на подзоны со спином вверх (Т) и вниз (N) оказывается дополнительным энергетическим барьером для туннелирующих квазичастиц определенной спиновой ориентации. В случае, когда их спиновая ориентация совпадает с нижней спин-расщепленной подзоной Ф-барьера, энергия туннелирования меньше, а прозрачность такого барьера больше, чем для частиц противоположной спиновой ориентации. Ф-барьер в туннельной М(С)/Ф-мультислойной структуре выполняет роль своеобразного спинового фильтра. В условиях высокого вакуума и достаточно высокой напряженности электрического поля диодный ток поляризованных по спину электронов в силу возникновения азимутальной асимметрии их рассеяния на анодной мишени нашел прямое использование в исследованиях, например, в экспериментальной атомной физике и физике высоких энергий при изучении низкоэнергетических процессов рассеяния электронов, исследовании эффектов сохранения четности и ряда других явлений [9]. Информативность таких процессов при этом резко возрастает. При использовании в качестве эмиттера поляризованных по спину электронов твердотельной структуры W/EuS степень их ориентации в электрическом поле E ~1 кВ составляла порядка 85% [10]. Теоретически же допустимая степень спиновой поляризации электронов такого М/ФП твердотельного эмиттера выражается величиной Р ~ 0,93 -г- 0,96% и ограничена только естественным размытием функции распределения Ферми на хвосте плотности состояний электронов ФП (~4%) [11]. Весьма близок к ней может оказаться источник поляризованных электронов М/EuO, который в сравнении с эмиттером W/EuS способен устойчиво работать в высоком вакууме вплоть до температур жидкого азота [12].

Выпрямляющий эффект в мультислойном контакте М/ФП за счет образования барьера Шоттки в приконтактной области тройного ФП, выполненного на основе фазы CdCr2Se4; для ее парамагнитной (Т > Тк) области температур, был впервые реализован в работе [13]. Для подобного гетероконтакта М/ФП, где в качестве последнего выступал кристалл HgCr2Se4 n-типа, но для ферромагнитной области температур Т < Тк (Тк = 120 К), авторами [14] были продемонстрированы дополнительные физические его возможности, обязанные обменному расщеплению

зоны проводимости этого ФП при Ф-упорядочении спинов ионов Cr на две подзоны по механизму s - d -обмена:

Asd = ± 1/2 Asd S G(T)/G(0).




Рис. 1 . Выпрямляющие свойства контакта HgIn/HgCr2Se4 для разных температур и давлений отжига в парах Hg: а, б, в - при Р = 0,5 атм; г, д, е - при Р = 1 0 атм.

В отличие от этой гетероструктуры в случае контакта М/ HgCr2Se4 p-типа запорное напряжение образуется при положительной полярности металла, что соответствует классическим контактам М/П [1 5]. Однако при Т < Тк выпрямляющее свойство этого контакта исчезает вовсе и он делается омическим, как и ФП HgCr2Se4 n-типа.

Новые практические возможности осуществления спинового транспорта связываются с реализацией физических явлений в гетероконтактах и мультислоях

Здесь S - спин иона, Asd - обменный s-d- интеграл; <5(Т), с(0) -намагниченности насыщения ФП соответственно при текущей температуре Т и Т = 0 К. По мере осуществления туннельного перехода электронов металла в верхнюю подзону ФП и ее заселения при подаче на металл положительного смещения, начиная с некоторого напряжения U > икр, наблюдается понижение электропроводности структуры вследствие уменьшения подвижности носителей тока в ФП из-за электрон-магнонного рассеяния.

Представленные на рис. 1 экспериментальные результаты иллюстрируют данный процесс для контакта HgIn/HgCr2Se4 при разных температурах [14]. Так, если с понижением Т от 300 К (рис. а, г) до 200 К (рис. б, д) диодные (т.е. выпрямляющие) свойства контакта ослабевают, то при Т < 120 К и U > икр (рис. в, е) они вновь усиливаются. При этом температурная зависимость икр(Т) для разных <5 повторяет поведение магнитной щели А^(Т) ФП, а запорное напряжение в структуре возникает всегда при отрицательном потенциале на металле.



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 437 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

ФП/П. В силу того, что в используемом в современных устройствах микроэлектроники широком наборе гетероструктур и мультислоев с участием немагнитных полупроводников и металлов направление спина носителей тока в них несущественно, то оно и не сказывается на свойствах этих структур и механизмах, определяющих их работу. Новизна этих возможностей обусловлена спиновой инжекцией поляризованных электронов из ФП в П, способной приводить к радикальному изменению свойств последнего. Выше, в частности, уже указано на возможность наблюдения поляризованной люминесценции [2,3], механизм осуществления которой отличен от ранее теоретически предсказанной возможности подмагничивания системы спинов носителей тока в полупроводнике при его освещении неполяризованным светом [1 6]. Тем не менее, и в том, и в другом случаях из-за осуществления спиновой ориентации носителей тока в полупроводнике должны изменяться и его микроволновые характеристики во внешнем магнитном поле. В частности, на частоте электронного парамагнитного резонанса (ЭПР), V= l H/ h, где h - постоянная Планка, 1Б - магнетон Бора, g - фактор электронов проводимости в П, когда в зависимости от степени инверсии заселенности зеемановских электронных уровней энергий при инжекции носителей тока из ФП в П возможно как усиление поглощения, так и появление излучения с энергией кванта hV=JgH, перестраиваемого внешним магнитным полем Н.

Названные эффекты впервые реализованы нами в микроконтактных гетероструктурах ФП/П: n-HgCr2Se4/n-InSb (I); n-EuO/n-InSb (II) и p-HgCr2Se4/n-InSb (III) [17, 18]. Так, исследование микроволновых процессов при пропускании тока определенной полярности сквозь структуру I позволило наблюдать пропорциональное току поглощение в миллиметровом диапазоне на частоте ЭПР свободных носителей тока в n-InSb (рис.2) [17]. При той же фиксированной полярности в гетероструктурах II и III обнаружено непрерывно перестраиваемое внешним магнитным Н-полем излучение от почти сантиметрового (8 мм) до субмиллиметрового (0,2 мм) диапазона на частоте ЭПР, соответствующей величине этого приложенного магнитного поля (рис.3) [1 7]. Полагая, что при прохождении электрона из ФП на верхний зеемановский уровень П и его дальнейшем переходе на незанятый нижний уровень с испусканием кванта энергии возникает электромагнитное излучение на частоте ЭПР, то теоретический предел выходной мощности такой излучающей гетероструктуры составляет:

N = Цб g H J/e = hV J/e ,

где J - ток, проходящий через гетероструктуру; е - заряд электрона. Ее оценки дают следующие значения: для 8 мм диапазона N = 156 мкВт/A; для 0,1 мм N = 12 мВт/А [19]. Хотя экспериментально зафиксированные в настоящее время выходные мощности в структуре III для этих диапазонов оказались на один - два порядка



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 4 3 8 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

меньше, однако имеются чисто технические возможности для ее увеличения, вплоть до теоретического предела. Ведь в импульсе гетероструктура способна пропускать ток до 10 А и более.


Рис.2. Поглощение на частоте ЭПР свободных носителей заряда в гетероструктуре n-HgCr2Se4/n-InSb для разных токов при частоте 26 ГГц


Рис.3. Вид перестраиваемого магнитным полем сигнала излучения структуры III при Т = 77 К для разных токов

Приведенное соотношение для выходной мощности ФП/П - гетероструктуры указывает на его пропорциональность частоте и величине внешнего Н-поля, что



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 4 3 9 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

делает возможным использование подобной структуры в качестве генератора миллиметрового и субмиллиметрового излучений, а также управление им внешним магнитным полем. Последнее недостижимо в существующих полупроводниковых генераторах, так как их выходная мощность, наоборот, зависит от частоты как N~V-4. Этим экспериментально показано, что гетероструктуры и микроконтакты ФП/П могут служить основой создания нового поколения узкополосных устройств современной твердотельной спинтроники миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов, о чем свидетельствуют, в частности, измеряемые параметры излучаемого структурой III сигнала в поле Н -460 Э, для которой ширина линии излучения при токе 2А и Т = 77К оказалась равной АН < 20 Э (при частоте проходного резонатора 33,4 ГГц) [18].

Вместе с тем, различающаяся энергетика туннелирующих из ФП в П спинов электронов, отражающаяся на степени заселенности верхнего и нижнего зеемановских уровней энергий электронов в последнем, может определять их ориентацию относительно внешнего магнитного поля и, следовательно, являться способом кодирования одного бита информации. Иными словами, подобные структуры могут быть использованы в устройствах квантовой одноэлектроники как спин-информационные системы. В немалой степени этому может способствовать выбор кристаллов n-InSb в качестве П для создания такого рода спиновых структур. Во-первых, аномально большая величина его g-фактора (-50) позволяет достичь субмиллиметрового диапазона уже при величинах магнитного поля H - 4 кЭ. Во-вторых, ширина линии ЭПР на электронах проводимости в нем весьма невелика - AH

- 0.2 Э в 8 мм диапазоне (в поле H0 - 450Э) и AH - 2-3 Э для 0,8 мм диапазона (в поле H0 -5,5кЭ) при Т=4,2К. В-третьих, рекордная подвижность носителей заряда (до 106 см2/В-с) в сочетании с большой величиной времени спин-решеточной релаксации позволяет поляризовать носители тока в слое n-InSb толщиной до 0,1 -1 см. При этом отношение времени спин-решеточной релаксации (1 0-7 - 1 0-- 6 с) к времени свободного пробега носителя (10-12 с) в нем достигает величин ~1 05 - 1 06, что способствует значительной временной локализации спинов носителей тока на соответствующих зеемановских электронных уровнях энергий. Последнее, как отмечалось, является одним из основных физических требований при реализации вышеназванных структур в качестве элементов спиновой информатики.

Представленное на рис.3 перестраиваемое магнитным полем излучение гетероструктуры ФП/П мощностью несколько десятков микроватт регистрировалось нами при температурах от 4К до 1 60К. Можно было полагать, что такой температурный интервал регистрации микроволнового излучения определяется магнитными характеристиками ФП (EuO или HgCr2Se4), а диапазон магнитных полей

- СВЧ свойствами полупроводника InSb. Поэтому изменение материала спин-ориентирующей среды в указанной структуре, например, использование в качестве ФП материала с более высокими температурами Кюри, должно бы приводить к повышению температуры наблюдения излучения. С целью изучения такой



□-□-о-□


2 4 6 8 10 12 14 16

H, kG

Рис.4. Микроволновое излучение структур Co2MnSn/InSb: 1 и 2 -плюс напряжения на П; 3 и 4 - на П минус. I = 2A, T = 4K.

регистрируемая детектором длина волны излучения обеих структур менее 2 мм, и находится вне Q-диапазона, в котором применима стандартная 8мм измерительная аппаратура, находившаяся в нашем распоряжении. Тем не менее, о наличии микроволнового излучения можно было также судить по форме и характеру импульсного сигнала, выпрямляемого СВЧ-детектором: импульс имел прямоугольную форму, повторяющую импульс тока, причем амплитуда импульса могла быть полностью подавлена резистивным СВЧ-аттенюатором. Этим доказывается отсутствие электромагнитной наводки на детекторе.

возможности в работе [20] исследовалась структура, содержащая в качестве ФП сплав Гейслера состава Co2MnSn, для которого Т=826К. Подобные ферромагнетики являются полуметаллами и степень спиновой ориентации носителей в них несколько ниже, чем в вышеназванных ФП [21].

Результаты исследования двух гетероструктур Сo2MnSn/n-InSb, отличающихся концентрацией носителей в П ( 1 - n = 10 см- , 2 - n = 7,3 -10 см- ) и созданных путем вакуумного напыления пленки предварительно синтезированного сплава на одну из полированных граней кристалла полупроводника, следующие.

При протекании тока из пленки ФМ в П сигнал на детекторе появлялся в полях порядка 3 кЭ, возрастал с увеличением Н-поля и стремился к насыщению при Н=7 кЭ для одной структуры, и Н=14 кЭ - для другой (рис.4). Сила тока через обе структуры поддерживалась постоянной, поскольку с увеличением поля электросопротивление InSb также увеличивалось. Из этих данных следует, что



Электронный журнал ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ 44 1 http: zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/039.pdf

Поскольку, как отмечалось, величина выходной мощности излучения возрастает пропорционально частоте (или магнитному полю), а чувствительность детектора из-за внутренней емкости при этом падает как V-1, то наблюдаемое в эксперименте при Н > 10 кЭ насыщение сигнала может объясняться двумя этими факторами.

Подтверждением того факта, что излучение последних структур, скорее всего, также обусловлено переносом спина носителей из Ф в П, служит зависимость отношения электросопротивления протекающему току в прямом (из Ф в П) и обратном (из П в Ф) направлениях (рис.5). Считая, что электроны в Ф-пленке в большей мере поляризованы по спину, а в полупроводнике - нет, можно полагать, что при спиновом транспорте при обратном смещении в Ф-пленку будут проходить только те электроны, спины которых соответствуют направлению поляризации спинов электронов пленки. Носители с противоположной ориентацией спинов будут накапливаться на границе раздела, создавая запорный слой в П. Данный эффект должен зависеть от магнитного поля, т. к. разность энергий электронов с разной ориентацией спинов возрастает с ростом Н.

1,451,401,351,301,25-

R /Я:.20 opp dir

1,15 1,10 1,05 1,00

0,95--

H, kOe

Рис.5. Зависимость отношения Яобр/Япр от магнитного поля для структуры 1 .

Из последнего рисунка следует, что с увеличением магнитного поля при прямом и обратном напряжениях смещения на структуре появляется разность ее электросопротивлений. Причем, при одном и том же смещении ток из Ф в П всегда

больше, чем ток из П в Ф. Этот эффект выпрямления тока в магнитном поле должен быть обязан инжекции спин-поляризованных электронов в гетероструктуре.





1 2
© 2017 РубинГудс.
Копирование запрещено.