Библиотека: Олимпиада

1. Спиновый ток

Наличие у электрона электрического заряда и взаимодействие его с электромагнитным полем является физической основой электроники. Электроны обладают не только зарядом, но и собственным магнитным моментом, называемым спином. Попытки использования спина в новых устройствах обработки и передачи информации с расширенной функциональностью привело к появлению нового направления в науке и технике – спинтронике. Заметим, что в настоящее время в основном спин электрона используется лишь для хранения данных в магнитной памяти. Спин электрон может иметь два устойчивых квантовых состояния – «спин вверх» и «спин вниз». Обычный электрический ток J_C является упорядоченным потоком электронов с одинаковыми концентрациями частиц со спинами вверх и вниз (рис. 1а). То есть электрический ток есть процесс переноса заряда без переноса спина. Упрощенно его можно представить, как два потока частиц со спинами вверх J_↑ и вниз J_↓ одинаковыми по величине J_↑ = J_↓ и направленными в одну сторону (рис. 1а). Если ток пропустить через ферромагнетик, то он станет спин-поляризованным (рис. 1б). Это означает, что концентрация частиц в потоке со спином вверх станет больше, чем концентрация частиц со спинами вниз (или наоборот в зависимости от направления намагниченности ферромагнетика) (рис. 1б). Спин-поляризованный ток можно представить, как два потока частиц со спинами вверх J_↑ и вниз J_↓ направленными в одну сторону, но неодинаковыми по величине J_↑ > J_↓ (рис. 1б). Если после ферромагнетика спин-поляризованный ток пропустить через обычный немагнитный металл, то в нем электроны какое-то время будут сохранять направление спина, заданное ферромагнетиком, и баланс между количеством частиц со спинами вверх и вниз сохранится. Если теперь спин-поляризованный ток пропустить через второй ферромагнетик, то направлением намагниченности его можно легко управлять без внешних магнитных полей, меняя направление спиновой поляризации при помощи первого ферромагнетика. Этот механизм может быть основой работы различных приборов спинтроники. Основная трудность здесь в том, что для переключения намагниченности одного из ферромагнитных электродов необходимы высокие плотности спин-поляризованного тока. Понятно, что перенос спина спин-поляризованным током сопровождается переносом заряда (рис. 1б), и как следствие выделением джоулева тепла, которое прямо зависит от плотности тока. В настоящее время величина плотности спин-поляризованного тока, необходимая для переключения намагниченности электродов, не позволяет создать коммерческие спинтронные приборы по причине их сильного нагрева. Блестящим исключением является попытки использования спин-поляризованного тока в магниторезистивной памяти. Решением проблемы может являться разделения переноса спина и переноса заряда (рис. 1в). Другими словами необходимо создать источник чисто спинового тока J_S – «спиновую батарейку». Спиновый ток J_S можно представить, как два потока частиц со спинами вверх J_↑ и вниз J_↓ направленными навстречу друг другу и одинаковыми по величине J_↑ = J_↓ (рис. 1в). В этом случае переноса заряда не происходит. Отметим, что спин-поляризованный ток является «суммой» обычного электрического J_C и чисто спинового тока J_S (рис. 1б).

Рис. 1. Виды токов: а) обычный электрический ток J_C (токи частиц со спинами вверх J_↑ и вниз J_↓ одинаковы по величине J_↑ = J_↓ и направлены в одну сторону), б) спин-поляризованный ток (токи частиц со спинами вверх J_↑ и вниз J_↓ направлены в одну сторону, но неодинаковы по величине J_↑ > J_↓), в) спиновый ток (токи частиц со спинами вверх J_↑ и вниз J_↓ направлены навстречу друг другу и одинаковы по величине J_↑ = J_↓)

Отсутствие переноса заряда спиновым током значительно расширит возможности спинтроники, в частности позволит использовать для создания спинтронных приборов диэлектрики. В идеале спиновый ток, не сопровождаемый переносом заряда, может быть полностью бездиссипативным из-за того, что он в отличие от обычного тока инвариантен относительно обращения времени. При обращении времени t → - t направление движения электронов изменяется на противоположное υ = → - υ, в то время как заряд сохраняет свой знак q → q (рис. 2а). Это означает, что при инверсии времени t → - t, происходит инверсия электрического тока J_C → - J_C (рис. 2а). В случае спинового тока обращение времени t → - t приводит к изменению знака скорости υ = → - υ и направления спина S = → - S оставляя спиновый ток неизменным J_S → J_S.

Рис. 2. Влияние инверсии времени t → - t на обычный электрический ток J_C (а) и спиновый ток J_S (б).

Бездиссипативность спинового тока позволит осуществлять обработку и передачу информации без выделения джоулева тепла, а значит без затрат энергии. Более того использование спинового тока в микропроцессорах позволит повысить их вычислительную производительность и преодолеть основные проблемы их охлаждения. В настоящее время есть лишь предварительные попытки экспериментального подтверждения бездиссипативности спинового тока, которые ограничены технической трудностью отделения его от обычного электрического тока (тока носителей заряда). Было показано, что спиновый ток может проходить через магнитные изоляторы, которые могут служить «ситом», для отделения его от электрического тока.

2. Способы генерации спинового тока и конструкция магниторезонасной «спиновой батарейки»

Для создания «спиновой батарейки» необходимо решить две фундаментальных задачи: 1) поиск физических механизмов и взаимодействий, приводящих к генерации спинового тока, 2) получение новых ферромагнетиков, пригодных для создания экспериментальных условий, в которых возникает спиновый ток.

Для возбуждения спиновых токов предложены несколько механизмов.

1. Генерация спинового тока происходит в системах со спин-зависимым рассеянием носителей заряда. Спин-орбитальное взаимодействие при элементарном акте рассеяния приводит к тому, что электроны со спинами направленными вверх и вниз отклоняются в противоположные стороны (рис. 3).

Рис. 3. Рассеяние носителей заряда спинами вверх и вниз вследствие спин-орбитального взаимодействия.

В этом случае протекание обычного электрического тока устанавливает спиновый поток перпендикулярный электрическому току. Этот эффект называется спиновым эффектом Холла (рис. 4а). Заметим, что может наблюдаться и обратный спиновый эффект Холла, когда спиновый ток генерирует обычный электрический ток (рис. 4б). Недостатком этого метода является необходимое требование наличия электрического поля.

Рис. 4. Спиновый эффект Холла (а) и обратный спиновый эффект Холла (б).

2. Спиновые токи могут появляться и за счет другого эффекта, не требующего наличия электрического поля. В полупроводниках из-за асимметрии оптического возбуждения, а также вследствие зависимости вероятности неупругой релаксации электрона от проекции его спина может возникать спиновый ток. Понятно, что этот механизм может быть реализован исключительно в полупроводниках, что можно рассматривать как один из недостатков данного метода.

3. Сейчас разрабатывается новый подход к созданию «спиновых батареек». Это устройство предоставляет собой двухслойную гетероструктуру, состоящую из обычного немагнитного металла (М) и связанного с ним слоя ферромагнетика (Ф) (рис. 5). Возбуждение чистого спинового тока в немагнитном металле (М) происходит за счет прецессии намагниченности в ферромагнитном слое (Ф), в котором возбуждается ферромагнитный резонанс (рис. 5). Ферромагнитный резонанс есть прецессия намагниченности, вызываемая электромагнитным сверхвысокочастотным (СВЧ) полем H₁, перпендикулярным постоянному намагничивающему полю H₀. Обычно возбуждение ферромагнитного резонанса происходит в резонаторе спектрометра электронного парамагнитного резонанса (ЭПР).

Рис. 5. Схема «спиновой батарейки»: за счет возбуждения ферромагнитного резонанса в ферромагнитном слое Ф происходит генерация спинового тока J_S в немагнитном слое М. При этом может возникать также обычной электрический ток J_C вследствие обратного спинового эффекта Холла.

В ферромагнетике уровни энергии электронов расщеплены на две подзоны, сдвинутые друг относительно друга вследствие обменного взаимодействия Е_об (рис. 6а). В равновесии обе подзоны заполнены полностью вплоть до уровня Ферми Е_Ф. Изменение ориентации вектора намагниченности М в процессе прецессии приводит к тому, что одна подзона смещается вверх, а вторя вниз (рис. 6а). В результате электроны в подзоне, находящейся выше по энергии, оказываются над уровнем Ферми Е_Ф и «вынуждены» релаксировать с переворотом спина в подзону, находящуюся ниже по энергии (рис. 6б). Если к ферромагнитныму слою (Ф) близко расположен слой обычного металла (М), то он будет включен в этот релаксационный канал. Это означает, что в немагнитном металле будет наводиться спиновый ток до тех пор, пока эта двухслойная система не придет в равновесие (рис. 6а). Если же направление вектора намагниченности опять изменить, то в немагнитном металле (М) вновь возникнет импульс спинового тока. В условиях ферромагнитного резонанса, когда вектор намагниченности прецессирует, спиновый ток будет поддерживаться постоянно.

Рис. 6. Микроскопический физический механизм работы магниторезонасной «спиновой батарейки»: а) заполнение энергетических подзон со спином верх и вниз в ферромагнетике, находящимся в равновесии, б) смещение подзон, вызванное изменением направления вектора намагниченности М, которое приводит к релаксации (красная стрелка) и соответственно спиновому току, в) заполнение энергетических подзон со спином верх и вниз в ферромагнетике после релаксации.

Рис. 7. Схема инжекции спинового тока J_S из ферромагнетика (Ф), в котором возбуждается ферромагнитный резонанс, в немагнитный металл (М).

3. Перспективные материалы для «спиновых батареек» и способы их отбора

Количественную связь между спиновым током и микроскопическими параметрами ферромагнетика, индуцирующего этот ток определяют константа магнитной анизотропии K (пропорциональна полю анизотропии Н_а) и безразмерный параметром затухания Гильберта α. Единственной методикой определения этих величин является техника электронного спинового резонанса (ЭПР). Поэтому техника ЭПР является ключевой в задаче создания «спиновых батареек».

Принцип работы магниторезонансной «спиновой батарейки», когда прецессия намагниченности возбуждает спиновый ток, является обратным эффекту переключения намагниченности ферромагнетика при пропускании через него спинового тока (см. выше). Для регистрации спинового тока в такой структуре было предложено использовать обратный спиновый эффект Холла, при котором происходит преобразование спинового тока в перпендикулярный ему обычный электрический ток (рис. 4б). Следует отметить, что спиновый ток можно регистрировать также косвенным способом по затуханию прецессии вектора намагниченности М, т.е. по параметру α. Релаксация, определяющаяся параметром α, приводит к уширению линии ферромагнитного резонанса. Возбуждение спинового тока в рассматриваемой «спиновой батарейке» на основе двухслойной гетероструктры создает еще один релаксационный канал, приводящий к дополнительному уширению линии ферромагнитного резонанса. Поэтому техника ЭПР позволяет не только проводить селекцию ферромагнетиков (по параметрам K и α) на пригодность для «спиновых батареек», но также дает инструмент для регистрации спинового тока.

Недостатком магниторезонансного метода генерации спинового тока является необходимость возбуждения в «спиновой батарейке» ферромагнитного резонанса. Это сильно увеличивает стоимость такого элемента, поскольку требует обычно наличия ЭПР спектрометра, включающего высокостабильный однородный магнит. Поэтому заманчивой идеей является такая конструкция «спиновой батарейки», которая бы обходилась без внешнего подмагничивающего поля Н₀. Принципиальных физических препятствий для этого нет, так в некоторых ферромагнетиках ферромагнитный резонанс может возбуждаться в нулевом внешнем магнитном поле Н₀ = 0. Эта разновидность ферромагнитного резонанса называется естественным ферромагнитным резонансом. Она возможна благодаря тому, что в эффективное поле Н, в котором происходит прецессия вектора намагниченности М, определяется не только полем Н₀, но также обменным полем Н_об и полем анизотропии Н_а. Недавно было обнаружено, что материалом, в котором возбуждается естественный ферромагнитный резонанс при Н₀ = 0, является экзотическая эпсилон-фаза оксида железа Fe₂O₃ (рис. 8). Частоту сверхвысокочастотного поля, соответствующую резонансному поглощению, можно изменять в широких пределах, если в образец эпсилон-Fe₂O₃ вводить различные примеси (алюминий Al, галлий Ga, индий In) (рис. 8). Необычность нового материала связана с тем, что в чистом виде его не удавалось до сих пор выделить. О наличии включений эпсилон-Fe₂O₃ в массивных образцах альфа-, бета-, и гамма-оксидов железа Fe₂O₃ было известно давно, вот только методов выделения эпсилон-фазы не было до настоящего времени. Поэтому и о магнитных свойствах этой фазы неизвестно почти ничего. В настоящее время проведены статические измерения намагниченности, получены мессбауэровские спектры, изучена нейтронная дифракция. Однако полученные данные почти ничего не говорят о ключевых параметрах K и α.

Рис. 8. Спектры естественного ферромагнитного резонанса в нанопроволоках эпсилон-Fe₂O₃ (см. микрофотографию на врезке) с различной концентрацией примеси алюминия.

Необходимым требованием пригодности ферромагнетика для «спиновой батарейки», обходящейся без внешнего подмагничивающего поля Н₀, является высокая коэрцитивная сила Н_с ферромагнетика. Величина Н_с однозначно определяет время, в течение которого сохраняется собственное внутренне поле ферромагнетика, позволяющее обходится без подмагничивающего поля Н₀. Предварительные измерения показали, что эпсилон-фаза оксида железа Fe₂O₃ обладает рекордным значением коэрцитивный силы, превышающим 2.3 Тесла. Вышеописанные два фактора (наличие естественно ферромагнитного резонанса и сверхвысокая коэрцитивность) делаю эпсилон-фазу оксида железа Fe₂O₃ фаворитом в гонке за применение в коммерческих магниторезонансных «спиновых батарейках».

отслеживать появление комментариев через rss