Cr_2O_3基反铁磁异质结中自旋输运的研究
【国家自然科学基金】_铁磁半导体_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140802
2012年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17
科研热词 稀磁半导体 铁磁性 氧空位 铁磁半导体 载流子浓度 自旋注入 第一性原理 磁性 激光脉冲沉积 氧化物稀磁半导体 掺杂 异质结构 室温铁磁性 双交换 nb掺杂tio2 mn-n共掺zno cualo2
科研热词 自旋注入 自旋极化输运 电流自旋极化率 极化子 有机自旋电子学 隧穿磁电阻 隧穿磁电导 隧穿概率 铁磁性 透射系数 自旋输运 自旋电子学 自旋极化率 自旋极化 自旋扩散漂移 自旋场效应晶体管 自旋-轨道耦合 自旋 肖特基势垒 稀磁半导体 磁电阻 磁性隧道结 电流自旋极化 电导的自旋相关性 溶胶-凝胶法 沉淀法 水热法 氟化 有机自旋注入 有机半导体 掺镍氧化锌粉体 对称双δ 势垒 密度泛函理论 反铁磁半导体 反射系数 前驱物制备 rashba自旋轨道耦合
2011年 科研热词 自旋轨道耦合 第一性原理 磁性 密度泛函理论 反铁磁半导体 zno 间隙缺陷 间隙电子掺杂 铁磁性能 铁磁性 铁基超导体 量子输运 量子点 自旋电子学 自旋流 自旋注入 自旋极化的输运 羟化 纳米线 稀土过渡金属间化合物 磁矩 磁电阻 磁性能 磁性半导体 电子键结构 电子结构计算 电子结构 添加li掺杂物 有机半导体 态密度 反铁磁半金属 半导体异质结 三元铁硒化合物 推荐指数 2 2 2 2 2 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1
推荐指数 2 2 2 2 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2011年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33
有机阳离子插层调控二维反铁磁MPX_(3)磁性能
有机阳离子插层调控二维反铁磁MPX_(3)磁性能
弭孟娟;于立轩;肖寒;吕兵兵;王以林
【期刊名称】《物理学报》
【年(卷),期】2024(73)5
【摘要】电控磁效应调控二维(2D)反铁磁(AFM)材料的研究结合了电控磁效应与半导体工艺兼容且低能耗的优势,2D材料范德瓦耳斯界面便于异质集成以及AFM 材料无杂散场、抗外磁场干扰、内禀频率高的优势,成为领域内研究的重点.载流子浓度调控是电控磁效应的主要机制,已被证明是调控材料磁性能的有效途径.层内AFM材料的净磁矩为零,磁性调控测量存在挑战,故其电控磁效应研究尚少且潜在的机制尚不清楚.基于有机阳离子的多样性,本文利用有机阳离子插层系统地调控了
2D层内AFM材料MPX_(3)(M=Mn,Fe,Ni;X=S,Se)的载流子浓度,并研究了电子掺杂对其磁性能的影响.笔者在MPX_(3)家族材料中发现了依赖载流子浓度变化的AFM-亚铁磁(FIM)/铁磁(FM)的转变,并结合理论计算揭示了其调控机制.本研究为2D磁性材料的载流子调控磁相变提供了新的见解,并为研究2D磁体的电子结构与磁性之间的强相关性以及设计新型自旋电子器件开辟了一条途径.
【总页数】12页(P24-35)
【作者】弭孟娟;于立轩;肖寒;吕兵兵;王以林
【作者单位】山东大学集成电路学院
【正文语种】中文
【中图分类】TN3
【相关文献】
1.层内铁磁-层间反铁磁双层系统零温性质
2.铁磁—反铁磁—反铁磁三聚自旋链的磁化特性
3.反铁磁层厚度对垂直磁各向异性钴/铂/铁锰多层膜磁性质的影响∗
4.自旋s=1双层铁磁-反铁磁的零温磁矩
5.铁磁/反铁磁/铁磁三层膜系统中反铁磁自旋结构及其交换各向异性
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霍尔效应及其相关效应
根据之前对 n 的解释, n 不可能是分数, 因为不可能有分 数个电子同时进行弹道输运. 之前的解释不适用! 最早美国 物理学家 Laughlin 给出了一个比较令人信服的解释, 他因 此和崔琦与 Stormer 分享了1998年诺贝尔物理学奖.
将(电子+量子磁通)人为地看成一个整体, 即"混合粒子"， 这种情况下混合粒子"之间近似没有相互作用。于 n=1/3 的情形, 就是一个电子与三个量子磁通相结合成了一个"混 合粒子。这样所谓分数量子霍尔效应就是"混合粒子"的整 数量子霍尔效应。这些"混合粒子"在固体中排列成能量最 低的情形.
1988年，美国物理学家霍尔丹(F. Duncan M. Haldane)提出可能存在不 需要外磁场的量子霍尔效应，但是 多年来一直未能找到能实现这一特 殊量子效应的材料体系和具体物理 途径。 2010年，中科院物理所方忠、戴希带领的团队与张首晟 教授等合作，从理论与材料设计上取得了突破，他们提出 Cr或Fe磁性离子掺杂的Bi2Te3、Bi2Se3、Sb2Te3族拓扑绝缘 体中存在着特殊的V.Vleck铁磁交换机制，能形成稳定的铁 磁绝缘体，是实现量子反常霍尔效应的最佳体系。
在强磁场下, 导体 内部的电子受洛伦兹 ( Lorentz)力作用不断 沿着等能面转圈 (Lorentz 力不做功)。 如果导体中存在杂质, 尤其是带电荷的杂质, 物理机制 将会影响等能面的形 状。 实际上, 导体内部的电子只能在导体内部闭合的 等能面上做周期运动, 而不能参与导电。(因此在很 纯净的样品中反而观察不到量子霍尔效应!)
Quantum Quantum Integer Spin Hall Anomalous Quantum effect Hall Effect Hall Effect
反铁磁异质结
反铁磁异质结反铁磁异质结是一种特殊的材料结构，具有独特的磁性特性。
本文将介绍反铁磁异质结的定义、性质以及其在科学研究和应用领域中的重要性。
一、定义反铁磁异质结是由两种或多种具有不同磁性的材料组成的结构。
其中一种材料是反铁磁材料，具有自旋磁矩的相互排列，使得整个材料的磁矩总和为零。
另一种材料可以是铁磁材料或顺磁材料，具有自旋磁矩的相互平行排列。
二、性质1. 磁矩调控：反铁磁异质结中的反铁磁材料和铁磁材料之间的相互作用可以调控磁矩的大小和方向。
通过改变外界条件，如温度、磁场等，可以实现对磁矩的控制，从而实现磁性的调节和控制。
2. 磁阻效应：反铁磁异质结中的磁阻效应是其重要的特性之一。
磁阻效应是指在外加磁场的作用下，材料的电阻发生变化。
这种变化可以用于磁场传感器、磁存储器等领域。
3. 自旋极化：反铁磁异质结中的自旋极化效应是指在外加电流的作用下，材料的自旋极化发生变化。
这种变化可以用于自旋电子学领域，如自旋电流注入、自旋转移等。
三、科学研究和应用领域1. 磁存储器：反铁磁异质结在磁存储器领域具有广泛的应用。
通过调控反铁磁材料和铁磁材料之间的相互作用，可以实现磁存储器的高密度、高速度和低功耗等特性。
2. 磁传感器：反铁磁异质结在磁传感器领域也有重要的应用。
通过利用磁阻效应，可以实现高灵敏度、宽动态范围和低功耗的磁传感器。
3. 自旋电子学：反铁磁异质结在自旋电子学领域的应用也越来越受到关注。
通过利用自旋极化效应，可以实现自旋电流注入、自旋转移等自旋电子学器件的设计和制备。
总结：反铁磁异质结作为一种特殊的材料结构，具有独特的磁性特性。
它的磁矩调控、磁阻效应和自旋极化等性质，使得它在科学研究和应用领域中具有重要的地位。
未来，随着对反铁磁异质结的深入研究，相信它将在更多领域展现出巨大的潜力和应用价值。
磁量子结构中电子自旋极化输运性质的研究
ｌ 引 言
效 应＿ ］ ｒ ｓ ｅ 等 研究 了双磁 量 子点 结 构 中 ＿ 。Ｂ ｕ ｈ ｉ １ ｍ 的电子 自旋极 化输 运 性 质 ， 出在 双 磁量 子 点 结构 指 中可 以达到 将 近 １ ０ 的 自旋 极 化度 。Ｗ ａ ｇ等 ｌ ０ ｎ ＿ ６ 研 究 了磁 量 子点 Ｔ形排 列下 的 自旋 过 滤效 应 ， 出 指 可 以利用 Ｔ形 排 列 的 自旋 过 滤 效 应 量 子点 制作 自 旋 量子 逻 辑 门。 Ｍｉ ｏｎ ｓ ｒ ｙ等［ 研 究 了单 分 子 磁 场 ｉ ７ 一 中的 自旋极 化输 运性 质 ， 出在 对 称 系统 中只有 在 指 反平 行结 构 时 ， 自旋 反 转 才 会 发 生 ， 于 这 个 特 殊 基 现象 ， 以制作 由电流 控 制 的磁 开 关 。尽 管 对磁 量 可 子结 构 中 的 电子 自旋 输 运 的 研 究 取 得 了很 多 具 有 标志 性 的成 果 ， 但对 反 向平 行 不 等 强磁 垒 中 电 子 的
Ｇａ Ａｓ的 自 旋 极 化 度 高 出 一 个 数 量 级 。
关 键 词 ：磁 量子 结构 ； 电子 输 运 ； 自旋 极 化
中 图 分 类 号 ：Ｏ ３ ． ４ １１
文 献 标 识 码 ：Ａ
文 章 编 号 ：１ ７ 一 Ｏ １ （ ０ ７ Ｏ 一 பைடு நூலகம் ５ － ０ ６ ３ ３ ３ ２ ０ ） ６ Ｏ ９－ ５ －
自旋 极 化 输 运 的 研 究 还 不 够 深 入 ｌ １ 本 文 通 过 深 。
近年来 ， 各类 磁 调 制量 子结 构 ｌ ］ 其 中包 括 磁 ＿ ， ｊ 。
垒 、 阱 、 台 阶 、 量 子 点 及 反 点 、 量 子 线 、 量 磁 磁 磁 磁 磁
fe2o3 fe3o4 光阳极 异质结
Fe2O3和Fe3O4是两种常见的氧化铁物质，它们在许多领域都有着重要的应用。
光阳极是一种在光电化学电池中用于接收光能的电极，而异质结则是由两种不同材料组成的结构。
本文将深入探讨这些主题，并对它们的相关知识进行详细解释。
一、Fe2O3和Fe3O4的性质与应用Fe2O3，又称三氧化二铁，是一种常见的氧化铁物质，具有良好的磁性和热稳定性。
它在建筑材料、涂料、磁性材料等领域有着广泛的应用。
在太阳能电池领域，Fe2O3常被用作光阳极材料，能够有效吸收光能并将其转化为电能。
Fe3O4，又称四氧化三铁，也是一种重要的氧化铁物质。
它具有良好的磁性和导电性，在电磁材料、生物医药、磁记录材料等领域有着广泛的应用。
Fe3O4还被应用于光电化学电池的光阳极材料中，能够有效地吸收光能并将其转化为电能。
二、光阳极的结构与性能光阳极是一种在光电化学电池中用于接收光能的电极，它在太阳能转化领域具有着重要的地位。
光阳极的结构和性能对光电化学电池的效率和稳定性有着重要的影响。
常见的光阳极材料包括TiO2、Fe2O3、Fe3O4等。
光阳极的结构通常包括导电底座、光敏层、电解质等组成。
导电底座可以提供电子传输的通道，光敏层能够有效吸收光能并将其转化为电子，电解质则可以传导离子。
优秀的光阳极应具有高的光吸收率、良好的电子传输性能和稳定的化学性能。
三、异质结的特点与应用异质结是由两种不同材料组成的结构，具有许多独特的性质和应用。
在光电化学电池领域，异质结被广泛应用于提高光催化性能和光电转化效率。
常见的异质结包括n-p异质结、p-n异质结、p-i-n异质结等。
n-p异质结由n型半导体和p型半导体组成，能够有效分离光生载流子并提高对光的吸收。
p-n异质结则能够有效分离正负电荷，并提高光电转化效率。
p-i-n异质结则结合了p-n异质结和n型半导体中间层的优点，能够提高光电转化效率和稳定性。
结语：Fe2O3和Fe3O4作为重要的氧化铁材料，在光电化学电池中有着重要的应用。
多铁性材料的发展与挑战
一、多铁性材料的研究背景与现状
早在1894年P·居里就利用对称性的理论预测自然界中存在磁电效应。1960年科学家们发现了单晶Cr2O3在80 K到330 K的温度范围内存在磁电效应，由此引发了寻找磁电效应的热潮，并相继在混合钙钛矿型磁性铁电材料，反铁磁材料和亚铁磁材料中发现了极弱的磁电效应。 1970年，Aizu根据铁电、铁磁、铁弹三种性质有一系列的相似点将其归结为一类，提出了铁性材料（ferroics）的概念。1994年瑞士的 Schmid明确提出了多铁性材料（multi-ferroic）的概念，指具有两种或两种以上初级铁性体特征的单相化合物。
专家指出将组合方法用于多铁性材料的筛选有望极大地加速新型多铁性材料地发展和优化。利用国家同步辐射实验室同步辐射光源地高亮度、高准直和波长连续可调的特性，可以用来研究多铁性材料磁电耦合的机理，为新型多铁性材料的设计提供理论基础。
㈢磁介电材料及相关问题
专家指出，磁介电效应与电子铁电性及磁电效应一样，是多铁性材料的重要物理特性。在含有可变价磁性元素的复合钙钛矿与层状钙钛矿系统中，由于缺陷序、离子序、电荷序、自旋序及轨道序之间耦合导致异常的介电效应-多介电弛豫及巨介电常数台阶。磁介电效应、电子铁电性和巨介电效应的发现，给铁电物理与材料领域注入了新的活力与生机。专家特别强调了界面在材料研究中的重要性。
专家从国家及数据科技发展对高速度、高密度、高稳定性的存储设备的需求与目前主流市场的RAM的易失性、易受电磁干扰的突出矛盾出发，指明了新型的电阻型存储器（ReRAM）发展的必然趋势。列举了国际上科研机构以及公司（如三星、夏普等）在ReRAM上研究的一些进展，并且通过比较指明了我国此领域的在材料开发、器件研究、工艺摸索等方向上的研究机遇。
专家指出，8 nm BaTiO3陶瓷仍然具有铁电性，与大晶粒微米级BaTiO3陶瓷相似随温度降低存在多个低对称结构的相，但同时表现出多相共存的特点。通过对铁电BaTiO3尺寸效应的研究，启发我们可以在更小尺寸上去进行复合、耦合，从而实现各种尺寸的多铁性复合。
磁性半导体_绝缘体_磁性半导体构成的隧道结的物理性质
1.2 隧道磁致电阻（TMR）效应
在前面所提到的磁致电阻效应最早是在 Fe/Cr/Fe 三明治结构或者这种磁性多 层膜结构中观察到的， 然而, 于 1975 年, M. Julliere[7]在 Phys. Lett 上的一篇文 章里首次报导了一种所谓的隧道磁致电阻效应, 在铁磁体/绝缘层/铁磁体中, 发 现在两铁磁体磁化方向平行和反平行时隧道结的电阻存在着差异, 并给出了如 下的磁致电阻公式：
La0.67 Sr0.33 MnO3 / SrTiO3 / La0.67 Sr0.33 MnO3 组成的隧道结中发现了高达 83%的
TMR, 而且在室温下, 也有较大的 TMR。隧道磁致电阻效应也有很好的应用前 景。 隧道巨磁电阻结比较容易制成电子器件, 所需的饱和外磁场较小(几十到几 百高斯), 有着较高的室温磁电阻值, 这些都使得它能很快地投入到应用之中, 在 IBM 等公司中, 由隧道磁电阻效应制作的感应磁头和磁存储器件等已经投入了 市场。 在 FM/I/FM 隧道结中, 隧道磁致电阻效应很强烈地取决于两铁磁层的磁化 方向的排列, 这与磁性多层膜中的巨磁电阻（GMR）效应在现象上有类似之处, 都是属于自旋极化电子输运过程, 但是两者的机制是不同的。巨磁电阻效应是源 于铁磁/非磁界面和铁磁体内部的自旋相关散射过程, 而隧道磁阻效应来自于自 旋相关的隧道过程。 在 GMR 的输运过程中, 由于 s 电子的有效质量要远小于 d 电子的有效质量, 所以 s 电子在总电流中占据了主要作用，而在隧穿过程中, 由 于隧穿主要在费米面附近发生, 而 d 电子在费米面附近的电子数要远大于 s 电子 在费米面附近的电子数, 所以 d 电子对于隧穿电导也起到了重要的贡献。
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第一章
绪论
TMR
G 2 PP G 1 PP
Cr2O3含碳球团的还原过程
万方数据
粒径／ｃｍ：１—１．２；２—１．５；３—１．９ 圈６氧化物球团粒径与还原速率之间的关系 Ｆｉｇ．６ Ｒｅｌａｔｉｏｎｓｈｉｐ ｂｅｔｗｅｅｎ ｄｉａｍｅｔｅｒ ｏｆ ｐｅｌｌｅｔ
ａｎｄ ｒｅｄｕｃｔｉｏｎ ｒａｔｅ
２．３含碳量对氯化物球团还原过程的影响 金属氧化物的还原度随着球团中碳含量的增大
Ｒｅｄｕｃｔｉｏｎ ｐｒｏｃｅｓｓ ｏｆ Ｏｒ２ ０３／ｃａｒｂｏｎ ｐｅｌ ｌｅｔｓ
ＰＥＮＧ Ｂｉｎｇ，ＳＯＮＧ Ｈａｉ—ｃｈｅｎ，ＷＡＮＧ Ｊｉａ，ＣＨＡＩ Ｌｉ—ｙｕａｎ，ＷＡＮＧ Ｙｕｎ—ｙａｎ，ＭＩＮ Ｘｉａｏ－ｂｏ
（Ｓｃｈｏｏｌ ｏｆ Ｍｅｔａｌｌｕｒｇｉｃａｌ Ｓｃｉｅｎｃｅ ａｎｄ Ｅｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，Ｃｅｎｔｒａｌ Ｓｏｕｔｈ Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ，Ｃｈａｎｇｓｈａ ４１００８３，Ｃｈｉｎａ）
ｇ（，）＝（０．２９ｍ—ｏ．０１）ｔ·ｅｘｐ［一６０ ３７０／（ＲＴ）］；还原过程后期为扩散控制，其动力学方程为ｇ（，）一（一０．１７伽＋
０．３１）ｔ·ｅｘｐ［－－９９ ４３５／（ＲＴ）］。
关键词：Ｃｒ２０３；还原；动力学模型
中圈分类号：ＴＦ７４１
文献标识码：Ａ
文章缩号：１６７２—７２０７（２００５）０４—０５７１—０５
基于二维材料的自旋-轨道矩研究进展
专题: 二维磁性材料基于二维材料的自旋-轨道矩研究进展*何聪丽1) 许洪军2) 汤建2) 王潇2) 魏晋武2) 申世鹏1)陈庆强1) 邵启明3) 于国强2) 张广宇2) 王守国1)†1) (北京师范大学新材料研究院, 北京 100875)2) (中国科学院物理研究所, 北京 100190)3) (香港科技大学电子与计算机工程系, 香港 999077)(2021 年1 月2日收到; 2021 年1 月24日收到修改稿)在具有自旋-轨道耦合效应的材料中, 电荷流能够诱导产生垂直于电流方向的纯自旋流, 当其注入近邻的磁性层时, 会对其磁矩产生自旋-轨道矩. 自旋-轨道矩能够快速、高效地翻转磁矩, 为开发高性能的自旋电子器件提供了一种极佳的磁矩操控方式. 二维材料由于具有很多的优点, 如种类丰富、具有多样化的晶体结构和对称性、能够克服晶格失配形成高质量的异质结、具有强自旋-轨道耦合、电导率可调等, 为研究自旋-轨道矩提供了独特的平台, 因此引起了人们的广泛关注. 本文涵盖了近年来与二维材料及其异质结构中自旋-轨道矩研究相关的最新进展, 主要包括了基于非磁性二维材料(如MoS2, WSe2, WS2, WTe2, TaTe2, MoTe2, NbSe2, PtTe2, TaS2等)和磁性二维材料(如Fe3GeTe2, Cr2Ge2Te6等)的异质结中自旋-轨道矩的产生、表征和对磁矩的操控等. 最后指出了目前研究中尚未解决的问题与挑战.关键词：二维材料, 自旋轨-道耦合, 自旋-轨道矩, 电流驱动磁矩翻转PACS：75.47.–m, 85.75.–d, 71.70.Ej, 77.80.Fm DOI: 10.7498/aps.70.202100041 引 言随着人工智能和物联网的高速发展, 信息量呈爆炸式增长, 大数据时代来临, 信息的存储技术面临着非常严峻的考验和挑战. 磁性随机存储器(mag-netic random access memory, MRAM)由于具有高存储密度、高读写速度、超长耐久性及数据非易失性等优点, 被视为极具应用前景的新兴存储技术之一[1]. 第一代MRAM是通过电流产生的奥斯特磁场驱动磁矩翻转进而实现数据写入, 这种方式在器件功耗和微型化方面存在很大的挑战. 为了克服上述问题, 第二代MRAM利用自旋转移矩(spin-transfer torque, STT)效应实现数据写入. 虽然该方案提高了MRAM的性能, 但也引入了新的问题,即较大密度的临界驱动电流容易将MRAM核心存储单元磁性隧道结的势垒层击穿, 进而减小存储器的使用寿命. 为了解决这一难题, 人们积极探索基于自旋-轨道矩(spin-orbit torque, SOT)的数据写入方式, 开发第三代SOT-MRAM. SOT-MRAM 的数据写入是通过自旋-轨道耦合(spin-orbit coup-ling, SOC)诱导产生的SOT效应实现的[2,3]. 在具有强SOC的非磁性材料中, 由于其体内自旋霍尔效应或非磁性薄膜/铁磁薄膜界面的Rashba效应等, 电荷流能够诱导产生垂直于电流方向的纯自旋流并作用于近邻的铁磁(ferromagnetism, FM)层,进而产生SOT, 并驱动磁矩翻转. 不同于第二代STT-MRAM, SOT-MRAM核心单元具有三端结* 国家自然科学基金(批准号: 51901025, 60573172, 51625101)、北京市自然科学基金重点项目(批准号: Z190007, Z190009)、中央高校基本科研业务费专项资金(批准号: 310421101)和香港研究资助局(批准号: ECS26200520)资助的课题.† 通信作者. E-mail: sgwang@© 2021 中国物理学会 Chinese Physical Society 构, 读写路径分开, 写入电流只需要经过磁性隧道结底部电极而不穿过超薄氧化物绝缘势垒层, 保护了势垒层不被击穿, 极大地延长了器件的寿命. 此外, 利用SOT操控磁矩可以实现比STT方案更快地写入速度及更低的功耗, 因此在低功耗、高速度非易失性存储和逻辑等领域具有广泛的应用前景.近年来, 利用SOT驱动磁矩翻转的相关研究备受关注[4−27], 并且研究内容不断扩展到很多研究方向, 包括磁畴壁运动、磁斯格明子运动、自旋逻辑器件、反铁磁磁矩操控、自旋神经形态器件及铁磁共振等[28−47]. 目前, 相关研究中用于产生SOT 的材料主要集中于重金属, 如Pt, Ta, W等. 通过开发新材料、发现新物理以提高SOT器件的各方面的性能是相关研究的重要目标. 受层状拓扑绝缘体(如Bi2Se3等)在SOT方面研究进展的影响, 基于二维材料的SOT器件研究逐渐引起了人们的关注[48−52]. 新兴的二维晶体和拓扑材料由于具有众多的优点, 如种类丰富、具有多样化的晶体结构和对称性、能够克服晶格失配形成高质量的异质结、具有强自旋-轨道耦合、电导率可调等, 为自旋电子学研究提供了理想的物理研究平台[52−57]. 例如, 二维过渡金属硫族化物(transition-metal dichalco-genides, TMDs)材料WTe2具有低对称性结构和强的SOC, 除了能够产生传统的自旋取向沿面内的自旋流外, 还可以产生自旋取向沿面外的自旋流, 进而诱导产生非传统的SOT, 理论上可以在无外磁场辅助的条件下直接翻转垂直磁矩[58]. 因此,探索二维材料异质结中的SOT、电流驱动磁矩翻转及相关自旋电子器件有非常重要的意义.本文首先总结了非磁性二维材料异质结中SOT效应研究的最新实验进展; 然后介绍了磁性二维材料异质结中SOT的表征和驱动磁矩翻转相关的工作; 最后, 简单地讨论一下未来将二维材料用于自旋电子器件所面临的问题和挑战, 并进行了总结和展望.2 基于非磁性TMD材料的异质结中SOT及电流驱动磁矩翻转有关二维材料SOT的研究最早是从非磁性TMD材料开始的. TMD材料的化学式为MX2, 其中M是过渡金属(如Mo, W, Ta, Pt, Nb等), X 是硫族元素(如S, Se, Te等). 这类材料家族包含σS,σAσB,σT了半导体材料(2H-MoS2, 2H-WSe2, WS2)和(半)金属性材料(WTe2, 1T-TaTe2, 1T′-MoTe2, NbSe2, PtTe2和TaS2等)[59−69]. 早期关于非磁性TMD 材料中SOT的研究集中于TMD/FM薄膜异质结的制备和SOT的表征, 其中的TMD材料主要选择了结构对称性相对较高的半导体材料, 如MoS2, WSe2, WS2等. 少数原子层厚度的TMD材料通过机械剥离或化学气相沉积(chemical vapor depo-sition, CVD); 铁磁材料可以通过磁控溅射或电子束蒸发等方式获得. 器件中电流产生的SOT的分量与效率通常可以通过自旋转矩铁磁共振(ST-FMR)、二次谐波霍尔等测量技术来表征. 随后, 人们很快将研究拓展到具有(半)金属特性的TMD 材料, 例如WTe2, TaTe2, MoTe2, WTe2, NbSe2, PtTe2等. 在研究这些材料的过程中, 人们首先意识到结构对称破缺对于SOT的重要性, 并发现了一种与对称破缺相关的平面外的新型类阻尼SOT.除了重要的物理发现外, 人们还利用(半)金属特性TMD材料中的强SOC和高导电性, 实现了电流高效驱动磁矩翻转. 此外, 人们也在开发大面积低维材料制备方法方面取得了重要的进展. 表1概述了目前已报道的非磁性TMD薄膜的晶体结构、制备方法、TMD/FM异质结中SOT的表征方法以及实验得到的TMD材料的自旋霍尔电导. 其中分别代表与面内类阻尼SOT、类场SOT相关的自旋霍尔电导; 分别代表与面外类阻尼SOT、面外类场SOT相关的自旋霍尔电导. SHH 代表二次谐波霍尔测量方法, ST-FMR代表自旋转矩铁磁共振测量方法. 与目前研究较多的传统重金属SOT材料相比(其类阻尼SOT效率通常在0.1—0.3之间), 非磁性TMD材料不仅展示了较大的SOT效率, 还展现出了一些独特的优势, 如产生新型类阻尼SOT、电场可调等特性, 有望为自旋电子器件引入许多特殊的性能. 下文将针对不同材料中SOT的研究展开具体的介绍.2.1 二维半导体材料(τDL)τFL2H-MoS2是一种二维半导体材料, 因具有宽能隙和高迁移率等特性而备受关注. 它具有六角晶格结构, 每个Mo原子与6个最近邻S原子结合,属于P6/mmc空间群. 单层MoS2与FM层接触时, 由于界面对称性的破缺, 电流能够诱导产生类阻尼SOT和类场SOT()两种效应. ZhangR 2ωH(φ)ℏ/(2e )ℏ/(2e )等[59]最早通过ST-FMR 技术研究了MoS 2/Ni 80Fe 20(Py)异质结中的SOT. 其中MoS 2是通过CVD 方法制备的单层三角形晶粒. 如图1(a)和图1(b)所示, 其对称峰值(与类阻尼SOT 相关)约为反对称峰值(与类场SOT 相关)的4倍, 表明类阻尼SOT 可能比类场SOT 大得多. 由于逆Rashba-Edelstein 效应诱导的自旋泵浦可能也有很大的贡献, 该工作没有量化SOT 的强度. Shao 等[60]进一步通过二次谐波霍尔方法定量研究了MoS 2(WSe 2)/CoFeB 异质结中电流产生的SOT. 其中, MoS 2是CVD 方法生长的大面积单层薄膜. 如图1(c)所示. 测量得到的二次谐波霍尔电阻 的典型方位角依赖性如图1(d)所示. 通过分析二次谐波霍尔电阻对方位角(j )依赖性的不同, 可以分离得到类阻尼SOT 和类场SOT 的大小. 实验结果表明, MoS 2,WSe 2的类场SOT 对应的自旋电导分别为2.9 ×103 (W ·m)–1, 5.5 × 103 (W ·m)–1; 类阻尼SOT 在实验测试误差范围内为零. Shao 等[60]认为, 实验到观察到的类场SOT 主要归因于界面Rashba-Edelstein 效应. 当前, 大多数的SOT 器件采用外场辅助下类阻尼SOT 驱动垂直磁矩翻转的操控机制, 因此获得大的类阻尼SOT 是人们所期望的. 虽然上述工作表明CVD 生长的单层MoS 2和WSe 2可能无法产生人们所需要的较大的类阻尼SOT, 但较大的类场SOT 的发现让人们看到了利用TMD 材料产生SOT 的信心, 因此激发了更多的科研人员开展TMD 材料中SOT 的相关研究.Lv 等[61]采用ST-FMR 技术研究了1L-WS 2/Py(10 nm)异质结构中的SOT (图1(e)). 样品中WS 2和Py 薄膜分别通过CVD 方法和电子束蒸发τFL /τDL 方法制备. 实验观察到了类阻尼SOT 和类场SOT,其主要物理起源被归因于界面Rashba-Edelstein 效应. 这个实验再次证明了利用单层TMD 材料能够产生SOT. 更重要的是, Lv 等[61]还证明栅压可以调控TMD 材料所产生的SOT (图1(f)). 当施加栅压从–60 V 到60 V, 从0.05增大到0.22. 他们认为, 栅压可调的特性可能源于载流子密度的改变导致的WS 2/Py 界面电流的变化. 对于二维材料来说, 特别是对于具有半导体特性的单层二维材料, 栅压调控属性将是它较传统金属材料的一个重要优势, 有望在电场辅助存储和逻辑器件应用中发挥作用.2.2 二维(半)金属材料(3.6±0.8)×103ℏ/(2e )(Ω·m )−1除了半导体TMD 材料之外, (半)金属TMD 材料也被广泛地研究. 研究这类材料的主要驱动力在于它们具有高导电性、强自旋-轨道耦合、低结构对称性等. 人们最早研究的(半)金属TMD 材料是WTe 2, 属于Pmn 21空间群. 同MoS 2相比, 它具有更低的对称性, 满足产生非传统SOT 的对称性要求. MacNeill 等[58]首次利用ST-FMR 技术研究了WTe 2/Py 异质结构中的SOT, 如图2(a)所示. 除了传统的类场SOT 和类阻尼SOT, 实验还观察到了非传统的面外SOT (图2(b)), 其对应的自旋霍尔电导为,且大小随着施加电流和WTe 2晶体a 轴的角度的增大而减小. 当施加电流和a 轴垂直, 即沿b 轴时,非传统SOT 消失, 这表明了非传统SOT 与晶体的对称性有关. 尽管早期的研究中显示SOT 对厚度的依赖关系很小, 随着更深入的研究及更宽的厚表 1 已报道的实验研究工作中TMD 材料的晶体结构、制备方法、TMD/FM 异质结中的SOT 的表征方法以及自旋霍尔电导Table 1. Crystal structure, preparation method, method for SOT measurement of the TMD/FM heterostructure, and spin Hall conductance of TMD materials in the previous studies.TMD 材料空间群制备方法表征方法/[103(ℏ/2e )自旋霍尔电导 (W ·m)–1]文献MoS 2P 6/mmc CVD SHH σA = 2.9[60]WSe 2P 6/mmc CVD SHH σA = 5.5[60]WS 2P 6/mmc CVD SHH σA ,σSobserved[61]WTe 2Pmn 21Exfoliation ST-FMR/SHH σA=σS =σB = 9 ± 3, 8 ± 2, 3.6 ± 0.8[58]WTe 2Pmn 21Exfoliation ST-FMR/SHH σA ,σS σB ,observed [62]TaTe 2C 2/m Exfoliation ST-FMR/SHH σA ,σS σB ,observed[64]MoTe 2P 21/m Exfoliation ST-FMR σS=4.4—8.0,σB =0.04—1.6,σT =0.026—1.0[65]NbSe 2P 63/mmcExfoliation ST-FMR σA=0—40,σS =0—13,σT =−2—3.5[66]PtTe 2—CVDST-FMR σS=0.20—1.6×102[68]TaS 2—Ion-beam sputteringST-FMR/SHHσS=14.9×102[69]度范围的研究, 传统和非传统SOT 都表现出了厚度的依懒性, 说明其微观起源除了界面效应还有体效应的贡献[62,67]. Shi 等[62]在WTe 2/Py 异质结构中实现了非常有效的电流驱动平面内磁矩翻转(图2(c)), 翻转电流密度约为2.96 × 105 A/cm 2. 更有趣的是, 在该体系中, 还观察到了Dzyaloshinskii-Moriya 相互作用, 为进一步研究手性磁结构提供了材料基础.1.0(b)0.50A n t i s y m m e t r i c a m p l i t u d e-0.5-1.0-1.5-2.0103050 /(O )7090(f)0.250.200.150.100.05-20-40-604020060g /VF L / D LPyWS 2/Py1.5(d)1.00.50-0.5-1.0-1.5120240/(O )360H a l l /m W2 Fit to u sin( )+//sin( )cos(2 )sin( ) termsin( )cos(2 ) termext =100 Oe ac _RMS =1 mA8(a)6420S y m m e t r i c a m p l i t u d e-2-4-6-8103050 /(O )7090CoFeB 2H+, L+ H- //m mextL- u(c)gWS 2Si/SiO 2PyRFu//(e)τFL /τDL 图 1 MoS 2/Py 异质结中ST-FMR 信号的对称(a)和反对称(b)振幅随外加磁场与平面夹角q 的依赖关系(插图为基于MoS 2/Py 异质结的ST-FMR 器件光学显微镜图)[59]; (c) MX 2/CoFeB 异质结的SOT 测量装置示意图; (d) 二次谐波方法测得二阶霍尔电阻与j 的函数关系, 外加磁场为100 Oe (1 Oe = 103/(4π) A/m)[60]; (e) WS 2/Py 双层器件几何结构示意图, 其中V g 通过SiO 2介质层施加; (f)V g 对Py 和WS2/Py 双层的转矩比 调控特性[61]τFL /τDL Fig. 1. Out-of-plane (OOP) angular (the applied field is described by the polar angle) dependence of symmetric (a) and antisymmet-ric (b) components of the ST-FMR signal based on MoS 2/Py heterostructure (the inset is photo image of ST-FMR device)[59];(c) measurement setup of SOT measurements for the MX 2/CoFeB bilayer; (d) second-harmonic Hall resistance as a function of j with an external magnetic field 100 Oe applied [60]; (e) schematic of the WS 2/Py bilayer device geometry, where V g was applied through the SiO 2 dielectric layer; (f) torque ratio dependence of V g for Py and WS 2/Py bilayer [61].P u l s e a m p l i t u d e1.58T 105/(A S cm -2)2.96T 1052.37T 105(c)1050A /m V-5-10WTe 2/Py, // -axis40200-20-40-90090180270S /m Vsin(2 -2 0)cos( - 0)(b)u//RFNi 80Fe 20(Py)6 nmWTe 2(a)108642002468TMD /nmK 3 e )S W -1S m -110121416S B(d)S 5 e )S W -1S m -1S O T2015PtTe 2/nmPtTe 2( )/Py(5)105(f) DLextCurrentPtTe 2CoTb Au(g)-30-20-100 dc /mA102030-1500 Oe-1000 Oe-500 Oe0 Oe +500 Oe10+1000 Oe+1500 OeH m W(h)(e)1.00.50-0.5-1.0E n e r g y /e Vσs 图 2 (a) WTe 2/Py 异质结样品几何结构示意图; (b) WTe 2/Py 器件的对称和反对称ST-FMR 信号与面内磁场角度的依赖关系,其中电流平行于a 轴[58]; (c) 由MOKE 图像捕捉到的电流驱动磁矩翻转过程[62]; (d) 自旋电导率随MoTe 2厚度的变化关系[65];(e) MoTe 2单斜1T ′相的晶体结构和20层MoTe 2薄膜的能带结构[70]; (f) PtTe 2/Py 器件ST-FMR 测量SOT 效率x SOT 和自旋霍尔电导率 的厚度依赖性; (g) PtTe 2/Au/CoTb 结构和PtTe 2中电流产生的SOT 的示意图; (h)在不同的面内磁场下, PtTe 2中电流产生的SOT 驱动具有垂直磁各向异性的CoTb 层磁矩翻转[68]Fig. 2. (a) Schematic of the bilayer WTe 2/Py sample geometry; (b) symmetric and antisymmetric ST-FMR resonance components for a WTe 2 (5.5 nm)/Py (6 nm) device as a function of in-plane magnetic-field angle, with current applied parallel to the a -axis [58];(c) switching process captured by MOKE images [62]; (d) spin conductivities as a function of the thickness of MoTe 2, where s S stands for the conventional damping-like torque, s B stands for the out-of-plane damping-like torque, and s T stands for the out-of-plane field-like torque [65]; (e) crystal structure of the monoclinic 1T ′ phase of MoTe 2 and band structure of a MoTe 2 slab with 20 monolay-ers [70]; (f) thickness dependence of x SOT and spin Hall conductivity s s of PtTe 2/Py measured by ST-FMR; (g) schematic layout for PtTe 2/Au/CoTb stack and the SOT generated by the majority of current flowing in PtTe 2; (h) current-induced switching of the CoTb layer by SOT from PtTe 2 under different in-plane field [68].因为低对称性是允许产生非传统面外SOT的前提条件, 后续一些实验重点针对具有低对称性的TMD材料展开. MoTe2属于P21/m空间群, 满足产生面外t DL的对称性要求. Stiehl等[65]采用ST-FMR技术研究了b相MoTe2/Py体系中的SOT, 传统的和非传统的SOT同时被观察到. 实验发现, 除了原因尚不清楚的2层MoTe2外, 面内和面外SOT对应的自旋电导都没有明显的厚度依赖性(图2(d)), 揭示了MoTe2/Py体系中SOT的界面起源. Liang等[70]同样研究了1T′-MoTe2/ Py异质结中的SOT, 但并未发现面外SOT, 暗示了面外SOT起源的复杂性. 该实验重点集中于室温零磁场下的电流驱动磁矩翻转, 翻转电流比传统重金属材料(例如Pt)要小一个数量级. 实验还研究了该体系中的SOT效率. 对于其研究的最薄厚度为66.1 nm的MoTe2器件, 其SOT效率(x SOT)约为0.35, 比Ta (～0.15), Pt (～0.06)都要大很多. 翻转电流随MoTe2厚度的增大而增大, SOT 效率呈现了随着MoTe2厚度增大而降低. 能带结构计算结果(图2(e))表明, 除了考虑体自旋霍尔效应外, 还需要考虑界面Rashba-Edlstein的贡献.此外, 他们还设计了哑铃形的异质结磁性器件, 翻转电流进一步降低了60%之多. 这些发现展示了MoTe2等半金属二维材料在低功耗自旋电子器件领域的应用前景.上面两个关于MoTe2的实验对比说明了非传统面外SOT的起因可能是比较复杂的, 这个结论进一步被TaTe2和NbSe2的实验研究所印证[64]. TaTe2属于C2/m空间群, 同样满足非传统SOT 对称性的要求. 但Stiehl等[65]在TaTe2/Py异质结构中并未发现面外SOT, 只观察到了具有Dress-elhaus对称性的SOT. 该SOT起源于TaTe2中各向异性的电导率导致的面内横向电流分量产生的奥斯特场. 在WTe2/Py双层膜中也有类似的影响.除了常规奥斯特转矩和Dresselhaus型转矩外, 并未观察到非传统的SOT, 这可能是由于TaTe2中SOC较弱. 同时Stiehl等[65]也论证了低对称性晶体中面内的各向异性电导率对体系中SOT的重要影响. Guimaraes等[66]采用ST-FMR研究了NbSe2/ Py双层膜中电流诱导的SOT. NbSe2具有属于P63/mmc空间群的六边形结构, 与MoS2类似, 其对称性是禁止产生非传统SOT的. 然而, 除了预期的SOT分量外, 他们依然观察到了非传统的SOT. Guimaraes等[66]将产生的非传统SOT归因于器件加工过程中引起的应变效应, 这种应变效应破坏了旋转对称性, 允许产生非传统SOT. 该结果表明除了晶格结构对称性之外, 与界面质量、局部原子点群对称性相关的其他微观因素也可能对诱导产生非传统SOT起到重要作用.(0.2—1.6)×105ℏ/(2e)(Ω·m)−1上面提到的实验主要集中于探索非传统面外SOT、开发具有大自旋霍尔角且高导电性的TMD 材料. 这些研究主要基于机械剥离的实验方案, 该方法制备样品的产率较低. 如何制备具有大自旋霍尔角且高导电性的大面积TMD材料, 也是将TMD材料用于器件的关键. 最近, Xu等[68]成功制备了大面积、高质量、厚度可控的PtTe2薄膜并且首次研究了这种第二类狄拉克半金属的SOT效应. 该PtTe2薄膜在室温下具有高导电性(约为106 S/m). 因为PtTe2在大气环境中相对稳定, 均匀、平整、大面积的PtTe2薄膜可转移到磁控溅射设备中制备自旋电子器件. 通过对PtTe2/Py异质结进行系统性的ST-FMR测量发现PtTe2薄膜具有较大的类阻尼SOT: 忽略界面自旋的损失, 5 nm 厚的PtTe2的自旋霍尔角在0.09—0.15范围, 是对照实验中4 nm厚Pt的1.5—2倍. 从PtTe2中SOT效率随厚度非单调变化的实验结果(图2(f))可以推测PtTe2产生的SOT具有块体态与表面态两个不同的来源. 由于PtTe2的高导电性以及较大的自旋霍尔角, 可实现非常高的自旋霍尔电导率,达, 能与典型的拓扑绝缘体Bi2Se3相比拟. 进一步的垂直磁矩翻转实验也证实了PtTe2具有比Pt更高的电荷-自旋转换效率(图2(g)和图2(h)). 该研究表明PtTe2以及狄拉克半金属有希望应用于低功耗SOT器件及其他自旋电子学器件中, 同时该工作也揭示了大规模制备PtTe2类似的二维拓扑材料的可能性.ℏ/(2e)(Ω·m)−1除了上述方法外, Husain等[69]采用离子束溅射的方法制备了大面积单层TaS2材料, 并采用ST-FMR和二次谐波霍尔测量手段, 研究了TaS2/ Py异质结构中的SOT. 在这种异质结构中, 观察到了相当大的类场SOT和类阻尼SOT. 其中, 自旋霍尔角为0.25 ± 0.03, 自旋霍尔电导率14.9 ×105 , 是目前报道的TMD材料中的最大值. 研究发现, 大的类阻尼SOT来源于TaS2/Py异质结构的界面特性, 该发现得到了密度泛函理论计算结果的支持. 界面自旋-轨道-耦合与晶体对称性之间的相互作用会产生大的类阻尼SOT. 该工作为设计下一代基于TMD 材料的低功耗量子存储器件提供了有效的思路.3 基于磁性二维材料异质结构中的SOT 及电流驱动磁矩翻转非磁性二维材料由于可以产生SOT, 能够用于代替SOT 器件中的重金属材料. 另一方面, 最新发现磁性二维材料(如CrI 3, Cr 2Ge 2Te 6 (CGT),Fe 3GeTe 2 (FGT)等[71−76])同样可以应用于自旋电子器件中. 磁性二维材料具有许多独特而优异的性能. 例如, 磁性二维材料优良的栅极可调性为探索磁电耦合现象和应用提供了条件[73,77]. 层状反铁磁二维材料如CrI 3显示出高达19000%的隧穿磁电阻[78], 展现了磁性二维材料的巨大优势. 利用二维铁磁金属FGT 还可以构建无间隔层的自旋阀及全二维垂直自旋阀[79,80], 揭示了利用二维磁性同质或者异质结实现多态非易失磁存储和逻辑的可能性.此外, 二维铁磁材料中发现的磁斯格明子[81−87],也展现了其用于高密度赛道存储器件的可能性. 从上述相关工作能够看出, 范德瓦耳斯(van der Waals, vdW)异质结构在开发新型自旋电子器件方面的潜在机会, 磁性二维vdW 材料为新型自旋器件的开发提供了一个平台, 对于开发新型自旋电子器件具有重要的研究价值.将vdW 材料用于构建自旋电子器件关键的挑战在于如何有效地操控其磁矩, 实现从一种状态到另一种状态的转换. 国内外两个研究团队几乎同时报道了FGT/Pt 异质结中的高效SOT 及电流驱动翻转方面的重要进展(图3(a)—(c))[88,89]. 当电流在重金属Pt 中流动时, 会产生自旋电流并注入磁性FGT 中, 利用该自旋流可以有效地操控少层磁体FGT 的磁矩方向. 图3(b)展示了FGT 在面内磁场分别为H x = 50和–50 mT 的辅助下, 温度为100 K 时的电流驱动磁化翻转. FGT 的磁化通PtPtTe Ge Fe 3GeTe 2eFe(a)-0.14/W/mA0 =50 mT100 K0.14-0.14/W/mA0 =-50 mT0.14(b)F GT P tDL 6420246/kOe810-0.500.51.0-1.0/(1011 A S m -2)0(c)write_read/W/kOe''0'' state''1'' state(mA)0.051.5(d)-(d c m A(mT))150100500-50-100-20-101020-150(e)WTeFeGeFGTWTe 20.90.60.30-0.3A H /W-0.6-1.5-1.0-0.50/kOe0.51.0K FGT(12.7)/WTe 2(9.4)1.5/(104 A S cm -2)(f)图 3 FGT/Pt 双层器件的示意图(a)和SOT 驱动的垂直磁矩翻转(b)[88]; (c) SOT 驱动FGT 磁矩翻转有效翻转电流随施加面内磁场的变化[89]; (d) 基于FGT 的磁存储器件原理图及电流诱导的矫顽场大幅度降低, 从而降低写入电流密度[90]; (e) 基于CGT/Ta 异质结Hall 器件的原理图和4 K 温度下施加流过Ta 的电流I dc 和平面内磁场H x 组合时的磁矩m z 相图[91]; (f) FGT/WTe 2双层结构的原子示意图和不同电流密度下FGT/WTe 2 霍尔条在10 K 垂直磁场下的反常霍尔电阻[92]Fig. 3. Schematic view (a) and SOT-driven perpendicular magnetization switching (b) in the FGT/Pt bilayer device [88]; (c) current-induced magnetization switching of FGT and effective switching current as a function of applied in-plane magnetic field [89];(d) schematic of FGT-based magnetic memory device and the current-induced substantial reduction of the coercive field and then reduction of the write current [90]; (e) schematic of a fabricated Hall bar device from a CGT/Ta heterostructure and phase diagram of m z for applied combinations of I dc and H x at 4 K [91]; (f) atomic schematic view of FGT/WTe 2 bilayer structure and anomalous Hall resistance of the FGT/WTe 2 Hall bar under a perpendicular magnetic field at 10 K with various current densities [93].过电流扫描从一种状态切换到另一种状态. 正(负)面内磁场的翻转极性为逆时针(顺时针), 表明Pt的自旋霍尔角为正, 与之前报道的研究工作一致. 值得注意的是, SOT操控所实现的两个电阻状态并不是完全饱和的(饱和态由图3(b)中虚线表示), 该现象被归因于电流导致的热效应. 研究人员还利用谐波测量进一步定量表征了SOT有效磁场, 并以此为依据估算了少层FGT的饱和磁化强度的上限, 该值比块体材料的饱和磁化强度小一个量级. 除Pt诱导产生SOT外, 最近的研究表明电流在每一个单层的FGT中也会产生局域SOT[90],并能够对FGT的矫顽场产生有效的调制(图3(d)).同时利用重金属中产生的SOT和FGT中的局域SOT, 将有利于进一步降低翻转FGT磁矩的电流密度. 上述有关电流操控FGT磁矩所取得的进展进一步推动探索更多vdW磁性材料在自旋电子学器件中的应用.近期, Ostwal等[91]和Gupta等[92]分别进行了通过SOT对vdW铁磁体CGT中磁矩调控的研究. Ostwal等[91]在CGT/Ta异质结构中(图3(e)),施加平面内磁场和流过Ta (一种表现出巨大自旋霍尔效应的重金属)的电流组合, 在面内磁场为20 mT时, 用低至5 × 105 A/cm2的电荷电流密度实现了CGT的磁矩翻转. 该电流密度比翻转非层状金属铁磁体CoFeB等所需的电流密度低两个数量级. 这些结果显示了二维磁性材料未来应用于自旋电子器件的巨大潜力.到目前为止, 大多数的工作主要集中于范德瓦耳斯材料与传统的金属材料构成的异质结中的SOT研究. 未来, 探索利用全二维材料SOT器件将成为一个重要的研究方向. Shao等[93]已经进行了初步的尝试, 研究了FGT/WTe2双层vdW异质结构中的反常霍尔效应(图3(f)). 在这种器件中, 电流可以有效地调节FGT薄片的矫顽力, 主要归因于FGT/WTe2双层界面热导较低而产生焦耳热效应. 虽然该实验没有实现SOT驱动磁矩的翻转, 但阐明了选择热性能好的二维材料来提高界面热导是非常重要的, 为进一步实现具有性能优良的全二维自旋电子器件提供了思路.4 结论与展望本文综述了基于二维材料的SOT领域的最新研究进展, 重点介绍了基于TMD/FM异质结构中SOT的研究现状、基于磁性二维材料异质结构中的SOT及电流驱动磁矩翻转的研究进展. TMD 材料中SOT研究的广泛关注很大程度上得益于传统SOT材料的快速发展和器件应用的良好研究环境. 但与传统重金属材料中的SOT研究相比, 有关二维vdW材料及其异质结的SOT的研究刚刚兴起, 还主要处于材料探索和基础物理研究阶段.虽然研究还处于初期阶段, 但已经发现了很多新奇的物理现象, 如产生新型面外类阻尼SOT、电场可调等特性, 展现了良好的发展态势, 进一步的材料、物理和器件应用研究也呈现出不断扩大和深入的趋势. 基于当前的研究成果来看, 二维vdWs材料的器件应用进程依然存在着几个方面的挑战:1)二维材料中非传统SOT的微观物理机制仍不清楚. 目前实验所观测到的非传统SOT不能用我们所熟悉的自旋霍尔效应或界面Rashba-Edels-tein效应解释, 背后的物理机制仍有待探究. 进一步从理论上阐明非传统SOT的产生机制将有助于找到提高其强度的方法, 促进非传统SOT在操控垂直磁矩方面的应用. 值得指出的是, 利用二维材料谷霍尔效应[94−96]也有可能产生垂直极化的自旋流, 有望用于产生垂直SOT[97].2)磁性二维材料的居里温度需要进一步提高.虽然磁性二维材料在一些方面展现出了优势, 但目前大多数磁性二维材料的居里温度都在室温以下,极大地限制了其在自旋电子器件中的应用. 如何进一步提高居里温度是磁性二维材料相关的物理研究的重要方向, 也是其是否能够用于自旋电子器件的关键. 目前, 一些研究已经报道了相关的技术方案, 能够将已有的磁性二维材料的居里温度提高,如利用离子液体进行电场调控[73]、利用微结制备方式[98]、界面反铁磁诱导[99]、Ga离子注入[100]等方式. 此外, 不断探索更多的磁性低维材料也是寻求实现高居里温度的关键[101−103].3)晶圆级二维材料的制备. 虽然通过机械剥离制备的二维材料具有很高晶体质量, 但由于样品尺寸小, 无法实现大规模生产制备. 生长二维晶体材料的常用方法: 分子束外延、化学气相沉积、金属有机化学气相沉积和磁控溅射. 在晶圆尺度上确保二维材料的单晶度和均匀性是至关重要的. 最近的一些研究进展为解决这个问题提供了一些思路.例如, Zhang课题组[104−106]一直致力于采用CVD 方法实现TMD二维材料的高质量晶圆级生长;。
三角反铁磁材料Mn3Z（Z=Ga,_Ge,_Sn）的磁性和输运性质
㊀第40卷㊀第11期2021年11月中国材料进展MATERIALS CHINAVol.40㊀No.11Nov.2021收稿日期:2021-07-14㊀㊀修回日期:2021-08-31基金项目:国家自然科学基金资助项目(51671024,91427304)第一作者:张强强,男,1995年生,博士研究生通讯作者:柳祝红,女,1976年生,教授,硕士生导师,Email:zhliu@DOI :10.7502/j.issn.1674-3962.202107017三角反铁磁材料Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质张强强1,柳祝红1,马星桥1,刘恩克2(1.北京科技大学物理系,北京100083)(2.中国科学院物理研究所北京凝聚态物理国家实验室,北京100190)摘㊀要:反铁磁材料具有零磁矩或非常小的磁矩,不易受外磁场干扰㊂相对于铁磁材料,反铁磁材料具有更低的能量损耗和更高的响应频率等优点,因在自旋电子学领域的实际应用方面具有巨大潜力而备受关注㊂作为一种兼具Kagome 晶格及三角反铁磁性的特殊自旋电子学材料,六角Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)合金展现出巨大的反常霍尔效应㊁拓扑霍尔效应㊁自旋霍尔效应以及反常能斯特(Nernst)效应等㊂这些物理效应涉及到当今凝聚态物理研究中最前沿的问题,对它们的研究不仅可以深化对凝聚态磁性物理的理解,而且也驱动了反铁磁自旋电子学的发展㊂首先介绍了Mn 3Z 合金的晶格结构及特殊的磁结构,简要分析了理论计算得到的电子结构对材料输运性能的影响㊂结合实验报道的Mn 3Z 的磁性及输运性质等对3种六角结构合金的优异性能及研究进展进行了概述,揭示了磁结构和电子结构对材料输运性质的物理机制,并对Mn 3Z 系列合金拓扑相关的输运性质进行了展望㊂关键词:Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn);反铁磁材料;拓扑材料;霍尔效应;能斯特(Nernst)效应中图分类号:O469㊀㊀文献标识码:A㊀㊀文章编号:1674-3962(2021)11-0861-10Magnetic and Transport Properties of Triangular Antiferromagnetic Materials Mn 3Z (Z =Ga ,Ge ,Sn )ZHANG Qiangqiang 1,LIU Zhuhong 1,MA Xingqiao 1,LIU Enke 2(1.Department of Physics,University of Science and Technology Beijing,Beijing 100083,China)(2.Beijing National Laboratory for Condensed Matter Physics,Institute of Physics,Chinese Academyof Sciences,Beijing 100190,China)Abstract :Antiferromagnetic materials exhibit zero or rather low moment,so it would not be affected by external magneticfield.Furthermore,they have advantages of lower power consumption and higher frequency response compared with ferro-magnetic materials,which makes them have great potential applications in the field of spintronics.Hexagonal Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)alloys,with both Kagome lattice and triangular antiferromagnetism,exhibit large anomalous Hall effect,topological Hall effect,spin Hall effect and anomalous Nernst effect.These effects involve the most advanced problems in condensed matter physics.The study of them can not only deepen the understanding of condensed matter magnetic physics,but also drive the development of antiferromagnetic spintronics.In this paper,the research progress in magnetic and transport proper-ties are reviewed.The crystal structure and the special magnetic structure of Mn 3Z alloys are introduced.The influence of the electronic structure on the transport properties is briefly analyzed.An overview of the excellent properties of the Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)alloys and their research progress is given in relation to the experimentally reported magnetic and transport proper-ties.An outlook is given for the topologically relevant transport properties of the Mn 3Z alloys.Key words :Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)alloys;antiferromagnetic materials;topological materials;Hall effect;Nernst effect1㊀前㊀言当前的自旋电子器件主要基于铁磁性材料㊂反铁磁材料由于具有零磁矩或者非常小的磁矩,没有杂散场,不受外磁场干扰,故具有更高的稳定性㊂同时,反铁磁博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷材料具有更快的响应速度(响应频率高)㊁更低的能耗以及更高的存储密度等特性,为发展下一代非易失性低功耗反铁磁存储器件提供了契机,可能对磁性随机存储器㊁人工神经网络㊁太赫兹存储器件和探测器等领域产生重大影响㊂在众多的反铁磁材料中,非共线反铁磁材料Mn3Z(Z= Ga,Ge和Sn)中出现了许多引人关注的新颖物性,如反常霍尔效应(anomalous Hall effect,AHE)㊁自旋霍尔效应(spin Hall effect,SHE)㊁拓扑霍尔效应(topological Hall effect, THE)㊁反常能斯特效应(anomalous Nernst effect,ANE)等,已经成为当前凝聚态物理研究中的前沿与热点㊂六角Mn3Z(Z=Ga,Ge和Sn)合金具有DO19型结构,如图1a所示,空间群为P63/mmc(No.194)㊂其中Mn原子占据(1/6,1/3,1/4)位置,Z原子占据(1/3,2/3, 3/4)位置㊂在六角Mn3Z结构中,两种镜面对称的Mn3Z 反铁磁平面沿着c轴方向叠加嵌套,每一层的Mn位形成一个由共享等边三角形组成的二维网格,即Kagome晶格[1]㊂在六角Mn3Z(Z=Ga,Ge和Sn)合金中,所有Mn 原子的磁矩都位于ab平面,形成一个手性自旋结构,其矢量手性与通常的120ʎ结构相反㊂Mn3Z合金已经被证明具有多种类型的非共线反铁磁结构[2-6]㊂早在1990年Brown等[7]发现Mn3Z有两种最有可能的磁结构排列,分别如图1b和1c所示[2],这两种磁结构具有相反的手性,且磁结构数据与实验测量值高度吻合㊂因此,当前对Mn3Z(Z=Ga,Ge和Sn)合金的研究既有采用图1b型磁结构的,也有采用图1c型磁结构的㊂图1㊀六角Mn3Z的晶体结构(a)[1];Mn3Z合金的两种不同的磁矩构型(b,c)[2]Fig.1㊀Lattice structure of hexagonal Mn3Z(a)[1];the two different magnetic moment configurations of Mn3Z alloy,respectively(b,c)[2]㊀㊀由于六角Mn3Z合金在基态下会展现出极小的净磁矩,表现出弱铁磁性,实际上并不算严格的反铁磁材料㊂Mn3Z中倒三角形磁矩排列具有正交对称性,每个Mn原子组成的三角形中只有一个Mn原子的磁矩平行于局域易磁化轴,因此另外两个自旋磁矩向局域易磁化轴的倾斜被认为是Mn3Z弱铁磁性的来源[4,8]㊂在凝聚态物理中,材料所展现的许多物性都与其电子结构密切相关,而电子的行为反映在能带结构中㊂Mn3Ga㊁Mn3Ge和Mn3Sn的能带结构看起来非常相似,如图2所示[1]㊂由于Ga原子的价电子数相对于Ge 和Sn原子少一个,因此Mn3Ga的费米能级(E F)相对于Mn3Ge和Mn3Sn的向下移动约0.34eV㊂在Mn3Z合金中,能带结构在E F附近具有线性交叉,产生外尔(Weyl)点㊂Weyl点是动量空间中的奇点,可以被理解为磁单极子㊂这些点成对出现,并且产生特有的表面性质,即所谓的费米弧㊂Weyl点处具有极强的贝利(Berry)曲率磁通分布,这个Berry曲率可以看作是动量空间中的赝磁场㊂这3种合金的能带中价带和导带在E F附近多次交叉,产生多对Weyl点,其中大部分为II型(II型Weyl点与I型Weyl点的区别在于其能带中Weyl锥在某个动量方向上发生倾斜)[9]㊂Weyl点的位置和手性与磁晶格的对称性一致㊂其次,在高对称点K和A处可以发现看似相似的能带简并点,如图中红色圆圈所示㊂有趣的是,部分Mn3Z合金除了可以形成DO19型六角结构之外,还可能形成DO22型四方结构或DO3型哈斯勒(Heusler)立方结构㊂例如,Mn3Ga在623K的温度下退火会形成DO22型四方结构,在883K的温度下退火会形成DO19型六角结构,在1073K的温度下退火则会形成DO3型Heusler立方结构[10]㊂DO22型Mn3Ge在大约800K 的温度下会向DO19型六角结构转变[11]㊂因此,为了确保合金可以以稳定的DO19型六角结构结晶,合适的热处理是必要的㊂2㊀六角Mn3Sn合金的输运性质2.1㊀Mn3Sn中的AHEAHE是磁性材料中比较常见的输运效应,由于其在自旋电子学器件材料方面具有潜在的应用前景,使其迅速成为材料科学等领域的研究热点之一㊂一般认为,铁磁性材料的AHE与其磁化强度成正比㊂由于反铁磁材料缺乏净剩磁矩,普遍认为反铁磁材料中不会出现AHE㊂268博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质图2㊀Mn 3Ga(a)㊁Mn 3Ge(b)和Mn 3Sn(c)的能带结构[1]Fig.2㊀Electronic band structure for Mn 3Ga (a),Mn 3Ge (b)andMn 3Sn(c)[1]后来的研究表明,AHE 起源于两种不同的机制:一种是由杂质原子散射所引起的外禀散射机制,包括边跳机制和螺旋散射机制;另一种是晶体能带的Berry 曲率所驱动的内禀机制,与外部散射无关㊂Berry 曲率相当于布里渊区中的赝磁场,可以使电子获得一个额外的群速度,从而产生内禀反常霍尔电导(anomalous Hall conductivity,AHC)㊂内禀AHE 仅与材料的能带结构相关,这为在反铁磁材料中发现AHE 提供了条件㊂Mn 3Sn 在E F 附近的Weyl 点处所具有的Berry 曲率磁通分布是导致该材料出现大的反常霍尔电导的关键㊂2015年,日本研究人员首次报道了Mn 3Sn 单晶中产生的巨大的反常霍尔电导[12]㊂图3a 为室温下磁场沿(2110)方向测得的Mn 3Sn 单晶的AHE 曲线,可以看到反常霍尔电阻率在低磁场区域展现出一个相当大的跳跃㊂当磁场沿(0110)方向时,Mn 3Sn 单晶在100~400K 的温度范围内均表现出较大的AHE,如图3b 所示㊂相应地,在外加磁场沿(2110)和(0110)方向时的霍尔电导曲线也展现出较大的跃变和比较窄的滞后(图3c 和3d)㊂例如,当磁场B //(0110)轴测量时,反常霍尔电导率σH 在零场时就具有比较大的值,其中在室温下约为20Ω-1㊃cm -1,在100K 的温度下接近100Ω-1㊃cm -1,这对于反铁磁材料来说是非常大的㊂图3㊀Mn 3Sn 单晶的AHE 测量曲线[12]Fig.3㊀Magnetic field dependence of the AHE in Mn 3Sn [12]368博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷㊀㊀Mn 3Sn 的可变磁结构会影响费米面附近的能带结构,进而影响其AHE㊂为了更好地对AHE 进行调控,北京科技大学陈骏团队对多晶Mn 3Sn 复杂的磁结构及其与AHE 的相关性进行了研究[13]㊂研究发现,Mn 3Sn 在不同的外部磁场下带场冷却(field-cooling,FC)的得到测量曲线在磁转变温度T S =190K 时存在明显的磁相变(图4a)[13]㊂早期研究表明,Mn 3Sn 在奈尔温度T N =420K 以下是三角反铁磁结构[14],并且三角反铁磁结构在T S 温度下转变为非公度自旋结构[15]㊂在自旋玻璃转变温度T g =50K 的温度以下,磁化强度随着温度的降低而升高,这主要是由于低温下的自旋玻璃态引起的[16]㊂外加磁场的大小几乎不影响FC 曲线的形状和磁转变温度的大小,并且外加磁场强度的增加只导致Mn 3Sn 磁化强度的小幅增加,表明Mn 3Sn 中的磁结构非常稳定㊂图4b 为Mn 3Sn 在不同温度下的M-H 曲线,可以看到所有温度下的M-H 曲线在6000Oe 的外场下都没有达到饱和㊂当温度高于200K 时M-H 曲线展现出明显的磁滞,表明非共线反铁磁Mn 3Sn 存在弱铁磁性㊂为了明确其磁转变所产生的不同磁结构,采用中子衍射测量之后分析发现Mn 3Sn 的磁相图可分为4个区域:①10<T <190K,②190<T <250K,③250<T <430K,④T >430K㊂其中,250<T <430K 下为反三角的反铁磁(antiferromagnetic,AFM)结构,10<T <190K 为余弦或摆线磁结构㊂宏观磁性测量结果表明,Mn 3Sn 在50K 温度以下存在自旋玻璃态;然而中子衍射测量结果显示,Mn 3Sn 在50K 温度以下并没有任何异常,因此可以认为Mn 3Sn 在50K 温度下存在自旋玻璃态与长程螺旋磁结构的共存㊂在不同温度下对Mn 3Sn 的霍尔电阻率(ρH )进行测量发现,该曲线具有明显的磁滞(图5a)㊂当T =235K 时,|ρH |为2.5μΩ㊃cm;当T =190K 时,ρH 接近于0,且|ρH |随着外加磁场磁感应强度B 的增加而线性增加㊂从ρH -B 曲线中提取了零场(B =0T)下的ρH 来揭示AHE自发分量的温度依赖性(图5b),发现|ρH |在190K 温度以下几乎保持为0,在大约235K 时增加到最大值,然后随着温度的升高而降低㊂很明显,ρH 的变化与温度导致的磁结构的变化密切相关㊂根据这一关系,可以通过改变Mn 3Sn 的磁性结构来调整其AHE㊂图4㊀Mn 3Sn 在不同外加磁场下带场冷却得到的热磁曲线(a),Mn 3Sn 在不同温度下的磁滞回线(b)[13]Fig.4㊀Magnetization as a function of the external magnetic field and temperature[field-cooling (FC)modes](a),hysteresis loops ofMn 3Sn at different temperatures (b)[13]图5㊀Mn 3Sn 不同温度下的霍尔电阻率随磁场的变化曲线(ρH -B 曲线)(a),零场下霍尔电阻率的温度依赖性(b)[13]Fig.5㊀Field dependence of Hall resistivity ρH at different temperatures(a),temperature dependence of Hall resistivity at zero field(b)[13]468博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质2.2㊀Mn3Sn中的THE将拓扑学的概念引入到物理学中来描述随参数连续变化而保持不变的物理量时,能够解释很多关于磁输运方面的问题和现象[17,18]㊂拓扑非平庸自旋结构的局部磁矩在几何阻挫或Dzylashinsky-Moriya相互作用(DMI)的驱动下发生空间变化,产生了一种不同类型的霍尔效应,即THE[19]㊂THE的起源可归因于非零的标量手性自旋X ijk=S i㊃(S jˑS k),其中S i㊃(S jˑS k)代表3个自旋矢量形成的立体角,打破了时间对称性,称为实空间的Berry曲率㊂由于同样具有120ʎ非共线反铁磁结构的Fe1.3Sb已经被报道具有THE[20],Nayak等对Mn3Sn合金中的THE进行了研究[21]㊂霍尔效应总的贡献可以表示为ρxy=ρN+ρM AH+ρT xy,其中ρN和ρT xy分别是正常和拓扑霍尔电阻率[17]㊂ρM AH是与Mn3Sn的磁化强度成正比的反常霍尔电阻率㊂正常霍尔电阻率与外加磁场强度成正比㊂通过从测得的霍尔数据ρxy中扣除正常和反常霍尔电阻率,可以得到拓扑霍尔电阻率ρT xy㊂图6a为在不同测试温度下得到的Mn3Sn的拓扑霍尔电阻率曲线,可以看到在低温下Mn3Sn中存在大的THE,这是由于低温下施加磁场会导致Mn3Sn中非共面的三角反铁磁转变为受拓扑保护的非平庸自旋结构(类似Skyrmions),导致实空间的Berry曲率出现[21]㊂同时,他们还发现Mn3Sn中存在3种不同的霍尔效应,包括在相对高温下的由共面三角AFM结构演化出的自发AHE(ρS xy)㊁低温下的THE(ρT xy)以及中间温区域中两种霍尔效应的共存,如图6b所示㊂2.3㊀Mn3Sn中的ANEANE是由热电流引起的自发横向电压降,与磁化强度成正比[22]㊂AHE由所有占据态能带的Berry曲率决定,而ANE是由E F处的Berry曲率决定的[23]㊂因此,能观察到大的AHE并不能保证观察到大的ANE㊂ANE的测量对于明确E F附近的Berry曲率和验证最近提出的Mn3Sn中Weyl点存在的可能性具有重要价值[9]㊂Ikhlas等对单晶Mn3.06Sn0.94和Mn3.09Sn0.91的Nernst 效应进行了研究[24]㊂结果表明,零磁场下Mn3.06Sn0.94的Nernst信号(横向热电势)-S zx在室温下为~0.35μV㊃K-1 (图7a),与室温下的FePd(0.468μV㊃K-1)㊁L10-MnGa (-0.358μV㊃K-1)等铁磁体的报道值相当[25];在200K 的温度下达到了~0.60μV㊃K-1(图7b)㊂面内的Nernst 信号表现出几乎没有各向异性的滞后现象,零场下展现的Nernst信号值与高场下的饱和Nernst信号几乎相同,表明单晶Mn3Sn中具有大的自发Nernst信号㊂但面外c 轴分量在实验精度范围内测量值为0,表明在这个方向上没有自发Nernst效应㊂通过ANE与磁化强度M的对比图6㊀Mn3Sn在不同温度下拓扑霍尔电阻率ρT xy的磁场依赖性(a),不同霍尔效应贡献的相图(b)[21]Fig.6㊀Field dependence of topological Hall resistivityρT xy at different temperatures(a),phase diagram showing contribution from dif-ferent Hall effects(b)[21]发现(图7a),低场下-S zx和M的滞后几乎相互重叠㊂另外,在大于~100G的磁场区域,ANE效应几乎保持不变,而M随着磁场的增加呈线性增加,表明正常的Nernst效应和传统的ANE的贡献可以忽略不计㊂在Mn3.09Sn0.91中也可以观察到类似的行为(图7b)㊂3㊀六角Mn3Ge合金的输运性质3.1㊀Mn3Ge单晶中的AHE与Mn3Sn相比,Mn3Ge在磁性和AHE方面有所不同,在Mn3Ge中测量得到的反常霍尔电导值比Mn3Sn中的高将近3倍㊂此外,Mn3Ge并不会展现出类似于Mn3Sn中的任何磁转变,为其AHE的稳定性提供了保障㊂Nayak等采用如图8a所示的磁结构通过第一性原理计算预测了Mn3Ge合金中的反常霍尔电导[26]㊂结果表明,Mn3Ge在xy(σz xy)和yz(σx yz)部分的反常霍尔电导接近于零,只有在xz(σy xz)部分发现了反常霍尔电导的存在(图8b)㊂其中,σk ij表示电流沿着j方向的反常霍尔电导,产生的霍尔电压沿i方向㊂Mn3Ge反铁磁结构的两个原始单元具有两个磁性层面,相互之间可以通过相对于xz平面的镜面反射加上沿c轴平移c/2转换㊂由于镜像对称,Mn2Ge合金的σk ij平行于镜面的话就会消失,从568博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷图7㊀300K 的温度下Mn 3.06Sn 0.94的Nernst 信号-S ji 在不同测量方向下的磁场依赖性(a);200K 的温度下Mn 3.06Sn 0.94和Mn 3.09Sn 0.91的-S zx 的磁场依赖性(b)[24]Fig.7㊀Anisotropic field dependence of the Nernst signal -S ji of Mn 3.06Sn 0.94at 300K for comparison,the field dependence of the magneti-zation M (right axis)is shown(a);-S zx of Mn 3.06Sn 0.94and Mn 3.09Sn 0.91measured at 200K(b)[24]图8㊀计算中所采用的Mn 3Ge 的磁结构(a),第一布里渊区和动量依赖的反常霍尔电导(b)[26]Fig.8㊀The magnetic structure of Mn 3Ge used in the calculation(a),first Brillouin zone and momentum-dependent AHC(b)[26]而导致σz xy 和σx yz 的值为零㊂但是因为平面内残存的净磁矩作为镜面对称的扰动,导致σz xy 和σx yz 可以获得非零但是很小的值㊂相比之下,σk ij 垂直于镜面的分量(σy xz )是非零的㊂接着,他们在实验上对预测的AHE 进行了实验验证㊂当电流沿(0001)方向㊁磁场平行于(01-10)(这种测量方式称为构型1)时(图9a),ρH 在2K 的温度下达到5.1μΩ㊃cm 的大饱和值,即使在室温下也展现出了1.8μΩ㊃cm 的饱和值㊂在霍尔电导率曲线σxz -μ0H 中可以看到(图9b),反常霍尔电导在2K 的温度下具有~500Ω-1㊃cm -1的较大的值,在室温下则为50Ω-1㊃cm -1㊂为了进一步研究实验中的AHE 是否具有理论预测的各向异性,测量了电流沿(01-10)方向㊁磁场平行于(2-1-10)方向(构型2)时的霍尔电阻率,如图9c 所示㊂在这种测量方向下,ρH 在2K 的温度下约为4.8μΩ㊃cm,在室温下约为1.6μΩ㊃cm,略小于构型1得到的值㊂图9d 为构型2下的反常霍尔电导曲线,可以看到尽管在2K 的温度下构型2的σH (σyz )(约为150Ω-1㊃cm -1)要小于构型1的σH (σxz ),但在室温下具有与构型1相似的值㊂在这两种情况下,对于正(负)场,ρH 为负(正)㊂第3种测量方式为电流沿着(2-1-10)方向㊁磁场平行于(0001)方向(图9e 和9f),被称为构型3㊂在这种构型下,所有温度下的ρH 和σH 都具有比较小的值㊂此外,AHE 的符号和前两种构型的符号相反,即相对于正(负)场,ρH 为正(负)㊂虽然在正常条件下Mn 3Ge 并不会展现出类似Mn 3Sn中的磁转变,但是如果对Mn 3Ge 施加外部压力的话其磁结构会发生显著变化㊂研究表明,随着压力的增大,Mn 3Ge 的非共线三角磁结构逐渐变为均匀倾斜的非共线三角磁结构,当压力增大到5GPa 以上时变为共线铁磁结构[27]㊂由于Mn 3Sn 合金中磁结构的变化在很大程度上会影响其输运性能,因此可以通过施加不同的压力来改变Mn 3Ge 合金中的磁结构,从而进一步研究Mn 3Ge 的磁结构与AHE 的关系㊂Nicklas 等测量了静水压力与AHE 之间的关系[28],测量装置如图10a 所示,电流平行于(0001)轴,磁场平行于(2-1-10)轴㊂研究发现,随着压力的增大,霍尔电导668博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质图9㊀电流和磁场沿不同方向(3种构型)下的霍尔电阻率(ρH)(a,c 和e)和霍尔电导率(σH)(b,d和f)的磁场依赖性[26] Fig.9㊀Hall resistivity(ρH)(a,c and e)and Hall conductivity(σH) (b,d and f)as a function of magnetic field(H),for three differ-ent current and magnetic field configurations[26]率σyz的饱和值先降低,当压力为1.53GPa时完全消失;继续增大压力,σyz的饱和值反向并逐渐增大,如图10b所示㊂在2.85GPa的压力下,Mn3Ge合金中Mn 原子的磁矩会由图10c顶部的磁结构变化为底部的磁结构㊂可以看到压力会导致磁矩向面外倾斜,进而影响电子能带结构,从而导致Berry曲率的变化㊂除了反常霍尔电导之外,理论预测在Mn3Ge中还可以获得高达1100(ћ/e)Ω-1㊃cm-1的自旋霍尔电导率[26]㊂在对Mn3Ge薄膜样品的研究中,在Permalloy/Mn3Ge表面发现了高达90.5nm-2的自旋混合电导系数,并且Mn3Ge的自旋霍尔角是Pt的8倍左右[29]㊂3.2㊀Mn3Ge中的ANE由于Mn3Sn的磁结构在T=50K以下缺乏磁有序性,并且形成了玻璃态的磁基态,从而导致ANE消失[15]㊂而Mn3Ge的磁有序和反常输运性质通常持续到最低温度,与Mn3Sn形成鲜明对比㊂Wuttke等对Mn3Ge单晶的Nernst效应进行了测量,如图11所示[30]㊂结果表明,Nernst信号S xz不依赖于磁场,表现出反常的行为,在非常低的磁场下即表现出步进特征,并且在B>0.02T时就已经达到了饱和值㊂S yz 也表现出非常弱的场依赖性,如图11b所示㊂两种方向都显示出高达室温的特殊饱和行为,随着温度的逐渐降低,Nernst信号从0.4逐渐升高到1.5μV㊃K-1㊂S xy则显图10㊀压力元件内使用的电传输测量样品装置示意图(a),室温下施加不同压力的Mn3Ge的霍尔电导率(b),在环境压力(顶部)和压力为2.85GPa(底部)下的Mn3Ge的反三角自旋结构(c)[28]Fig.10㊀Schematic drawing of the sample device for the electrical-transport measurements used inside the pressure cell(a),field dependence Hall conductivity for Mn3Ge at room temperature for selected pressures(b),the inverse triangular magnetic structure of Mn3Ge at ambient pressure(top)and P=2.85GPa(bottom)(c)[28]768博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷图11㊀Mn3Ge单晶的Nernst信号测量曲线[30]Fig.11㊀Nernst signal of the Mn3Ge single crystals[30]示出不同的行为,如图11c所示㊂在这种配置中,Nernst 信号非常小,阶梯状的行为只是略微可见,并且显示出非常弱的温度依赖性㊂除了单晶Mn3Ge之外,Mn3Ge薄膜在室温下也展现出0.1μV㊃K-1的反常Nernst信号,与铁磁性Fe薄膜的反常Nernst信号(0.4μV㊃K-1)相当[29]㊂4㊀六角Mn3Ga合金的输运性质4.1㊀Mn3Ga中的AHE到THE的转变在同样具有手性的非共线三角反铁磁Mn3Ga中依然存在大的AHE㊂不同的是Mn3Ga存在六角到正交的晶格畸变,原来的共面磁结构会向c轴转变,使得非共面磁结构产生,这就导致Mn3Ga中THE的出现[31]㊂Mn3Ga在100Oe磁场下的磁化强度会随温度的降低先增加(图12)[31],到140K左右出现一个磁转变,并且升降温曲线在此处展现出很明显的热滞,此处即为六角结构到正交结构的轻微畸变[32]㊂变频交流磁化率的测量表明这个转变没有频率依赖(图12插图),和结构变化相对应㊂图12㊀Mn3Ga在100Oe磁场下的热磁曲线,插图为不同频率的交流磁化率实部随温度的变化关系[31]Fig.12㊀M-T curves measured at100Oe field for Mn3Ga,the inset is temperature dependence of the real part of AC susceptibilitymeasured at different frequencies[31]图13a和13b为不同温度下多晶Mn3Ga的霍尔电阻率测量图[31]㊂在较低的磁场范围内,ρxy随着磁场的增大迅速增大,并且展现出比较小的磁滞㊂在低于100K 的温度范围内,曲线的形状及ρxy的值并不随温度明显变化(图13a)㊂当温度高于100K时,曲线的形状类似,随着磁场的增加,ρxy先迅速增大后趋于平缓㊂自发霍尔效应的符号在高于100K时发生改变,这个温度临界点对应于Mn3Ga的六角结构到正交结构的转变温度㊂随着磁场的增大,霍尔电导率σxy先迅速增加,当磁场高于0.03T之后,又逐渐减小(图13c)㊂图13d为ρxy中提取到的ρT xy,可以看到ρT xy几乎不随温度的变化而变化㊂同时,ρT xy随着磁场增加先迅速增大继而减小,表现出一个极值㊂ρT xy的极值大小也几乎与温度无关,最大值约为0.255μΩ㊃cm,比块体MnNiGa(~0.15μΩ㊃cm)和MnGe(~0.16μΩ㊃cm)的值都大[33,34]㊂THE的出现是由于在Mn3Ga中伴随着六角结构到正交结构的转变,磁矩排列由非共线向非共面转变导致的㊂4.2㊀Mn3Ga/PMN-PT中的AHE室温反铁磁自旋电子器件的主要瓶颈之一是反铁磁材料中有限的各向异性磁电阻导致的小信号读出㊂这可以通过在非共线反铁磁物质中利用Berry曲率诱导的反常霍尔电阻或者基于反铁磁自旋的有效操纵建立磁隧道结器件来克服㊂因此,刘知琪团队在300ħ的溅射温度下在(100)取向的铁电0.7PbMg1/3Nb2/3O3-0.3PbTiO3(PMN-PT)单晶衬底上生长了50nm厚的Mn3Ga薄膜,并通过压电应变调制对反常霍尔电阻进行了研究[35]㊂研究结果表明,在50~300K的温度范围内,随着温度的降低,零磁场下的霍尔电阻从~0.112Ω增加到~0.364Ω,用于切换反常霍尔电阻的矫顽场从93mT显868博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质图13㊀不同温度下六角Mn 3Ga 的AHE(a~c)和THE(d)[31]Fig.13㊀Anomalous Hall effect (a~c)and topological Hall effect (d)of hexagonal Mn 3Ga at different temperatures [31]著增加到667.6mT(图14a ~14c)㊂由于静电调制机制对50nm 厚的Mn 3Ga 金属薄膜几乎不起作用,因此通过在PMN-PT 衬底上垂直施加4kV㊃cm-1的栅极电场E G ,分析了压电应变对AHE 的影响,如图14d ~14f 所示㊂可以看到E G =4kV㊃cm-1的AHE 在所有温度下都表现出巨大的变化㊂例如在50K 的温度下,零场的霍尔电阻从E G =0kV㊃cm-1时的~0.364Ω变化到了E G =4kV㊃cm-1时的~0.010Ω㊂由于非共线反铁磁体中的AHE 是其自旋结构的敏感探针,压电应变下AHE 的巨大变化表明其自旋结构在应变调控下发生了巨大的变化㊂4.3㊀Mn 3Ga 薄膜中的逆自旋霍尔效应和自旋泵浦自旋泵浦效应是产生自旋流的重要方法,进一步利用逆自旋霍尔效应(ISHE),可以将自旋流转化为可探测的电荷信号,从而实现自旋泵浦的电测量㊂因此,自旋泵浦效应结合ISHE 成为研究各种材料中自旋-电荷转换的经典手段㊂Singh 等对室温下多晶Mn 3Ga /CoFeB 异质结中的ISHE 和自旋泵浦效应进行了系统的研究[36]㊂实验中通过对ISHE 进行不同角度的测量来分解各种自旋整流效应㊂最终得到的自旋混合电导系数㊁自旋霍尔角和自旋霍尔电导率的值分别为(5.0ʃ1.8)ˑ1018m -2㊁0.31ʃ0.01和7.5ˑ105(ћ/2e)Ω-1㊃m -1㊂如此高的自旋霍尔角和自旋霍尔电导率使得Mn 3Ga 在未来的自旋电子器件中具有很好的应用前景㊂5㊀结㊀语本文对具有非共线反铁磁的DO 19型六角Mn 3Z (Z=图14㊀在300K(a)㊁200K(b)和50K(c)的温度下,E G =0kV㊃cm -1时Mn 3Ga /PMN-PT 异质结构的反常霍尔电阻;在300K (d)㊁200K(e)和50K(f)的温度下,E G =4kV㊃cm -1时Mn 3Ga /PMN-PT 异质结构的反常霍尔电阻[35]Fig.14㊀Magnetic-field-dependent anomalous Hall resistance of the Mn 3Ga/PMN-PT heterostructure at E G =0kV㊃cm -1at 300K(a),200K (b)and 50K(c);magnetic-field-dependent anomalous Hall re-sistance of the Mn 3Ga/PMN-PT heterostructure at E G =4kV㊃cm -1at 300K(d),200K(e)and 50K(f)[35]968博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷Ga,Ge,Sn)合金的磁性和输运性质进行了综述㊂发现通过理论计算对Mn3Z合金的输运性质进行预测之后,在实验上都得到了验证,并观察到了非常优异的物理性能㊂这表明通过理论计算能带结构,调控和发现E F附近具有Weyl点的材料,从而寻找输运性能优异的材料是可行的㊂当前对Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)合金的报道已经提供了明确的经验框架,为后期及进一步制作具备优良性能的非共线反铁磁材料打下了坚实的基础㊂因此,还需要大量的理论计算及实验以进一步指导六角反铁磁材料输运性能的有效调控㊂另外,通过对其他材料体系的研究发现,适当的无序掺杂会明显提高材料拓扑能带引起的Berry曲率,进而提升其输运性能,这为将来进一步提升六角反铁磁Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)合金的性能提供了重要思路㊂参考文献㊀References[1]㊀ZHANG Y,SUN Y,YANG H,et al.Physical Review B[J],2017,95(7):075128.[2]㊀KÜBLER J,FELSER C.EPL(Europhysics Letters)[J],2018,120(4):47002.[3]㊀NAGAMIYA T.Journal of the Physical Society of Japan[J],1979,46(3):787-792.[4]㊀TOMIYOSHI S,YAMAGUCHI Y.Journal of the Physical Society ofJapan[J],1982,51(8):2478-2486.[5]㊀SANDRATSKII L M,KÜBLER J.Physical Review Letters[J],1996,76(26):4963.[6]㊀ZHANG D,YAN B,WU S C,et al.Journal of Physics:CondensedMatter[J],2013,25(20):206006.[7]㊀BROWN P J,NUNEZ V,TASSET F,et al.Journal of Physics:Condensed Matter[J],1990,2(47):9409.[8]㊀NYÁRI B,DEÁK A,SZUNYOGH L.Physical Review B[J],2019,100(14):144412.[9]㊀YANG H,SUN Y,ZHANG Y,et al.New Journal of Physics[J],2017,19(1):015008.[10]LIU Z H,TANG Z J,TAN J G,et al.IUCrJ[J],2018,5(6):794-800.[11]KALACHE A,KREINER G,OUARDI S,et al.APL Materials[J],2016,4(8):086113.[12]NAKATSUJI S,KIYOHARA N,HIGO T.Nature[J],2015,527(7577):212-215.[13]SONG Y,HAO Y,WANG S,et al.Physical Review B[J],2020,101(14):144422.[14]OHMORI H,TOMIYOSHI S,YAMAUCHI H,et al.Journal ofMagnetism and Magnetic Materials[J],1987,70(1-3):249-251.[15]LI X,XU L,DING L,et al.Physical Review Letters[J],2017,119(5):056601.[16]FENG W J,LI D,REN W J,et al.Physical Review B[J],2006,73(20):205105.[17]GALLAGHER J C,MENG K Y,BRANGHAM J T,et al.PhysicalReview Letters[J],2017,118(2):027201.[18]KANAZAWA N,KUBOTA M,TSUKAZAKI A,et al.Physical Re-view B[J],2015,91(4):041122.[19]BRUNO P,DUGAEV V K,TAILLEFUMIER M.Physical ReviewLetters[J],2004,93(9):096806.[20]SHIOMI Y,MOCHIZUKI M,KANEKO Y,et al.Physical ReviewLetters[J],2012,108(5):056601.[21]ROUT P K,MADDURI P V P,MANNA S K,et al.Physical Re-view B[J],2019,99(9):094430.[22]HUANG S Y,WANG W G,LEE S F,et al.Physical Review Let-ters[J],2011,107(21):216604.[23]XIAO D,YAO Y,FANG Z,et al.Physical Review Letters[J],2006,97(2):026603.[24]IKHLAS M,TOMITA T,KORETSUNE T,et al.Nature Physics[J],2017,13(11):1085-1090.[25]HASEGAWA K,MIZUGUCHI M,SAKURABA Y,et al.AppliedPhysics Letters[J],2015,106(25):252405.[26]NAYAK A K,FISCHER J E,SUN Y,et al.Science Advances[J],2016,2(4):e1501870.[27]SUKHANOV A S,SINGH S,CARON L,et al.Physical Review B[J],2018,97(21):214402.[28]DOS REIS R D,ZAVAREH M G,AJEESH M O,et al.PhysicalReview Materials[J],2020,4(5):051401.[29]HONG D,ANAND N,LIU C,et al.Physical Review Materials[J],2020,4(9):094201.[30]WUTTKE C,CAGLIERIS F,SYKORA S,et al.Physical Review B[J],2019,100(8):085111.[31]LIU Z H,ZHANG Y J,LIU G D,et al.Scientific Reports[J],2017,7(1):1-7.[32]NIIDA H,HORI T,NAKAGAWA Y.Journal of the Physical Societyof Japan[J],1983,52(5):1512-1514.[33]WANG W,ZHANG Y,XU G,et al.Advanced Materials[J],2016,28(32):6887-6893.[34]KANAZAWA N,ONOSE Y,ARIMA T,et al.Physical Review Let-ters[J],2011,106(15):156603.[35]GUO H,FENG Z,YAN H,et al.Advanced Materials[J],2020,32(26):2002300.[36]SINGH B B,ROY K,CHELVANE J A,et al.Physical Review B[J],2020,102(17):174444.(编辑㊀吴㊀锐)078博看网 . 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复相多铁材料中电场调控自旋的翻转
复相多铁材料中电场调控自旋的翻转王敦辉;杨艳婷;曹庆琪;都有为【摘要】电场调控的自旋翻转因在低能耗高密度的新型存储器件中有巨大的应用潜力而受到人们的广泛关注.在复相多铁材料中,利用磁电耦合效应有可能实现电场调控自旋的翻转.我们在CoPt/PMN-PT异质结中,利用电场调控矫顽力的变化,实现了电场调控自旋的翻转.在铁磁形状记忆合金Mn-Ni-Sn与0.7Pb(Mg1/3Nb2/3) O3-0.3 PbTiO3组成的复合材料中,通过电场调控交换偏置场的变化,无需偏置磁场就可以实现电场调控自旋的翻转.【期刊名称】《吉林师范大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2014(035)002【总页数】4页(P11-14)【关键词】自旋翻转;逆磁电效应;应力调控;偏置磁场【作者】王敦辉;杨艳婷;曹庆琪;都有为【作者单位】南京大学物理学院,江苏南京210093;南京大学固体微结构国家重点实验室,江苏南京210093;南京大学物理学院,江苏南京210093;南京大学固体微结构国家重点实验室,江苏南京210093;南京大学物理学院,江苏南京210093;南京大学固体微结构国家重点实验室,江苏南京210093;南京大学物理学院,江苏南京210093;南京大学固体微结构国家重点实验室,江苏南京210093【正文语种】中文【中图分类】O4690 引言电场对磁性的调控，又称为逆磁电效应，因其在传感器、高密度信息存储以及磁电子学等方面的潜在应用而受到人们广泛的关注［1-2］.目前在复相多铁材料中，逆磁电效应主要表现为外电场对磁矩大小、磁晶各向异性、自旋翻转、磁畴和磁电阻等行为的调控.其中，电场对自旋翻转的调控不但有利于减少能源损耗，而且同时提高了存储密度［3-5］，所以在“电写—磁读”式的新型信息存储技术中具有重要的科学意义.在复相多铁材料中，利用电场对材料矫顽力的调控有望能实现电场调控的自旋翻转［6-8］.到目前为止，复相多铁材料中电场对磁性的调控从机制上可以分为三类［9］:第一，应力调控机制.这种机制是指在具有压电效应的铁电材料和具有磁致伸缩效应的铁磁材料所组成的铁磁/铁电复合材料中，通过界面应力的传递，最终实现电场对磁有序的调控.其磁电耦合系数可以表述为［6］:从上面公式可以得出，只要选择具有大磁致伸缩系数的铁磁层和优异压电特性的铁电层，就能在应力调控的复相多铁材料中取得较大的磁电耦合效应.第二，交换偏置机制.这种机制是指在单相多铁材料上生长铁磁薄膜，利用单相多铁材料的铁电性与反铁磁性的磁电耦合以及铁磁与反铁磁的界面耦合实现电场对磁性的调控.第三，界面电荷调制.这种机制是指利用电场调控磁性薄膜中载流子的富集或耗散进一步影响交换作用，从而实现对磁性的调控.近年来，利用应力传导机制的磁电耦合效应一直是国际上的研究热点.由于在室温下，具有压电特性和磁致伸缩特性的材料广泛存在，材料方便制备和获得，同时也容易在室温条件下获得大的磁电效应.所以通过铁磁/铁电两相之间的应力/应变传递来实现的磁电耦合效应，具有良好的发展前景［6，9］.1 实验部分将CoPt和MnNiSn合金作为铁磁层，PMN-PT作为压电层，制备了磁电复合材料.采用振动样品磁强计(VSM，Microsense EV7)和超导量子干涉仪(SQUID，Quantum Design MPMS XL-7)对样品磁电耦合性能进行表征，电压源由电表(Keithley2410)提供.2 结果与讨论在以应力传导机制为媒介的复相多铁材料中，采用电场来调控磁化强度大小变化相对容易，但是利用电场来控制自旋翻转的报道还相对较少.我们选取具有大磁致伸缩系数二元合金CoPt、铁磁形状记忆合金(FSMA)作为铁磁层，选取具有优异压电特性的Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-PbTiO3(PMN-PT)作为压电层，制备了铁磁/铁电复相多铁材料.在该类材料中，利用电场调控的矫顽力(HC)或偏置场(HE)的变化，实现了电场调控的自旋翻转.图1是铁磁/铁电复相多铁材料中，不同电场下的M-H曲线变化示意图.曲线1、2和3分别对应着E=0、正向电场和反向电场的M-H曲线.由于施加不同方向的电场，压电材料分别输出张应变和压应变，从而对材料的磁各向异性产生不同的影响.从图1中可以看出，对压电衬底加正向电场或反向电场后，磁性层的HC可以相应地增大或减小.利用电场对矫顽力的调控，在该材料中可以实现电场调控的自旋翻转.图1 铁磁/铁电复相多铁材料在不同电场下的M-H曲线示意图图2 (a)CoPt/PMN-PT异质结在不同电场下的M-H曲线;(b)临界场为167 Oe时电场调控的自旋翻转图2(a)是在CoPt/PMN-PT异质结中，当磁场平行于异质结表面时不同电场下的M-H曲线.在正向电场作用下，CoPt矫顽力由零电场时的HC(0)=147 Oe的增大到HC(E)=185 Oe，增大了26%.如果在HC(0)和HC(E)之间选择一个合适的点HC(X)，满足HC(0)＜HC(X)＜HC(E)的条件.在这点撤掉电场后，可以实现磁矩由正到负符号的变化;当磁场反向时，撤掉电场也会实现电场调控的磁矩由负到正的变化.为了实现这一电场调控自旋翻转的过程，我们选择临界场HC(X)=－167 Oe，如图2(b)所示.当异质结在正向电场作用下到达该临界场时，突然撤掉电场，磁矩发生了从A点到B点的跃变，其符号由正变负，即电场调控的自旋翻转［10］.当磁场从－1000 Oe经过零磁场到达临界场167 Oe时，根据类似的原理，也可以实现电场调控的自旋由负到正的翻转.这种翻转不是简单的磁矩数值大小的变化，而是其符号发生了改变.在上述应力传导为媒介的铁磁/铁电复相多铁材料中，电场调控自旋翻转是通过矫顽力变化来实现的，但是它需要借助偏置磁场(Hbias)的辅助才能完成，从而给器件设计带来了不便［11］.下面我们将介绍如何利用电场调控的交换偏置效应来实现无偏置磁场下的电控自旋翻转.我们在高锰含量的铁磁形状记忆合金Mn50.1Ni39.3Sn10.6(Mn-Ni-Sn)中，通过增加其反铁磁交换作用的成份，利用低温时反铁磁和铁磁耦合的共存，获得了较大的交换偏置场［12］.有文献报道称应力可以对铁磁形状记忆合金中的磁交换作用产生影响［13］.利用铁磁形状记忆合金这一特殊的性质，我们以PMN-PT作为压电层，制备了Mn-Ni-Sn/PMN-PT复合材料，研究了以应力为媒介情况下电场调控的交换偏置效应.图3(a)和(b)是不同温度下经过正向和负向磁场冷却后不同电场下Mn-Ni-Sn铁磁形状记忆合金的M-H曲线.通过给压电体施加电场，其产生的应力传导到Mn-Ni-Sn合金上，影响了反铁磁和铁磁的界面耦合，从而使Mn-Ni-Sn磁性能发生明显的变化.从图中看以看到，在电场作用下，Mn-Ni-Sn合金的M-H曲线沿外磁场方向平移，HE大小也发生了改变，同时伴随HC及饱和磁化强度的变化.电场调控的交换偏置效应是应力影响了合金的Mn-Mn间距以及铁磁反电磁界面处磁矩的相对排列所致［14-16］.利用图3(b)所示的电控交换偏置结果，我们可以在零偏置磁场时实现电场调控的自旋翻转.图3 通过加某一电场X后，Mn-Ni-Sn铁磁形状记忆合金在不同温度(T1和T2)的交换偏置、矫顽力及饱和磁化强度发生明显变化图4 利用电场调控交换偏置效应在无偏置磁场时实现电场调控自旋翻转的示意图图4为利用电场调控交换偏置效应在无偏置磁场时实现电场调控自旋翻转的示意图.图4(a)是沿负外磁场冷却后所表现出的偏置效应.利用电场调控的交换偏置效应，我们在M1点对该材料施加电场，磁化强度将由M1点立刻跳变到M2点，磁化强度符号由负变正，如箭头所示.换句话说，我们可以在无偏置磁场的条件下就实现了电场调控的自旋翻转.类似地情况下，沿正外磁场冷却，也可以实现电场调控的由负到正的自旋翻转，如图4(b)所示.该结果有望在低能耗、高密度存储等领域有一定的应用价值［17］.3 结论我们制备了CoPt/PMN-PT异质结，室温时表现出较强的磁电耦合.利用电场调控的矫顽力变化，实现了电场调控的自旋翻转.在高锰铁磁形状记忆合金MNS/PMN-PT复合材料中，矫顽力和偏置场在电场作用下均发生明显的变化.利用电场调控的偏置场变化，可以在无偏置磁场的条件下实现电场调控的自旋翻转.该结果可以在低能耗、高密度的新型存储器件中有一定的应用.参考文献【相关文献】［1］W.Eerenstein，N.D.Mathur，J.F.Scott.Multiferroic and magnetoelectric materials ［J］.Nature，2006，442:759 ～765.［2］M.Bibes，A.Barthélémy.Towards a magnetoelectric memory［J］.Nature Mater.，2008，7:425 ～426.［3］N.A.Spaldin，S.W.Cheong，R.Ramesh.Multiferroics:Past，present，and future ［J］.Phys.Today，2010，63:38 ～43.［4］R.Ramesh，N.A.Spaldin.Multiferroics:progress and prospects in thin films［J］.Nature Mater.，2007，6:21 ～29.［5］G.Srinivasan.Magnetoelectric Composites［J］.Annu.Rev.Mater.Res.，2010，40:153 ～ 178.［6］C.W.Nan，M.I.Bichurin，S.X.Dong，et al.Multiferroic magnetoelectric composites:Historical perspective，status，and future directions［J］.J.Appl.Phys.，2008，103:031101-1 ～35.［7］Y.J.Chen，T.Fitchorov，C.Vittoria，et al.Electrically controlled magnetization switching in a multiferroic heterostructure［J］.Appl.Phys.Lett.，2010，97:052502-1～3. ［8］D.Chiba，M.Yamanouchi，F.Matsukura，et al.Electrical Manipulation of Magnetization Reversal in a Ferromagnetic Semiconductor［J］.Science，2003，301:943 ～945.［9］C.A.F.Vaz.Electric field control of magnetism in multiferroic heterostructures［J］.J.Phys.:Condens.Matter，2012，24:333201-1 ～29.［10］Y.T.Yang，Q.M.Zhang，D.H.Wang，et al.Electric field control of magnetic properties in CoPt/Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-PbTiO3heterostructure at room temperature ［J］.Appl.Phys.Lett.，2013，103:082404-1 ～ 4.［11］S.Dong，J.Zhai，J.Li，et al.Near-ideal magnetoelectricity in high-permeability magnetostrictive/piezofiber laminates with a(2-1)connectivity［J］.Appl.Phys.Lett.，2006，89:252904-1 ～3.［12］H.C.Xuan，Q.Q.Cao，C.L.Zhang，et rge exchange bias field in the Ni－ Mn －Sn Heusler alloys with high content of Mn［J］.Appl.Phys.Lett.，2010，96:202502-1 ～3. ［13］S.Y.Chen，D.H.Wang，Z.D.Han，et al.Converse magnetoelectric effect in ferromagnetic shape memory alloy/piezoelectric laminate［J］.Appl.Phys.Lett.，2009，95:022501-1 ～3.［14］P.J.Brown，A.P.Gandy，K.Ishida，et al.The magnetic and structural properties ofthe magnetic shape memory compound Ni2Mn1.44Sn0.56［J］.J.Phys.:Condens.Matter，2006，18:2249 ～2259.［15］J.Kubler，A.R.Williams，C.B.Sommers.Fortnation and coupling of magnetic moments in Heusler alloys［J］.Phys.Rev.B，1983，28:1745 ～1755.［16］S.Y.Yu，Z.X.Cao，L.Ma，et al.Realization of magnetic field-induced reversible martensitic transformation in NiCoMnGa alloys［J］.Appl.Phys.Lett.，2007，91:102507-1 ～3.［17］Y.H.Chu，L.W.Martin，M.B.Holcomb，et al.Electric-field control of local ferromagnetism using a magnetoelectric multiferroic［J］.Nature Mater.，2008，7:478 ～482.。
材料磁电效应的研究及应用
材料磁电效应的研究及应用摘要：磁电材料具有独特的磁电效应，能实现磁场与电场的相互转换，在磁电传感器、磁记录和微波器件等领域具有广泛的应用前景。
本文阐述了磁电效应的产生机理及其研究历史，重点介绍了磁电复合材料的分类及相应的制备方法和研究状况。
文章最后简述了磁电材料的几个主要应用方向。
关键词：磁电效应；磁电材料；复合材料；铁电；铁磁Research and Application of Magnetoelectric effectAbstract:With a unique magnetoelectric effect, magnetoelectric material can achieve the mutual transformation between magnetic and electric fields, which has extensive applications in the field of magnetic sensors, magnetic recording and microwave devices.In this paper, the basic mechanism of the magnetoelectric effect and its research history were illustrated. The classification of magnetoelectric composites, the corresponding preparation methods and its research status were emphatically introduced. Finally, several main application directions of magnetoelectric material were sketched briefly.Keywords: ：magnetoelectric effect；magnetoelectric Materials；composites；ferroelectric; ferromagnetic1引言作为新材料研究领域的核心，具有力、热、电、磁、声、光等特殊性能的功能材料对高新技术的发展起着重要的推动和支撑作用。
磁调制半导体纳米体系中电子自旋输运
为了揭示这种器件与 自 旋有关的一般的输运特性 ，在这篇文章里我们
圈 Ｉ ■啊—● 体］、 ｌ 咻 － 簟曩和囊ｌ势 戋
研究一般的、 真实的情况。 我们取 Ｉ ｓ ｎ 半导体材料 ， Ａ 通过数值计算发现在
很宽的 电子能量范围内这样 一 器件拥 有相 当的电子 自 种 旋极化 ，特 别是，在共振时其自 旋极化度超过 ８ ％。因此，我们所 ０
二
理论 模 型和 方 法
．
我们 考虑的系统是一个 在 （ ， Ｘ Ｙ）平面 内的二维 电子气 （ Ｄ Ｇ） ２ Ｅ ，其 由量子 阱提 供并被难 的、守ｆ ｜不均匀 的磁场 ｈ ： 】 所调制 。如 图 １（）所示，实验 上，这 一系统 可以通过在半 导体 异质 结上沉积 铁磁 条带实现，其中磁条的磁化 强度、宽度、 ａ 高度和磁 化方 向分 别用 Ｍ 、 ｄ、 ｈ和 表 示 ，而参数 ｚ 表 示磁条与 ２ Ｅ 之间的垂直 距离 。磁化 的磁条 将产 生一垂直 的 ０ ＤＧ 磁场 （ 之方向）作 用于 ２ Ｅ Ｄ Ｇ，如图 １（ ）所示。可 以假设磁 条产生的磁场 在 Ｙ厅向是均 匀的 ，仅仅沿着 轴 发生变化 ， ｂ 而且 该磁场 Ｂ＝Ｂ （ ｉ可表￣ ： ） ［７ １１
运动。一种简单的、实验上极具吸引力的自旋器件方案是，在普通的半导
体 异质结表面沉积单一的铁磁性条带 【 ，１】 １ ６。这种器件 的 电子 自旋输运 ５ 性质 已经引起了人们的极 大兴趣 ，而且通 过数值计算 已经得到 了许多有趣
的结果。但是，在这些研究当中，出于方便这种器件常常被理想化【 】 ｌ 或 ６
Ｖ １ ７ Ｎｏ １ ｏ２ ＿． ．】
ＮＯ ． ０ ６ Ｖ２ ０
铁磁-反铁磁体系交换偏置的几个问题
铁磁-反铁磁体系交换偏置的几个问题郭子政【摘要】交换偏置现象目前已经在磁头、磁传感器等许多方面取得广泛应用.随着对交换偏置现象的研究越来越深入,许多新的有着潜在应用价值的实验现象被相继发现,比如,交换偏置角度依赖关系中的阶跃现象等；一些磁学模型中的原始问题也逐渐被重新认识,比如斯通纳-沃尔法斯模型中矫顽力的计算问题等；一些计算方法被逐渐完善,比如等效各向异性场方法等；学科交叉和渗透越来越广泛,比如应变工程的概念也进入到交换偏置领域等等.本文对铁磁/反铁磁双层膜系统中交换偏置研究中与上述阶跃现象、矫顽力计算、等效各向异性场方法、应变工程等内容相关的研究和进展情况做了简要综述.【期刊名称】《信息记录材料》【年(卷),期】2012(013)001【总页数】6页(P47-52)【关键词】交换偏置;矫顽力;阶跃现象;斯通纳-沃尔法斯模型【作者】郭子政【作者单位】华南农业大学理学院应用物理系,广州510642【正文语种】中文【中图分类】TQ581 引言交换偏置（exchange bias，EB）原指铁磁（FM）－反铁磁（AFM）体系在外磁场中从高于反铁磁材料的奈尔温度冷却到低温后，铁磁层材料的磁滞回线沿磁场轴偏离原点（其偏离量被称为交换偏置场），同时伴随矫顽力增加的现象［1］。
后来的研究表明，交换偏置现象是磁学系统的普遍现象。
除了在铁磁／反铁磁系统存在交换偏置现象外，现已发现，在AFM／FM／NM／FM（NM：nonmagnetic）结构的自旋阀的两个铁磁层存在交换偏置［2］，在软硬磁交换耦合的铁磁层中存在交换偏置［3，4］，在硬FM／NM／软FM 结构的存在面内各向异性（in－plane anisotropy）或垂直各向异性（perpendicular anisotropy）的赝自旋阀结构（pseudo spin valves）也存在交换偏置［5－10］。
在所谓的超磁致伸缩交换耦合弹性多层膜（giant magnetostrictive spring－exchange multilayers）系统中也发现了交换偏置现象［11］。
【国家自然科学基金】_自旋-轨道相互作用_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140802
推荐指数 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2010年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14
科研热词 第一性原理 反铁磁 非平衡态格林函数 阻挫 量子点 轨道杂化 自旋过滤 自旋输运 自旋轨道耦合 自旋极化输运 耦合 电子结构 交换相互作用 rashba
2008年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14
科研热词 推荐指数 持续自旋流 2 rashba自旋-轨道相互作用 2 逾渗 1 自旋极化 1 网络效应 1 磁电阻 1 极化子 1 半金属 1 半导体量子点 1 光学声子平均数 1 介观环 1 一维环 1 rashba自旋轨道相互作用 1 dresselhaus自旋-轨道耦合 1
2009年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33
科研热词 铁卟啉 轨道有序 自选状态 自旋轨道相互作用 自旋失措 纠缠度 精细结构 第一性原理计算 第一原理 相对论无规位相近似 相对论修正 电流 电子结构 狄拉克方程 活化机理 梯形化合物 格林函数方法 库仑相互作用 巨共振 局域自旋极化 密度泛函理论 密度泛函 多铁 多极 分子轨道 几何结构和电子性质 几何相位 rashba自旋轨道耦合 ni25+离子 nav2o4f dresselhaus自旋轨道耦合 dm相互作用 c60(cf3)n(n=2,4,6,10)
推荐指数 2 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2011年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33
自旋电子学和自旋流
评述自旋电子学和自旋流沈顺清(香港大学物理系 香港)摘 要 传统的电子学完全忽略了电子自旋,这使人们在探索未来半导体工业发展时有了新的契机和可能的研究方向.自旋电子学旨在利用电子自旋而非传统的电子电荷为基础,探讨研发新一代电子产品的可能性.文章简单介绍了自旋电子学的动机、物理基础以及研究内容,并重点介绍了在自旋电子学器件中起关键作用的自旋流.文章从自旋流的定义、它能产生的物理性质和最近有关自旋流探测的理论和实验进展等三个方面进行阐述.关键词 自旋电子学,自旋流,量子自旋Spi n tron i cs and Spi n CurrentSHEN Shun 2Q ing(D epart m ent of Physics,The U niversity of Hong Kong,Pokfulam Road,Hong Kong,China )Abstract Conventional electr onics co mp letely ignores the electr on s p in,which p rovides us with an unp rece 2dented chance and new starting point t o exp lore the future of the modern sem iconductor and infor mation industry .Sp intr onics,or s p in 2based electr onics,ai m s t o exp loit the subtle and m ind 2bending es oteric quantum p r operties of the electr on t o develop a new generation of electr onic devices .In this paper the motivation,fundamental physics,and scope of s p intr onics will be briefly addressed .The s p in current,one of the essential concep ts in s p intr onics,will be discussed in detail,intr oducing its definiti on,physical effects,and recent theoretical and experi mental p rogress .Keywords s p intronics,s p in current,quantum s p in3 香港研究赞助局基金(批准号:HK U0742/06P )资助项目2007-09-10收到初稿,2007-10-31收到修改稿 Email:sshen@hkucc .hku .hk1 自旋电子学80年前,英国天才理论物理学家狄拉克将新生的量子力学和爱因斯坦的相对论结合,建立了相对论量子力学,成功地解释了电子为什么会具有一种特别的磁性或角动量,即自旋(电子自旋的基本性质见表1).自此,人们清楚地认识到电子不仅带有质量和基本电荷,还带有内禀自旋.在过去80多年里,量子力学的建立和发展使我们对物质的构成和结构,特别是电子的能带结构有了定量的认识.这为半导体晶体管的发明以及半导体工业的建立和快速发展提供了坚实的基础.到上个世纪70年代,传统的电子微处理器和电路被打包到半导体晶片上形成集成电路,随后单个微处理器的尺寸迅速减小.作为指标性的参数,半导体晶片上单位面积的晶体管和电阻数目,在过去的三四十年间,由最初的每12个月到目前的每18个月翻一番.这个指数增长的所谓摩尔定理归纳了半导体和信息工业的发展速度,使原本体积庞大的计算机变成了人们日常生活中不可缺少的用品和工具.这种迅速发展也使半导体晶片上的晶体管快速逼近纳米尺度.由于它不可能小于单个原子,这已变成大规模集成电路发展不可克服的物理极限.与此同时,有限尺度的物理器件引起的热耗散也是集成电路的一大障碍.在思考半导体工业发展方向和新的出路的时候,人们惊讶地发现现在几乎所有的电子产品都只利用了电子的电荷来传输能量和信息.作为电子内禀性质的自旋,除了材料磁性和简单的能级简并外,几乎被完全忽略.这使我们在探索未来半导体工业发展时有了新的契机和可能的研究方向.表1 电子自旋的基本性质(1)电子除了质量和电荷外,还有一个内禀角动量,叫自旋;(2)每个电子自旋都有任意的两个方向.每个自旋的大小为± ( 为Planck常数).当固体中所有的电子自旋指向一个方向时,就形成我们熟知的铁磁体;(3)在磁场中,电子自旋平行或反平行于磁场时,电子具有不同的能量;(4)定向运动的电子形成电流.在通常的电流中,电子自旋的指向是无规的,没有自旋的性质;(5)定向相干运动的电子自旋形成自旋流.在自旋电子器件中,自旋流是传输和控制自旋的载体和动力. 自旋电子学旨在利用电子自旋而非传统的电子电荷为基础,研发新一代电子产品.它不仅对信息工业有着重要影响,而且对电子输运和调控等基础物理研究提供了新的课题,是目前凝聚态和材料物理研究的一个重要领域.简单地说,自旋电子学的原动力可以总结为一句话:传统的电子学完全忽略了电子自旋[1].在日常的家用电器中导电电子的自旋取向是无规的:50%电子自旋向上,50%电子自旋向下.换句话说,电子的自旋完全没有起作用.1988年,超薄多层磁性金属薄膜中巨磁阻效应(G MR)的发现,标志着一个新时代的开始.通常金属都有磁阻效应,当磁场加到金属样品上时,因为洛伦兹力的作用或霍尔效应会改变电流的运动方向,从而引起样品电阻发生改变.当电子开始绕磁场转动时,若没有散射,它对电流没有贡献;当散射发生后,由于电场产生的初始速度会影响下一个回旋轨道.弛豫时间越长(低电阻),磁场作用在电阻上的效应就越大,通常的磁阻率Δρ/ρ∝(H/ρ)2(ρ为电阻,H 为磁场).一般的金属像铁(Fe)和钴(Co)的磁阻率分别可达到0.8%和3.0%.这个性质早已应用到磁探头上读取磁盘记录.1988年,Baibich等人[2]发现,在FeCr磁性多层膜中,磁阻率在T=4.2K时可达到50%,这是当时所知的最高值的10倍以上.在这个实验中,铁磁性的铁层的厚度为30—60!,由非铁磁性的厚度为9—60!的铬层隔开,铁磁层通过非铁磁层反铁磁般地耦合起来.当外加磁场约为20k Oe时,铁磁层会沿一个方向极化.当铁磁层反铁磁般地耦合时,它的电阻大于加上外场后的结果.铁磁层间的反铁磁耦合的强弱与非铁磁铬层的厚度有关.1990年,Parkin等人[3]发现层间反铁磁耦合的强弱随中间层的厚度振荡,因此巨磁阻效应是可调控的.巨磁阻效应并不依赖于电流相对于磁化强度的方向,而是取决于邻近铁磁层磁化强度的相对方向.一个最重要的特征是,当中间隔离层的厚度大于电子的平均自由程(约10n m)后,巨磁阻效应就消失了.这表明相邻铁磁层决定了自旋散射机制.由于磁性和非磁性膜的厚度在电子的平均自由程内,当磁性层中磁化强度平行时,会增加电子的平均自由程,反平行时,会减弱电子的平均自由程,这就导致了巨磁阻效应.这个效应成功地应用于敏感的磁探头设计,极大地提高了磁探头的灵敏度.从此人们开始意识到量子自旋及其输运在电子仪器的研究和应用中的重要性.后来还发现了磁阻率更高的隧穿磁阻效应(T MR)[4].这些效应已广泛应用于磁感应器等商业产品中.在巨磁阻效应发现后不久,美国普渡大学的Datta和Das提出了一种新型的场效应晶体管(field effect transist or)[5].这种晶体管的两个电极,即“源”和“漏”是具有铁磁性的.连接两极之间的半导体通道是由半导体异质结形成的二维电子气.由于电极是铁磁的,期待进入该通道的电子是自旋极化的.电子自旋通过该通道并不受到杂质等的散射,当一个门电压加到晶体管上后,它可以通过电子的自旋轨道耦合控制自旋的进动,进而控制连接两极电流中电子自旋的取向.当电子到达“漏”电极时,如果电子自旋与电极的极化方向一致时,电子就可顺利地进入电极;相反,如果电子自旋与电极的极化方向相反时,电子就不能进入电极.这就实现了晶体管的“开”和“关”.传统的晶体管是利用门电压来控制两极间的电流.大的门电压可以改变电子的运动方向从而切断两极之间的电流,来实现晶体管的“开”和“关”.Datta和Das的晶体管与普通的晶体管相比,它们有相同的结构,所不同的是,前者是利用门电压来改变电子自旋的方向,而后者是利用门电压来改变电子的运动方向.相比之下,改变电子自旋方向所需的能量远比用于改变电子运动方向要小,而且时间更短,效率更高.这个极具创意的思想引起了广泛的重视,它已具有目前自旋电子学器件所要求的特性:(1)它依赖于自旋极化的载流子或电子自旋;(2)运动的自旋可有效地输运和穿透界面;(3)所有的电子自旋可保留足够长的时间以致能完成所需的物理操作.不过到目前为止,这种自旋场效应晶体管还没有在任何实验室中实现.评述在前面提到的两个例子中,一个是金属薄膜的巨磁阻效应,一个是半导体的场效应晶体管.近十几年来,金属的自旋电子学器件得到了快速发展和广泛应用,成为自旋电子学研究的一股重要的推动力.巨磁阻效应和隧穿磁阻效应都可以用自旋输运的两通道图像来理解[6].这种处理并没有要求电子自旋相干.所以总的说来,在金属自旋电子学器件中,我们还没有利用电子自旋的相干性.最近的实验,如电流诱导的磁化强度进动、金属中的自旋霍尔效应等,都实现了相干的自旋电子性质.相信不久的将来,它们会有更广泛的应用.另一方面,由于半导体中电子的自旋相干长度远长于金属中电子的自旋相干长度,使我们更期待半导体在自旋电子学的发展中起到更大的作用.与此同时,利用成熟的半导体工艺也是一个重要原因.在自旋电子学的研究中,简单地说有三个基本的课题:(1)自旋的注入:怎样产生极化的电子或量子自旋态是实现自旋电子学器件的第一步;(2)自旋的操控:怎样利用外场调控电子自旋的量子状态,从而实现所需的物理操作;(3)自旋的探测:成功探测自旋的相干状态是利用量子自旋的必须手段.自旋电子学是实用性较强的学科,带有明确的功利性.由于电子自旋是相对论和量子论相结合的产物,它本身包含了许多基本的课题,但被传统的半导体理论所忽略.对自旋的深入研究,使我们有机会更深入地了解量子力学的基本原理.本文并不打算全面介绍自旋电子学发展现状,我们只集中介绍实现自旋电子学所不可缺少的一个物理量“自旋流”.从自旋流的定义、它所产生的物理性质和最近有关自旋流探测的实验进展等三个方面来阐述.2 自旋流和自旋轨道耦合由于电子带有电荷,电子的定向运动会产生电流,它可以传输能量和信息.虽然电子同时具有内禀的自旋,在一般的电子器件中,导电电子的自旋取向是完全无规的.从整体来看,电子自旋完全没有产生任何物理的效应.在引进自旋流的概念之前,我们首先回顾一下在多体理论中是如何定义电流的.原则上说,任何多体系统在外场中的哈密顿量可写为H=∑i,σ12m p i-ecAσ2+∑i≠jV ij,式中右边,前者是动能项,后者是相互作用项.我们知道电子的速度算子vσ=∑i p i-ecAσ/m≡-ce・9H9Aσ,σ=↑,↓是自旋指标,在这里我们有意引进了与自旋相关的矢势Aσ,以便定义自旋流.原则上说,如果能解出系统的能量本征值E(A↑,A↓),我们就能算出相关的电流je=-e(v↑+v↓)=-e9E9A↑+9E9A↓.但一般来说,电磁场的矢势Aσ是和自旋无关的,A↑=A↓,以致相关的电流也和自旋无关,v↑=v↓.所以我们一般只有电流而没有所谓的自旋流.在考虑了电子自旋后,如果说自旋向上的电子速度不等于自旋向下的速度,例如v↑=-v↓,我们发现系统的电流je≡0,但是很显然,(v↑-v↓)≠0.这个量与电流无关,但可以用来描述电子自旋的运动.考虑电子自旋的单位为 /2,自旋流可以定义为js=2(v↑-v↓).这里我们说自旋向上或向下,实际上已经确定了自旋的方向.理论上说,如果矢势是自旋相关的,A↑≠A↓,这样系统就有可能产生自旋流.在多体系统中,矢势怎样才能和自旋相关呢?从自旋的起源来说,它是一种相对论的量子效应.这自然引导我们从相对论量子力学的基本原理来重新检讨相关的问题.通常电子自旋只和外磁场发生相互作用,即Zee man耦合.而电子自旋和外电场的相互作用是通过所谓的自旋轨道耦合来实现的.自旋轨道耦合首先是在原子物理中被认识到的,可以从经典理论定性地理解:当电子绕着原子核运动时,相对电子来说,带正电的原子核绕着电子运动.运动的原子核产生一个环状的电流.这个电流会在电子处于的原点产生一个垂直于环面的磁场.这个磁场作用在电子自旋上,导致所谓的自旋轨道耦合.考虑到相对论的量子修正,它的大小为ΔV=12m2c21r9V9r S・(r×p)=12m2c2( V×p)・S,式中V为电子和原子核之间的库仑相互作用.这个效应将电子的自旋S与电子的动量p和外场V耦合在一起.从相对论量子力学的观点来看,这个效应来源于正负电子状态之间的相互作用.2m c2实际上反映了正负电子态之间的能隙,大小为1个Me V.通常这个效应比较小,只会在原子体系中出现,例如对原子光谱的影响.虽然在单个原子中,自旋轨道耦合是比较微弱的,但它在某些晶格体系中得到了放大.在固体晶格中,由于晶格的周期性,电子的能谱在倒格矢空间中会形成一定的能带结构.如果晶格系统不具有空评述间反射对称性,自旋轨道耦合在一些特定的区域会得到放大.例如,在破坏了结构对称性的半导体I n 2Ga A s/I n A l A s 二维电子气中,在Γ点附近的电子会感受到强烈的自旋轨道耦合,即Rashba 作用H =p22m+λ(p ×σ)z ,耦合系数λ具有速度量纲[7].一个典型的数量级为λ～10-4c (c 是光速),耦合系数λ反比于半导体中导带和价带之间的能隙.这个值通常是1e V 的量级,和单原子中正负电子之间的能隙相比,整整小了6个数量级.换句话说,在这个系统中,自旋轨道耦合放大了6个数量级,它所导致的能级劈裂已在实验中观测到.这个系数本身可以通过外场来调节.从这样一个具有自旋轨道耦合的系统中,电子的速度算子为v =1mp +ecA σ,(A σ=λm cez ^×σ).我们发现,自旋轨道耦合会导致一个自旋相关的矢势[8].结合电流和自旋流的定义,我们可以说,自旋轨道耦合可以为系统提供一个自旋相关的矢势,这个矢势为自旋流的产生提供了可能.自旋流有它特有的性质.首先它是一个张量,J αs = 2{σα,v},不仅取决于电子的运动方向,还取决于电子自旋的极化方向.不同的极化方向会产生不同的物理结果.一般的电流J e =-ev 在时间反演下,t →-t ,速度v →-v ,而电荷将维持不变,即e →e .这个性质决定了j e →-j e ,即在时间反演下,电流要改变方向.而对于自旋流J αs = 2{σα,v},由于自旋在时间反演下σ→-σ,因此在时间反演下自旋流是不变的.这个性质的本身决定了自旋流是低耗散的,甚至为无耗散的.这一点可以从有阻尼的谐振子运动方程来理解:m x ¨=-kx +λx ・.能量耗散来源于阻尼项λx ・.当λ=0时,谐振子的能量是守恒的,而运动方程在时间反演下是不变的.当阻尼项出现后,它破坏了时间反演进而引起了能量耗散.然而,自旋是否引起耗散的问题,目前还是个有意义的课题.在自旋霍尔效应中,电流所导致的自旋流是无耗散的,但电流本身是有耗散的.一般来说,自旋本身和系统晶格的耦合是相当弱的,与声子本身没有直接的作用,所以传输中的自旋流的耗散,如果有的话,应该是很低的,这也是自旋流优点之一.自旋流另一个特点是它的非守恒性.由于自旋本身不像电荷那样是守恒的,现在所定义的自旋流都是不守恒的.在物理学中,所有的守恒流都对应一个对称性,如电流守恒是有U (1)对称性的.破坏自旋流守恒的因素很多,如杂质散射、自旋轨道耦合及核自旋等.自旋流的非守恒性导致有关自旋流定义的争论[9].本文作者的意见是,关键是要看非守恒的自旋流是否是物理的.随着近期的实验观察证实它是可以产生可观察的物理现象,这个问题答案应该肯定的.下一个问题是,自旋流的存在范围.我们并不期待自旋流能像电流一样用高压电线来长距离传输,它的应用只会在介观或纳米尺度的电子器件中,所以自旋流的应用尺度应该是限制在自旋相干长度内.对于半导体材料而言,是几个或几百个微米之间.现在已有实验数据表明,半导体异质结中自旋相干长度是可通过外场来调节的.因此,寻找具有超长的自旋相干长度的半导体材料是自旋电子学的发展方向之一.3 自旋流产生的物理效应要控制和利用自旋流,首先需要了解自旋流能产生哪些物理效应.在过去几年中,我们对自旋的性质有了深入的研究和理解,特别是有关自旋霍尔效应的研究使自旋流成为目前凝聚态物理中的一个重要课题.3.1 自旋流与电场由B i ot 2Savart 定理可知,电流可在空间中产生一个环绕电流的磁场.与之相对应的是一个磁偶极矩的流可以产生一个电偶极矩场,这个电场是可以计算的.一个简单的方法是将自旋流设想为正负两种磁“荷”±q mc 相对运动,而两种磁场的距离为δ.当δ→0+和q mc →+∞,我们可以得到一个有限的磁偶极矩m =q mc δm ^(m ^为流极化方向).这样自旋流可唯象地看成一组运动的磁偶极矩,每个磁偶极矩会产生磁场[10].在洛伦兹变换下,这个磁场就会转化为电场.对于自旋流J m δV 而言,它产生的电场分布为E =∫μ4πJ m d V ×1R 3m ^-3R (R ・m^)R2.这个电场较小,但还是可观测的.3.2 自旋流在电场下的运动在电动力学中,我们知道电流在磁场的作用下会感受到切向的洛伦兹力F =j c ×B .那么作为对应,自旋流是否会在电场下感受到任何经典作用力呢?本文作者研究发现[8],作为非相对论极限下的结果,自旋轨道耦合会导致一项依赖于自旋和外场评述的反常速度δv=e4m2c2σ×ε.从海森伯运动方程和量子力学的对应原理,我们可以推出一个类似牛顿力学第二定律的算子方程.对应于任何量子态而言,我们发现m〈d vd t〉=e2│ε│4m2c2Jεs×ε,其中自旋流定义为沿电场方向极化,Jεs=4〈{v,σ・εε}〉.像电流一样,多体系统的自旋流可为一个宏观量.这个结果表明,自旋流在电场下感受到的力正比于沿电场方向极化的自旋流的大小和电场的平方,力的方向垂直于电场和自旋流的流向.这一点十分类似于洛伦兹力,但由于该力正比于电场的平方,又完全不同于洛伦兹力.对于自由电子而言,这个力是非常微弱的,但对于调控量子自旋来说,它已是足够产生可观测的效应.例如它仍可看作电子波包蠕动(zitterbe wegung)的物理起源.半导体系统为检测这个相对论量子效应提供了可行的平台.相比于正电子和负电子之间的能隙2m c2=1.06Me V,一个典型的导带和价带电子之间能隙只有e V量级.自旋轨道耦合是反比于能带间的能隙,因此半导体中有可能存在较大的自旋轨道耦合,从而产生可观测的物理结果.对于具有Rash2 ba作用的系统,H R=λ(p xσy-p yσx),它等价于一个有效电场垂直于二维平面的体系.电子是限制在二维范围内运动,这个体系的自旋切向力为F=4m2λ22J z s×z^.3.3 自旋流与自旋积累自旋流产生的一个直接的物理结果是自旋流在边界条件下会产生自旋积累.由于自旋积累本身不像电荷积累会产生一个电场或其他的动力,它只能靠自旋扩散来达到平衡.因此自旋扩散长度和自旋弛豫时间在自旋积累问题中是十分重要的.一般来说,自旋流Jαs和自旋密度分布Sα(r)可以用一个连续性方程来描述[11]9Sα9t+ ・Jαs=-Sατs- ρτ,其中ρτ是力矩偶极密度.对于一个平衡态来说,自旋密度不随时间变化.在系统体内,自旋流和力矩密度的散度都是均匀的,但在边界上自旋流应该为零.这样从体内到边界 ・Jαs 是不为零的,从而在边界会产生非均匀的自旋分布Sα(r)≠0.从物理上说,只有自旋扩散才能平衡体内的自旋流.通常我们引进自旋相关的化学势μσ来描述扩散过程.扩散方程的形式为[12]2(μξ(r)-μψ(r))=μξ(r)-μψ(r)D2,其中D为扩散系数.这个方程的解取决于边界条件和体内自旋流分布.一般来说,自旋分布的幅度正比于体内自旋流的大小,而分布按幂指数衰减e-r/D.扩散长度决定了自旋积累的范围.3.4 自旋流的散射效应纯自旋流是具有时间反演不变性的.当它受到自旋相关的杂质或势垒散射时会产生电流或电势差.一个最简单的图像是,观察纯自旋流通过一个自旋相关的一维势垒的散射.这个势垒的自旋劈裂可以由外磁场产生.假设自旋向上的势垒高于自旋向下的的势垒,这样对于具有相同动量的电子来说,自旋向上的电子的透射系数Tξ会小于自旋向下的透射系数Tψ.假设纯自旋流由两组自旋不同而运动相反的电子组成,其结果是产生的电流正比于(Tξ-Tψ).自旋流可以通过逆的自旋霍尔效应产生电流.由于散射机理不同可分为内禀和外在的两种.外在机理是由杂质势或Mott散射引起的[13].一般说来,杂质势是具有自旋轨道耦合的,即LS耦合,V=ξ(r)L・S.如果角动量方向确定,对于不同自旋的电子,由于〈L・S〉的数值不同,所以受到的散射是不对称的,这个性质是英国物理学家Mott早在1929年发现的.因此,自旋流受到这种杂质势的散射会产生一个横向的电流.对于有限宽的条状样品,由于边界的限制,可以产生霍尔电压.另一类内禀机制是由源于电子能带相关的自旋轨道耦合引起的[14].对于具有破坏结构反射对称性的二维电子气,垂直平面极化的自旋流在强烈的Rashba自旋轨道耦合作用下会产生自旋切向力,F=4m2λ22J z s×z^,在弛豫时间(τ)近似下,会产生一个垂直于自旋流的漂移速度〈vy〉4mλ22J z sτ,从而形成霍尔电流.进一步的研究表明,对于介观系统(小于自旋相干长度)而言,自旋流的自旋极化方向和自旋轨道耦合的对称性对散射效应起了决定性作用.例如平面内极化的自旋流在Rashba系统中产生不同形评述式的电流效应[15].4 自旋流的产生和测量在过去几年里,关于自旋流的产生和测量无论在理论方面还是在实验方面都取得了重大的突破.在理论方面,H irsch重新讨论了自旋霍尔效应[16],电流基于杂质散射可产生自旋流以及自旋流产生电流的现象.进一步研究发现,破坏反射对称性的能带结构也可产生内禀的自旋霍尔效应[17,18].这些效应的讨论为自旋流的测量提供了理论基础和方向.已经有几个实验组用不同的方法成功地完成了自旋流的注入和探测.本文将介绍产生自旋流的方法以及相关的实验结果.这些方法是基于自旋霍尔效应的电注入法,利用铁磁电极的侧向非局域几何注入法,和利用偏振光照射的光注入法.从测量手段来说,主要有光测量和电测量两大类.4.1 自旋霍尔效应和电注入自旋流自旋霍尔效应提供了一种方便和有效的产生自旋流的方法.当系统加上一个外电场时,由于自旋轨道耦合的作用,一个顺磁体系可以产生一个垂直于电场的自旋流.这个自旋流的极化方向垂直于电场和流向的平面.早期的理论预测的自旋流是由自旋向上和向下的电子受到杂质势的不对称散射而产生的,被称为外在的自旋霍尔效应[13,16].近期的研究表明,能带结构本身由于自旋轨道耦合引起的劈裂,在没有杂质散射的情况下,也能产生横向的自旋流,被称为内禀的自旋霍尔效应[17,18].这个效应是将电流转化为自旋流.同样的原因,也可将自旋流转化为电流.第一个用电场产生自旋流的报告来自美国UCLA的Awschal om小组在Ga A s和I nGa A s薄膜上的光学测量[19].在样品大小为77×300μm2长条上,加上几个mVμm-1量级的电场,他们用扫描Kerr旋转方法测量样品边缘的由于电场产生的自旋分布.实验显示样品两边的自旋积累的方向是相反的,符合自旋霍尔效应的预测.由于Ga A s样品没有破坏结构反射对称性,这个效应应该是由杂质散射引起的.而自旋积累本身也是由杂质势引起的扩散机制产生的.这个实验并没有直接测量自旋流,而是测量自旋流引起的自旋积累.与此同时,英国剑桥的W underlich等人利用(A l,Ga)A s/GaA s样品,由一个二维空穴气体和一个二维电子气体的边缘形成了p2n结型的发光二极管[20].二维空穴气体破坏了结构反射对称性而产生强烈的自旋轨道耦合.当电流通过该层时,在边缘的载流子(电子和空穴)复合会发出光子.该实验是通过测量发光二极管在通过电流后产生的光的圆偏振度,它是和载流子的自旋极化成正比的.实验结果表明,该发光二极管发出的光有一定的偏振度.这个实验结果可以由电子能带的自旋轨道耦合引起自旋流来解释,其机制是内禀的.台湾大学的实验小组在I nGa N/Ga N超晶格中,通过截面荧光光谱的偏振度的测量,确定电流引起的自旋极化,证实了自旋霍尔效应.他们还进一步发现材料内部张力对该效应的影响[21].4.2 侧面非局域注入自旋流侧面非局域几何结构的自旋注入和探测始于1985年.Johns on和Silsbee利用两个铁磁电极接在铝(A l)条上,自旋极化的电流可以从一个铁磁电极注入,在注入点附近会产生非平衡的自旋积累[22].由于扩散的原因,自旋积累会逐渐扩散开去,形成自旋分布.自旋积累可通过测量第二个铁磁电极上的电压而推导出来.Jedema等人[23]在薄膜器件中,利用非局域结构,在室温下完成了自旋的注入和探测.相关技术在不同的系统中都得到了应用.最近,美国哈佛大学的Valenzuela和Tinkha m利用这个方法成功地完成了纯自旋流的注入和探测[24].他们将铁磁电极接到铝条上,利用磁性隧穿效应将极化电流成功地注入到铝条中.这个极化的电流会引起费米面附近的化学势的自旋劈裂.自旋相关的化学势的非均匀分布可产生极化的电流.化学势在空间是连续分布的,在注入点附近,自旋上下不同的化学势是劈裂开的.由于另一端没有电流流过,不同自旋的化学势只能是大小相等,符号相反.由于扩散的作用,化学势会在自旋相干长度内趋于相等.这个非均匀的化学势分布导致一个自旋流的出现.自旋流只出现在距注入点有效自旋相干长度的范围内.自旋流的测量是利用反自旋霍尔效应.自旋流受到自旋轨道耦合的散射,形成横向电流.他们通过测量霍尔电流成功地证实这种方法可注入纯自旋流.值得注意的是,这个实验是利用了扩散的原理,可以在室温下实现.日本的Sait oh等人[25]利用这种技术在铝中观察到自旋霍耳效应.Ki m ura等人[26]利用相类似的原理,在铂(Pt)的样品中和室温下观测到自旋霍尔效应.他们还验证了自旋霍尔效应和反自旋霍尔效应之间的Onsager关系.另一个重要的结果是,他们测评述。
磁学研究现状与发展趋势
电场对磁性的影响
磁关联
界
物理关联 电荷关联
面
诱 导 层间关联
轨道关联
新
物
态
弹性关联
超交换 双交换 RKKY 电荷转移 自旋转移 界面偶极
已经发现，氧化物薄膜中应变弛豫长度约为10 nm，磁相关过程 的作用范围约为2 nm，界面有效作用长度约为3~6 nm，层间磁相 互作用的传递长度约为2~5 nm，电子平均自由程约为1~2 nm， 非平衡载流子扩散长度约为1~5 nm。当薄膜厚度小于或者接近上 述特征长度时，由于界面效应、层间耦合效应的影响，薄膜/多层 膜系统的量子相变、量子有序现象及其调控都蕴含了新的内容， 无论体系的磁行为、磁结构还是电输运行为、电极化/介电行为、 光电特性等都可能出现颠覆性变化，导致新量子态以及新物理效 应。
磁学研究现状与发展趋势
报告内容
现代磁学发展简史 新磁学研究的特点与发展趋势 新磁学研究方向 举例
现代磁学发展简史
• 1894年 居里确定了顺磁磁化率与温度成反比的实验定律 （居里定律） • 1905年朗之万将经典统计学应用到原子磁矩系统上，推导出 居里定律 • 1907年外斯（Weiss）假设分子场，解释了自发磁化。 • 经典磁学的困难：无法解释原子磁矩的大小；不能说明分子 场的起源。
磁学研究的特点与发展趋势
和表面/界面物理的交叉。由于表面、界面的对称破缺、独特的层间耦合以 及增强的量子涨落效应，自旋相关问题例如自旋-轨道耦合、自旋相干性在这 里得到更突出的体现。一个典型的例子是对二维电子气系统（例如石墨稀） 自旋流的产生与输运规律研究以及通过 Rashba 效应对二维电子自旋输运行 为的调控。另外一个例子是低维磁性问题的研究。当维度降低到可以与特征 关联长度相比时的特殊磁性、特殊界面问题、交换偏置问题。
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Cr_2O_3基反铁磁异质结中自旋输运的研究
反铁磁自旋电子学,简单来说就是自旋电子学在反铁磁材料中的应用,这一研究方向越来越受到人们的重视,并且已经有很多新奇的自旋电子学相关现象陆
续在反铁磁材料中被发现。
Cr2O3是最早被研究的一种磁电耦合材料,而它同时也是一种G型反铁磁材料,其奈尔温度为307K,略高于室温。
虽然迄今为止关于Cr2O3在自旋电子学领域的尝试还凤毛麟角,但是其独特的反铁磁结构特征值得人们进行相关的探索和深入的研究。
本论文通过脉冲激光沉积的生长方式制备了外延的Cr2O3薄膜,在此基础上我们将其与非磁性重金属
结合,探究自旋霍尔磁电阻的信号产生机制,并与反常霍尔效应做对比,研究两者之间的内在联系。
最后,我们构筑了Cr2O3基垂直磁各向异性体系,研究了不同磁结构下的
Cr2O3对于自旋轨道力矩的影响,并且成功实现了在无外磁场辅助下的自旋轨道
力矩翻转磁性薄膜的磁化方向。
本论文的主要研究内容包括:(1)采用脉冲激光沉积的方式外延生长了(0001)取向的Cr2O3薄膜,并通过结构和磁性表征证实了
Cr2O3的反铁磁性。
此外,我们制备了Cr2O3/W异质结,通过电学测试得到了 0.1%的磁电阻比值,并且根据转角磁电阻的信号特征,排除了各向异性磁电阻的影响,证实了自旋霍
尔磁电阻在Cr2O3/W体系中的存在。
最后,通过对比不同质量的Cr2O3薄膜,研究了界面质量对于自旋霍尔磁电阻效应的影响规律。
(2)利用脉冲激光沉积和磁控溅射制备了外延的Cr2O3/Ta异质结,观察了体系的自旋霍尔磁电阻和反常霍尔效应。
通过对比两种效应随温度的变化趋势,根据二者各自的产生机理,我们认为反常霍尔效应在界面产生的自旋积累以自旋流
的形式提高了自旋霍尔磁电阻的信号。
另一方面,通过改变异质结中非磁性重金属的种类,再次证明了自旋霍尔磁电阻和反常霍尔效应之间的内在联系。
(3)利用TaOx缓冲层制备了非晶结构的Cr2O3,通过结构表征证实了非晶相的存在。
通过构建不同结构的Cr2O3与Ta的异质结,对比研究了自旋霍尔磁电阻在两种结构中的信号区别。
利用变温测试发现二者都存在不同程度的自旋霍尔磁电阻
变号现象,根据对不同磁结构Cr2O3的分析,解释了自旋流在不同磁性区域内的
竞争机制是导致外延Cr2O3异质结自旋霍尔磁电阻变号的原因;而在非晶Cr2O3异质结中,反铁磁耦合强度的变化和低温阻挫的出现是出现两次变号的来源。
(4)采用脉冲激光沉积和磁控溅射的方法制备了Cr2O3/Pt/Co/Pt异质结,通过改变衬底Al2O3的晶体取向以及插入TaOx缓冲层的方式,得到了三种不同的Cr2O3结构。
首先,利用X射线衍射测量了三种结构的晶体结构,并依此推断出Cr2O3磁矩的排布特点。
然后,通过磁性和霍尔测试对比了几种结构的垂直磁各向异性,并进行了自旋轨道力矩(spin-orbit torque,SOT)的测试,发现在(1120)方向外延的Cr2O3异质结构可以在无外磁场辅助的情况下产生70%的磁矩翻转,即零场下的SOT效应。
最后,利用谐波信号成功计算出了SOT的有效场以及有效自旋霍尔角的大小,讨论了零场SOT的信号来源。