自旋电子学(汇编)
磁性材料的自旋电子学
磁性材料的自旋电子学自旋电子学是一门研究自旋与电子相互作用的学科，它在磁性材料的研究中扮演着重要的角色。
磁性材料是一类具有自发磁化特性的材料，它们可以通过外加磁场使其自旋有序排列，从而改变其电子的输运性质。
本文将从自旋电子学的基本概念入手，探讨磁性材料在该领域中的应用和研究进展。
一、自旋电子学的基本概念自旋电子学是自旋和电子之间相互作用的研究领域，在该领域中，自旋被认为是电子的一个内禀属性，类似于电荷。
自旋可以理解为电子围绕自身轴心旋转而产生的磁矩，它决定着电子在磁场中的相互作用和运动方式。
在自旋电子学中，通过调控自旋的状态，可以控制电子的自旋输运和磁性行为，从而实现新型电子器件的设计和应用。
二、磁性材料由于其自发磁化的特性，成为自旋电子学研究中的重要对象。
这些材料中的电子自旋可以通过外加磁场、电场或光激发等方式进行控制。
其中一种常见的磁性材料是铁磁体，它具有较高的自旋极化率和磁滞回线特性。
通过调控铁磁体中的自旋，可以实现快速的磁性翻转，从而提高数据存储和处理的速度和密度。
除了铁磁体，自旋电子学还涉及到其他类型的磁性材料，例如反铁磁体和拓扑绝缘体。
反铁磁体具有相邻原子自旋方向相反的特点，对电子自旋的调控有着独特的应用。
拓扑绝缘体则是一种特殊的材料，其表面存在特殊的拓扑结构，导致自旋与电子的耦合产生新奇的现象，例如自旋电荷分离和自旋霍尔效应。
三、自旋电子学的应用自旋电子学的研究不仅仅局限于基础物理理论，还涉及到许多重要应用。
其中之一是自旋电子学器件的设计与制备。
通过结合磁性材料和半导体材料的特性，可以制备出自旋二极管、自旋场效应晶体管等新型电子器件，这些器件具有快速响应和低功耗的特点，可以在信息存储、传感器等领域得到广泛应用。
另外，磁性材料在磁存储领域中也起着重要作用。
自旋电子学的发展使得磁存储器件的存储密度不断提高，并且能够实现单个磁位的读写操作。
这为大容量、高速度的数据存储提供了可能，为信息技术的进一步发展提供了强有力的支持。
第6章_自旋电子学_2
XIDIAN506LAB
2010新概 念自旋量 子器件
磁性半导体
研究状况
• 自从1988年发现巨磁阻效应之后，以金属材料 为基础的磁电子学经过十几年的发展已有很大 进展。 • 最近人们将注意力集中到半导体材料或半金属 铁磁材料为基础的自旋电子学上，例如自旋晶 体管，磁性半导体器件等。 • 其优越性主要表现在可以通过传统半导体工艺 和技术将凝聚态物理的两大分支——半导体科 学与磁学结合在一起，给电子科学发展注入新 的活力。 XIDIAN506LAB
磁性半导体
GaMnAs材料发展
Tc 已经能 够显著提 高 但是仍然 低于室温
XIDIAN506LAB
磁性半导体
GaMnAs相图 （
低 温 生 长 的
XIDIAN506LAB
Ga,Mn ） As
磁性半导体
Tc预测
工作集中在提高铁磁半导体的磁有序的实际温
•含有5% Mn 和高空穴浓 度的 GaN和 ZnO等半导 体具有超过 室温的 Tc •已经开始大 量研究
磁性半导体
稀磁半导体
• 稀释磁性半导体(DMS-Diluted Magnetic Semiconductors)主要是指在Ⅱ-Ⅵ族(如ZnS、 ZnO 等)、Ⅲ-Ⅴ族(如InAs 等)或Ⅳ-Ⅵ族(如PbSe 等)等化合物中，引入磁性过渡族金属离子(如 Mn2+，Co2+等)或稀土金属离子(如Eu3+等)部分 替代非磁性阳离子所形成的特殊半导体材料。 • 由于稀释磁性半导体材料中的基质半导体与磁 性杂质原子中电子之间或者不同磁性杂质原子 的电子之间的相互转移及相互作用而使得这类 材料兼有磁性及半导体的特点，在物理学、结 晶学、光学、电学等方面表现出一些独特的性 质，而具有广泛的应用前景。
第三讲自旋电子学课件
近似：电子与（热激发）自旋波散射可以忽略， （低于居里点） 只考虑电子与磁性离子自旋间的散射。 （s－d散射）
约定：与磁矩同方向的电子处于主要子带（majority）
相反方向自旋电子处于次要子带（minority）
两流体模型（2）
自旋相关散射(磁电阻效应)
FM(Ni-Fe)
S1
S2
(Al-O)
NM(Cu(001))
FM(Co(001))
上下自旋平行时电子容易通过--低电阻态 上下自旋反平行时电子被散射—高电阻态
Capping layer
Free layer
Tunnel barrier Reference layer Spacer layer Pinned layer Pinning layer
当然 D d 2 0 不等式成立
Julliere公式（3）
TMR 比率（放大的）
定义 TMR I I I
分子 ＝ D1 D1 D2 D2
分母 ＝ D1 D2 D1 D2
Julliere公式（4）
TMR的公式（用自旋极化率 表示）
第一个电极 p1 D1 D1 D1 D1 第二个电极 p2 D2 D2 D2 D2
TMR实验结果
韩秀峰等 （2000）
隧道磁电阻
隧道磁电阻效应的物理机制
Julliere公式（1）
隧穿电流 （近似!）I ∝ 指数衰减部分×状态密度部分
上左图 FM电极的磁矩彼此“平行”
I exp A U0 D1 D2 D1 D2
（注意：数值大小是 D D d d ）
上右图 FM电极的磁矩彼此“反平行”
自旋电子学简介
自旋电子学简介一、什么是自旋电子学？自旋电子学是电子学的一个新兴领域，其英文名称为Spintronics，它是由Spin和Electronics两词合并创造出来的新名词。
顾名思义，它是利用电子的自旋属性进行工作的电子学。
早在19世纪末，英国科学家汤姆逊发现电子之后，人们就知道电子有一个重要特性，就是每一个电子都携带一定的电量，即基本电荷（e=1.60219x10-19库仑）。
到20世纪20年代中期，量子力学诞生又告诉人们，电子除携带电荷之外还有另一个重要属性，就是自旋。
电子的自旋角动量有两个数值，即±h/2。
其中正负号分别表示“自旋朝上”和“自旋朝下”，h是量子物理中经常要遇到的基本物理常数，称为普朗克常数。
通过对电子电荷和电子自旋性质的研究，最近在电子学和信息技术领域出现了明显的进展。
这个进展的重要标志之一就是诞生了自旋电子学。
在传统的电子学中，数据处理集成电路所用的是半导体中电子的电荷，但并不是说电子的自旋自由度以前从没有用过，例如传统的数据存储介质，如磁盘，用的就是磁性材料中电子的自旋。
事实上，半导体中有很多类型的自旋极化现象，如载流子的自旋，半导体材料中引入的磁性原子的自旋和组成晶体的原子的核自旋等等。
从某种意义上说，已有的技术如以巨磁电阻（GMR）为基础的存储器和自旋阀都是自旋起作用的自旋电子学最基本的应用。
但是，其中自旋的作用是被动的，它们的工作由局域磁场来控制。
这里所指的自旋电子学则要走出被动自旋器件的范畴，成为基于自旋动力学的主动控制的应用。
因为自旋动力学的主动控制预计可以导致新的量子力学器件，如自旋晶体管、自旋过滤器和调制器、新的存储器件、量子信息处理器和量子计算。
从这个意义上说，自旋电子学是在电子材料，如半导体中，主动控制载流子自旋动力学和自旋输运的一个新兴领域。
已经证明，通过注入、输运和控制这些自旋态，可以执行新的功能。
这就是半导体自旋电子学新领域所包含的内容，它涉及自旋态在半导体中的利用。
电子工程中的自旋电子学理论
电子工程中的自旋电子学理论自旋电子学理论是电子工程中的一个重要研究领域，其研究对象是电子的自旋，而不是电子的电荷。
随着磁性存储技术的快速发展，自旋电子学理论已被广泛应用于电子器件和计算机技术等领域。
本文将重点探讨自旋电子学理论的定义、原理及其在电子工程中的应用。
一、自旋电子学理论的定义自旋电子学理论是描述自旋与磁性相互作用的一种物理理论，主要应用于磁性材料的研究与应用，以及磁性存储设备的制造与优化。
在自旋电子学理论中，电子不仅具有电荷，而且具有自旋。
自旋指的是电子固有的自旋磁矩，是电子运动方向的磁场。
通过控制电子自旋，可以控制材料的磁性。
二、自旋电子学理论的原理首先要了解自旋的基础概念：自旋是电子的内禀属性，类似于固定轨道运动和角动量。
自旋有两个可能的方向，即“上”和“下”，可以用“+1/2”和“-1/2”表示。
在一个磁场中，电子会受到与自己自旋方向相反的力，这个力被称为磁场作用力。
因此，在一个磁场中，自旋方向相同的电子会向磁场区域集中，而相反的电子会分散在区域中。
自旋电子学理论还包括两个重要的概念：自旋极化和自旋电流。
自旋极化是指电子自旋朝向相同的概率比自旋朝向相反的概率更高。
自旋电流是指在一个导体中存在自旋向一侧的电子流。
自旋电子学理论在这两个概念的基础上，发现了一些有用的现象。
三、自旋电子学在电子工程中的应用1. 磁性存储器自旋电子学在磁性存储器中应用非常广泛。
在传统的硬盘驱动器中，数据是存储在一个矩形磁区中，每个磁区代表一个比特。
在新型的自旋电子学硬盘中，数据被存储在一个小型磁区中，即自旋填充层(Spintronic layer)。
自旋填充层包括两个分离的层，可以分别控制电子的自旋方向和运动方向。
这种技术比传统磁性存储器更加紧密和容量更大。
2. 自旋电流器件自旋电流器件是自旋电子学的一种应用，其原理是利用自旋电流控制磁性材料的自旋方向。
一个自旋电流器件由两个磁层隔着一个绝缘层组成，自旋电流会从一个层流入另一个层。
《自旋电子学》课件
探索自旋电子学在信息科学、纳米电子学和量子计算等领域的广泛应用。
自旋电子学的优势
详细阐述自旋电子学相较于传统电子学的优势和潜在价值。
自旋传输
1
自旋运输和操控
2
探索自旋如何在材料和器件中进行传输
和操控，为自旋电子学的应用提供支持。
3
自旋注入和探测
研究自旋如何被注入和探测，为后续自 旋运输和操控奠定基础。
自旋电场效应晶体管
介绍自旋电场效应晶体管的原理与设计， 展示其在信息处理中的潜力。
自旋器件
自旋触发器
介绍自旋触发器的原理与应用，探讨其在信息存储 和处理中的潜力。
自旋滤波器
详细阐述自旋滤波器的工作原理和应用场景，探讨 其在信息筛选中的优势。
自旋管
探索自旋管的原理与构建方法，展示其在自旋电子 学中的应用前景。
自旋电子学的未来
1 自旋电子学的发展趋 2 自旋电子学与量子计 3 自旋电子学在信息处
势
算的结合
理领域的应用
分析自旋电子学发展的趋 势和前景，展望未来的发 展方向。
探讨自旋电子学与量子计 算的结合，展示其在信息 处理领域的潜力。
详细介绍自旋电子学在信 息处理领域的具体应用， 展示其在实际应用中的优 势和挑战。
总结
自旋电子学的意义
总结自旋电子学的意义和重要性，强调其在信息科学领域的研究和应用价值。
自旋电子学的挑战
概述自旋电子学面临的挑战和难题，讨论未来的发展方向。
未来的方向
展望自旋电子学未来的发展方向，并提出进一步研究的建议。
自旋量子点
介绍自旋量子点的结构与特性，探讨其在量子计算 与信息处理中的潜力。
自旋电路与系统
电子科技大学自旋电子学第二章
当Cr层厚度增加至1nm时相邻铁磁薄膜发
生了从铁磁耦合向 反铁磁耦合 的渡越
(1)巨磁电阻(GMR)的发现
Albert Fert
研究目的：弄清层间耦合的机理
电阻测量：[Fe(3nm)/Cr (0.9nm)]40超晶格在4.2K和2T 的磁场下电阻剧降导零场的 一半，即使在室温下电阻变
薄膜制备在 平滑表面的 衬底上
薄膜制备
在V型刻槽
微结构的
衬底上
周期为2μm的V型刻槽
周期为4μm的V型刻槽
[Co(1.2nm)/Cu(5.8nm)/NiFe(1.2nm)]180
周期为2μm的V型刻槽下的GMR
周期为4μm的V型刻槽下的GMR
对CIP模式，不同刻槽周期对GMR无影响； CAP-GMR>CIP-GMR； 2μm CAP-GMR> 4μm CAP-GMR
在上述的几何尺寸下，CPP的R：10-7-10-9Ω
I
I
CPP
CPP GMR>CIP (4倍)
CIP
仍然存在的问 题：测量仅限
于低温
Ag(6nm)/Co(6nm)多层膜
微细加工：光刻和反应离子刻蚀
Fe/Cr多层膜CPP-GMR
不同Cr层厚度和温度下 CPP-MR与CIP-GMR对比
3.电流与膜面呈一定角度(CAP：current-at-angle to the plane)的巨磁电阻效应的测试
化率也有17%，远大于AMR
Fe/Cr多层膜的R(H)
Baibich，Phys. Rev. Lett. 61, 2472–2475 (1988)
GMR效应的发现
自旋电子学
后来,人们设计出一种三明治结构,使相邻铁磁层的磁矩 不存在(或只存在很小的)交换耦合,则在较低的外磁场 下相邻铁磁层的磁矩能够在平行与反平行排列之间变 换,从而引起磁电阻的变化,这就是所谓的自旋阀结构 (spin valve).自旋阀结构的出现,使得巨磁电阻效应的应 用很快变为现实.
12-318出品
自旋电子学涉及的典型课题 a)如何有效地极化一个自旋系统，即如何获得自 旋极化相干态（包括自旋注入） b)系统的自旋极化相干态在输运过程中能保持多 长时间 c)如何有效地探测和操纵自旋状态以及自旋状态 的改变
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理论部分 非对易量子力学
[xi , x j ]
i ijk
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如果有磁通Φ穿过介观环 ,电子流过环时将发生干涉效应。 控制透射电子的自旋极化方向有两种方法 ,一科种方法是施加一定 大小的切向磁场 B,改变附加磁通的大小;另一种方法是选定附加磁 通的大小 ,调节切向磁场 B的大小。
既可以通过调节磁通也可以通过调节切向磁场来控制透射电子 的自旋极化方向 ,适当的调节可以使电子的自旋发生翻转。对于不 同的入射自旋态 ,这种装置可以用来控制极化自旋流或者充当自旋 开关
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1995年,人们以绝缘层Al2O3代替导体Cr,在 Fe/Al2O3/Fe三明治结构中观察到很大的隧道磁 电阻(Tunneling Magnetoresis-tance,TMR)现象, 从而开辟了自旋电子学研究的又一个新方向.
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•电子拥有自旋和电荷 •电子的逻辑装置采用电子的 带电性质 •电荷相互作用的能量在eV 级，而自旋相互作用在meV 级别 •基于电子的自旋性质的逻辑 运算的功率损耗要远小于基 于电荷性质的
spintronics自旋电子学
(2)研究分子基功能材料的设计、合成和组装方法，发展稀土功能分子的组装、复合和原理器件制备技术，研究分子基功能体系的结构与其磁性、发光、光/电、磁/电、电/光转换和耦合性质的关系规律和理论机制，为开发新型分子基功能材料和原理器件提供依据；设计、合成具有高效活化小分子（H2O, H2, O2, CH4, CH3OH,CO, CH2=CH2）功能的稀土/过渡金属分子基体系，研究其催化反应及机理；7)发展复杂大体系的密度泛函计算方法，研究相对论效应对含重元素体系性质的影响，探寻含重元素（特别是稀土元素）功能材料的性能与其电子结构间的关系规律，发展镧系理论，为稀土功能体系的设计提供依据。
并行计算机群和多台SGI O2工作站等。
spintronics自旋电子学自旋电子学是利用载流子（电子与电子空穴）自旋传导的电子学，英文Spintronics是利用spin transport electronics的字首及字尾组合而成。
当初系美国国防部高级研究计划局（Defense Advanced Research Project Agency）（DARPA）于1994年开始支持发展的项目。
其目的系创造新一代的电子元件，它除了利用载流子的电学特性，还要利用到载流子的自旋特性。
由于自旋有两个状态（Spin up and Spin down），这在磁盘信息存储中常被用来代表二进制的两个基础代码"0"和"1"。
因此，与传统只利用电荷载流特性的器件相比，利用到自旋的电子元件将同时拥有信息存储的功能。
目前已发展出的元件是利用与自旋有关的穿隧效应以及巨大磁阻（GMR：Giant Magnetoresistance）效应来作磁场侦测器，以及磁随机存取记忆体（MRAM：magnetic random access memory）。
另外正在发展的元件有自旋开关，调变器电晶体及一些传统无法做到的新型元件。
第八章 电子的自旋汇总
sz
h 2
（2）每个电子都具有自旋磁矩，它与自旋角动量
的关系为：
v e sv (SI); v e sv (CGS)
m
mc
( m 电子折合质量 )
自旋磁矩在空间任何方向上的投影只能取两个值：
z
eh 2m
B
(SI)
所以Stern-Gerlach实验中，原子磁矩应该来自于 电子的自旋运动，即自旋磁矩，它在 z 向投影有2个 值，所以观察到2条个分立线。
z
Pauli算符 是否厄米 算符？
Sˆx、Sˆy、Sˆz 的本征值都是± /2，
ˆx、ˆ y、ˆz 的本征值都是±1；
ˆ
x2、ˆ
y2、ˆ
2 z
的本征值都是1 。
即：
2 x
2 y
2 z
1
对易关系
Srˆ Srˆ ihSrˆ
rˆ rˆ 2irˆ
分量形式
ˆ
第八章 电 子 的 自 旋
本章要求
1.掌握电子的内禀属性—自旋的概念。 2.掌握电子的自旋算符和自旋波函数。
教学内容
§1 电子的自旋概念 §2 电子的自旋态和自旋算符
§1 电子的自旋概念
（一）电子自旋的引入
许多实验证实电子具有自旋， 斯特恩(Stern)-盖拉赫(Gerlach)实 验就是其中之一。
（参见第3章角动量算 符部分）
[Sˆy , Sˆz ] ihSˆx
(2)
[Sˆz , Sˆx ] ihSˆy
由于自旋角动量在空间任意方向上的投影只能取 ± /2 两个值，所以
Sˆx , Sˆy, Sˆz 的本征值都是± /2，其平方为[ /2]2
电子科技大学自旋电子学第一章
电子自旋 的序幕
Fe Cr∼1nm Fe
Phys.Rev.Lett. 57 (1986) 2442
皮特-克鲁伯格（德国） 第一章 导论
1988年，baibich在测量外延 Fe/Cr/Fe磁多层膜时，发现其 电阻值随外磁场变化而显著变 化，称为巨磁阻效应(GMR)。 揭示了自旋相关效应。
一系列铁磁金属(Fe，Co，Ni)及合金和贵金属(Cu，Ag，Au)或 3d，4d及5d非磁金属构成的多层膜----巨磁电阻效应(GMR)
第一章 导论
强的反铁磁耦合效应同时导致了一很高的饱和场Hs
FM1 NM FM2
伪自旋阀/ 赝自旋阀 (Pseudo Spin Valve, PSV)
自旋阀 (Spin Valve， SV)
与此相对照, 经典力学预言原子磁体虽然会在磁场中进动但
仍然保持随机取向, 因此磁偏转会导致束的加宽(但不会劈裂)。 因此,史特恩认为他的预想中的实验“如果成功的话, 将毫不 置疑地在量子理论和经典观点之间作出抉择。”
第一章 导论
实验发现：原子沿相反的方向， 等间距地朝两边偏转
研究表明：原子中存在磁矩 M ，
1912年于图宾根大学获得物理学博士学 位 1943年诺贝尔物理学奖--发展分子束方法 上所作的贡献和发现了质子的磁矩
第一章 导论
史特恩一盖拉赫实验装置图（1921年）
N
S
一束银原子束(由在炉子中加热到1000摄 氏度得到的金属蒸汽通过喷流过程形成 的) 用两个0.03毫米宽的狭缝准直后导入 3.5厘米长的偏转磁场内, 磁场强度约为 0.1 Tesla, 梯度为10 Tesla/cm。
反铁磁交换耦合 铁磁交换耦合
Parkin.et al.Phys.Rev.Lett.64(1990)2304
第6章_自旋电子学_1
GMR现象及解释
膜厚的影响
Co/Cu结构系统中GMR比率随着铜层厚度而变化
(from S.S. Parkin et al [22]). XIDIAN506LAB
GMR现象及解释
膜厚的影响 不同温度下， Co/Ru 系统中 GMR比率随 着 钌（Ru） 间隔层的厚度 而变化 (S.S. Parkin et al ).
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巨磁阻发现
磁阻
• 几乎所有金属、合金和半导体中都存在磁阻，它是磁场中物 质的附加磁阻（W. Thomson 于1857年发现） ，即 ρ ( H ) − ρ ( 0) MR = ρ ( 0) • 磁阻由洛仑兹力引起，与磁场（磁化）方向有关，ρ依赖于 磁化M方向与电流I之间的夹角ϕ •ρ (ϕ) ~ ρ (90º)+Δρ cos2ϕ •Δρ/ρ ~ 2% •各向异性
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磁隧道结
d: nm V
F1
I
F2
CoFe / Al2O3 / Co
Transmission probability :
T∝e
− α d 2m * V h2
• 铁磁－绝缘体－铁磁隧道结
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磁隧道结
历史
• 1974, M. Julliere (a graduate student)发表实验文章 报道Fe/Ge/Fe 三层结构中 14% TMR 。提出一个简 单模型 (the paper became a sleeping giant). • 1982, IBM 报道在Ni/AlO/Ni 测到 2% TMR. • 1995, Moodera (MIT) and Miyazaki (Japan) 报道在 Co/AlO/Co 中测到 10% TMR . • 1998, DARPA launched MRAM solicitation • 1999, Motorola’s 128kB MRAM demo • 2003, IBM, Motolora, 4Mb MRAM chip demo • More than 10 startup MRAM companies formed. • MRAM becomes internationally recognized future technology
电子自旋
2．GMR在各种逻辑元件和全金属计算机中的应用 GMR在各种逻辑元件和全金属计算机中的应用
12
二. 半导体自旋电子学（Semiconductor Spintronics） 半导体自旋电子学（ Spintronics）
半导体自旋电子学将“自旋”极化载流 子引入到半导体中，利用电子电荷流动和 自旋的相互影响，将可能直接发展微电子 学的新的功能，使其更加丰富多样。改变 现代信息处理技术的模式，操作半导体中 的电子自旋自由度或同时操作半导体中的 电子自旋和电子电荷两个自由度同时进行 进行信息的传输、处理和存储。
23
一、起源——巨磁阻效应 一、起源——巨磁阻效应
所谓巨磁阻效应，是指磁性材料的电阻 率在有外磁场作用时较之无外磁场作用时 存在巨大变化的现象，是在1988年，由费 存在巨大变化的现象，是在1988年，由费 尔和格林贝格尔就各自独立的。
4
巨磁电阻效应（Giant 巨磁电阻效应（Giant 磁电子学 Fe/Cr超晶格by MBE Magnetoresistance，GMR） Magnetoresistance，GMR） Fe
GMR的发现的重要性： GMR的发现的重要性： 的发现的重要性
产生了很多新兴学科，并引起人们对已经研究过的 学科的再研究的兴趣。 磁电子学 自旋电子学 （半导体自旋电子学）
广泛的应用性和巨大的应用价值
9
一. 硬盘
10
1988 Discovery of GMR by Peter Grünberg and Albert Fert Grü (Nobel Prize 2007) 2007) 2000 IBM and Infineon establish joint research program 2003 First MRAM chips sold by Cypress, 128KBit 128KBit July 2006 Freescale starts selling 4MBit chips August 2007 IBM and TDK to start researching spin-momentum-transfer spin-momentumfor 65nm – MRAM - chips 65nm
颜老师课件自旋电子学2014
Dilute ferromagnetic oxides; TC > RT
材料 GaN TiO2 掺杂元素 Mn 9% Co 7% Fe 2% SnO2 Fe 5% Co 5% 磁
Fe (001) MgO(001)2nm Fe (001) MgO(001)基片
3x12m2
室温：TMR=88%
超过Al2O3非晶势垒 (TMR~70%)
磁性隧道结的应用—磁记录头，MRAM
Motorola MTJ MRAM structure
位线
位线
BL
写线 写线
MTJ
字线
读出
字线
写入
CMOS
Fe Fe
↑↑ ↑↑ ↑↑
↑↓
↑↓
Al2O3
Fe/Al2O3/Fe电阻隧磁场变化
↓↓ ↓↑
Fe
↓↑
Al2O3 Fe
↓↓
J.Magn.Magn.Mater.139(1995)L231----151(1995)403
Fe/Al2O3/Fe磁滞回线
隧穿磁电阻的解释 (Fe/Al2O3/Fe)
↑↑ 电阻RP小 ↑↓ 电阻RAP大
FLASH
MRAM
MRAM与现行各存储器的比较（F为特征尺寸）
>256 GB
>500 MHz 2 F2/bit <2 ns <10 ns <10 ns 无穷 无穷 <1 V
无穷 0.6-0.5 V
<50 mV
5. 高自旋极化率材料：半金属材料和稀磁半导体
混合价钙钛矿CMR
稀 磁 半 导 体
稀 磁 半 导 体
电子
自 旋
电荷 电子 自旋
自旋电子学
Spin-valve-type structures
Tunneling barrier
Conductor
Antiferromagnet
输运核心 磁钉扎体系
Antiferromagnet
比半导体和金属合金磁性传感器性能更优 异,稳定性更好.
(2) MR磁记录读出磁头
灵敏度高 是实现新型超高密度磁记录的关键技术
(3) MR随机存储器
随机存储器
Writing 1
Writing 0
记录 单元
1、电容式 go…
2、磁电阻式 go…
半导体随机存储器
电极1 结构图: 记录介质 原理图:
介质
巨磁电阻GMR
Co/Cu多层膜
自旋电子极化方向平行磁化强度方向 自旋电子极化方向反平行磁化强度方向
RAP RAP RP RAP
二流体模型
RP RP RAP RP
磁化强度平行，RP电阻小
磁化强度反平行，RAP电阻大
MR
R AP R P RP
隧道磁电阻TMR
↑↑ 电阻小
↑↓ 电阻大
自旋极化度
二、研究背景及意义
1 自旋电子的发展
88年，磁性多层膜的巨磁电阻效应 92年，颗粒膜的巨磁电阻效应 93年，掺杂氧化物的巨磁电阻效应 94年，磁性随机存储器 95年，自旋电子学-- 一门新兴学科的诞生
MR磁记录读出磁头
灵敏度高
是实现新型超高密度磁记录的关键技术
94-至今 自旋电子材料的应用
(1) 磁电阻(MR)磁性传感器
自旋电子学
Schmidt的计算模型（8）
代入扩散方程和Ohm定律， 利用边界条件求解：
电流连续： x 0 J1 J 2 ,
x x0 J 2 J 3 ,
电荷守恒： x 0 化学势相等
J1 J 2 J 2 J 3 ,
x x0 化学势相等
Schmidt的计算模型（9）
这里，i＝1，3。X1＝ 0； X3＝ X0。 ＋（－）分别对应 1，3 。
Schmidt的计算模型（7）
求解扩散方程（续） 对于半导体材料区，化学势的形式解是：
2, (x) 1, (0) , x
, const
形式解的意义： 电流密度与位置（X 坐标）无关。 代入扩散方程，利用边界条件求解
10纳米
1000纳米
10－2
100纳米
10纳米？？ 10
SC电导 FM电导
sc
fm
1
10＋3
1
10＋3
二者之比 10－3
材料因子 fm sc fm x0
10－5
10－3
10－2
自旋极化率
2
2×10－5 1×10－2
理解Schmidt “障碍” 铁磁金属的电导是 半导体电导的1000倍！
注意：电流密度 是材料、自旋和坐标的函数。
Schmidt的计算模型（4）
需要，计算“自旋相关的”电流密度J (x) 。
自旋极化电流服从Ohm定律 , eJ,
x
,
其中，σ↑↓是两种自旋的电导率，
*注意，电流密度与化学势的斜率成比例（！）
Schmidt的计算模型（5）
这个特征时间大约是几十纳秒，足够长！
（3）自旋检测 自旋状态的改变。
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。
自旋电子学的综述资料
自旋电子学及其在半导体中的应用摘要：自旋电子学主要研究电子自旋在固体物理中的作用，是一门结合磁学与微电子学的新兴交叉学科。
其研究对象包括电子的自旋极化、自旋相关散射、自旋弛豫以及与此相关的性质及其应用等。
本文简单介绍了自旋电子学的概念及其内容综述了自旋电子学目前的研究，尤其是半导体自旋电子学，集中讨论了使电子的自旋特性在半导体中获得应用,在半导体器件中实现自旋极化、注入、传送、操作和检测,最后对自旋电子器件的应用进行了展望.关键词：自旋电子学自旋阀磁隧道结半导体自旋电子学一．名词解释1.自旋电子学[1](spintronics)也称为磁电子学，是一门磁学和微电子学相交叉的新兴的学科，它研究具有某一自旋状态(自旋向上或自旋向下)的电子的输运特性，是当前凝聚态物理的热点领域之一.众所周知,电子除了带有电荷的特性外，还具有自旋的内禀特性,对于普通金属和半导体，自旋向上和自旋向下的电子在数量上是一样的，所以传统的金属电子论往往忽略电子的自旋自由度。
2。
半导体自旋电子学[2]电子同时具有电荷和自旋两种属性,电子的电荷属性在半导体材料中获得极大的应用，推动了电子技术、计算机技术和信息技术的发展.使电子的自旋特性在半导体中获得应用，在半导体器件中实现自旋极化、注入、传送、操作和检测,成为人们最关注的问题。
最初人们企图用铁磁金属与半导体材料直接欧姆接触，把极化自旋流注入到半导体材料中去，但是由于肖特基势垒太高，注入效率极低.为了克服肖特基势垒，只有两个办法:寻找磁性半导体材料或利用隧道效应。
二．自旋电子学的起源1857年Thomson发现了在多晶结构的Fe中，具有各向异性磁电阻效应［3］(anisotropy magnetore．sistance，AMR)，而传统的微电子学的研究对象是普通金属和半导体，所以在研究电子的输运过程中，往往忽略电子的自旋。
20世纪50年代人们在研究超导体时，将电子的自旋引入，认为参与超导输运的准粒子是费米面附近两个自旋相反，动量也相反的电子所组成的库柏对，建立了著名的BCS理论，但是BCS理论虽然将电子的自旋自由度引入到输运过程中，但是在库柏对中，电子是成对出现的,并没有去严格区分两种不同自旋的电子在输运中的差别.在20世纪80年代,1986年，德国的Grtinberg等人在研究Fe/Cr/Fe薄膜中自旋波的光散射时，发现随着Cr的厚度改变，Fe/Cr/Fe中两个Fe层存在反铁磁耦合控[4］.随后在法国工作的Baibich 等人用分子束外延的方法制备了Fe/Cr多层膜并研究其电阻特性［5］。
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自旋电子学一、什么是自旋电子学？自旋电子学是电子学的一个新兴领域，其英文名称为Spintronics，它是由Spin和Electronics两词合并创造出来的新名词。
顾名思义，它是利用电子的自旋属性进行工作的电子学。
早在19世纪末，英国科学家汤姆逊发现电子之后，人们就知道电子有一个重要特性，就是每一个电子都携带一定的电量，即基本电荷（e=1.60219x10-19库仑）。
到20世纪20年代中期，量子力学诞生又告诉人们，电子除携带电荷之外还有另一个重要属性，就是自旋。
电子的自旋角动量有两个数值，即±h/2。
其中正负号分别表示“自旋朝上”和“自旋朝下”，h 是量子物理中经常要遇到的基本物理常数，称为普朗克常数。
通过对电子电荷和电子自旋性质的研究，最近在电子学和信息技术领域出现了明显的进展。
这个进展的重要标志之一就是诞生了自旋电子学。
在传统的电子学中，数据处理集成电路所用的是半导体中电子的电荷，但并不是说电子的自旋自由度以前从没有用过，例如传统的数据存储介质，如磁盘，用的就是磁性材料中电子的自旋。
事实上，半导体中有很多类型的自旋极化现象，如载流子的自旋，半导体材料中引入的磁性原子的自旋和组成晶体的原子的核自旋等等。
从某种意义上说，已有的技术如以巨磁电阻（GMR）为基础的存储器和自旋阀都是自旋起作用的自旋电子学最基本的应用。
但是，其中自旋的作用是被动的，它们的工作由局域磁场来控制。
这里所指的自旋电子学则要走出被动自旋器件的范畴，成为基于自旋动力学的主动控制的应用。
因为自旋动力学的主动控制预计可以导致新的量子力学器件，如自旋晶体管、自旋过滤器和调制器、新的存储器件、量子信息处理器和量子计算。
从这个意义上说，自旋电子学是在电子材料，如半导体中，主动控制载流子自旋动力学和自旋输运的一个新兴领域。
已经证明，通过注入、输运和控制这些自旋态，可以执行新的功能。
这就是半导体自旋电子学新领域所包含的内容，它涉及自旋态在半导体中的利用。
二、自旋电子学的物理学原理和挑战对于目前的自旋电子学，令人感兴趣的两个重要的物理学原理是：自旋作为一个动力学变数，它有量子力学固有的量子特性，这些特性将导致新的自旋电子学量子器件而不是传统的以电子电荷为基础的电子学。
另一个是与自旋态有关的长驰豫时间或相干时间。
在磁性半导体中，自旋朝上的载流子浓度往往多于自旋朝下的载流子，这些载流子运动会产生所谓自旋极化电流。
自旋极化电流的大小、存在的时间长短取决于许多因素，如材料的特性、界面、外场及温度等等。
事实上，半导体中的载流子自旋可以通过局域磁场，或通器件的栅极改变外加电场，甚至通过偏振光地进行操作。
这一事实，是开发自旋电子学应用的一个重要的物理基础。
尽管对自旋电子学的基本原理和概念的研究非常令人感兴趣，但在人们能够制造出自旋电子学应用器件之前，还有许多障碍需要克服。
例如，自旋电子学的一个基本要求是在电子材料中产生和保持大的自旋极化电流到很长的时间。
要实现这一点尚需继续努力才能完成。
事实上，把足够大的自旋极化电流引入半导体材料也是一个问题。
以此类似，对于量子计算，人们要求精密的控制自旋纠缠及利用局域磁场操纵单一自旋。
对此，虽然已经提出许多设计方案，但至今尚没有特别好的想法。
很清楚的是，对于一个崭新的领域，总是机会与挑战并存。
在自旋电子学的应用变成现实之前，确实有大量的基本物理问题需要研究。
有关自旋电子学的物理学基础和应用问题的研究现状，有兴趣的读者可以参看最近刚刚发表的一篇极好的评述文章：Zutic′, Fabian, and Das Sarma: Spintronics: Fundamen- tals and applications，Rev. Mod. Phys., 76, 323-410，April 2004。
三、两个主要研究领域半导体自旋电子学研究可分为两个领域：即半导体磁电子学（SME）和半导体量子自旋电子学（SQSE）。
SME: 这一领域主要利用磁半导体或半导体与磁性材料的组合，把磁性功能引入半导体以执行一些新的功能。
例如，可以实现光隔离器、磁传感器和非挥发性的存储器等半导体器件与平常的半导体器件和电路的集成。
如果磁性和自旋可以通过光或电场来控制，就可以发展出全新的、以前尚没有的功能器件，这是一种磁-光-电一体化的新器件。
SQSE: 这一领域主要集中在利用半导体中自旋的量子力学特性。
例如，由于非磁半导体中有各种类型的自旋，它们具有比电极化长得多的相干时间，并可以用光或电场控制，这就比较容易把自旋作为一种量子力学实体来操纵。
这些性质使它们本身可以发展出固体量子信息处理器件。
从这个意义上看，半导体中的自旋正在预示一个经典物理、量子物理和技术部门的新领域。
关于以上两个领域的有代表性的新器件及其应用的研究进展，将在第五节作简要介绍。
四、自旋电子学的物质基础－磁性半导体新材料的研究开发稀磁半导体：传统的半导体电子学所依赖的材料是Si、GaAs和InP等非磁性半导体。
在通常（体材料）条件下，它们中间的载流子（电子或空穴）自旋“朝上”与“朝下”的数目一样多，因此不存在自旋极化电流，在自旋电子学中似乎派不上用场。
如果在非磁性半导体中加入过渡金属磁性原子或使其尺寸缩小到出现量子约束效应（纳米范围），自旋自由度就会突出起来。
早在上世纪80年代，人们就已开始对掺入过渡金属的半导体，即所谓稀磁半导体（DMS）开展研究（Semiconductorsemimetals,vol.25 (1988)）。
当时主要集中在II-VI族半导体，如(CdMn)Te和(ZnMn)Se。
本课题组在上世纪80年代末也曾经研究过(ZnMn)Se DMS在铁磁相和反铁磁相的自旋极化能带结构、磁矩和交换相互作用机制，这是属于比较早的理论研究成果（J.phys:C1-5371(1989)），但当时还没有铁磁相转变的实验报道。
在II-VI族半导体中，II 族元素是用相等价数的磁性过渡金属原子来替代的。
这就使得它可以达到磁性原子的高密度结合，从而制造出量子结构。
在II-VI DMS中，由于非磁原子的s和p轨道与磁性原子的d 轨道之间的交换相互作用（sp-d相互作用），使其光学特性，如Faraday效应等会因磁场而得到很大的调制。
但是在II-VI半导体中，人们很难通过掺杂控制其电导，就是因为这个原因，II-VI族化合物半导体用作电子材料遇到了重大障碍。
虽然II-VI DMS通常表现出反铁磁性、自旋－玻璃性质和顺磁性，但最近已报告一种p-调制搀杂的II-VI DMS量子阱结构，(Cd0.975Mn0.025)Te，观察到Tc ≤1.8K的铁磁性（PRL79-511(97)）。
虽然能够出现铁磁态是半导体自旋电子学应用所期待的性质，但这个铁磁转变温度太低，并不实用。
III-V铁磁半导体：在III-V半导体中，磁性杂质的平衡溶解度是很低的。
在通常的晶体生长条件下，不可能在其中引入高密度的磁性原子。
1989年，已经有人用低温分子束外延方法（LT-MBE），造成非平衡生长，成功的抑制了Mn的表面分凝并形成第二相，使得他们可以进行InAs和Mn的合金的外延生长(PRL63-1849(1989))。
随后，就在p-type (In,Mn)As中发现了铁磁性(PRL68-2664(92))。
1996年，成功生长了一种GaAs基的DMS，(Ga,Mn)As，并报告了p-type (Ga,Mn)As的铁磁性转变(APL68-2744(96))。
至今，(Ga,Mn)As的最高铁磁转变温度Tc已达110～150K（依赖于Mn的浓度）。
本课题组最近通过计算机模拟计算研究了GaAs和GaP掺入过渡金属（TM）V, Cr, Mn, Fe, Co 和Ni的DMS，发现掺V、Cr 和Mn的材料具有铁磁性，掺Fe是反铁磁的，而掺Co和Ni只有微弱的铁磁性（将在CPL 发表（2004））。
由于(Ga,TM)As可以在GaAs衬底上外延，而且与GaAs/(Al,Ga)As量子结构是可兼容的。
因此，它们就成为研究半导体自旋电子学的一个不可缺少的材料。
同时，也是近几年研究十分活跃的材料。
室温铁磁半导体:为了提高转变温度Tc到室温以上，按照平均场模型，最实质性的是应该增加磁性原子的密度x和空穴密度ρ，而且必须满足x.> ρ。
例如，对于(Ga,Mn)As，如果空穴密度是ρ＝3.5x1020cm-3，这是x=0.053时可以达到的，如果要使Tc达到室温以上，可以把Mn的密度增加到x=0.15。
在宽带隙半导体如GaN或ZnO中，假定也可以达到像在(Ga,Mn)As 中那样的水平，我们就可以期望它会有更高的Tc。
这是因为组成晶体的原子质量较轻且有较小的晶格常数a，其结果是自旋－轨道相互作用较小，载流子的有效质量大，因而有大的p-d交换相互作用。
为了设计室温以上的铁磁半导体，人们首先采用第一性原理方法进行计算机模拟，计算结果表明，（1）基于宽带隙半导体的DMS有稳定的铁磁性；（2）当ZnO 掺入高浓度的过渡金属时，有如下结果：掺入Mn时，得到反铁磁性；如果同时加入空穴，则得到铁磁性。
掺入V, Cr, Fe, Co, Ni时得到半金属铁磁性；掺入Ti, Cu时，得到顺磁性。
（3）在GaN中掺入V, Cr,和Mn时，有稳定的铁磁态。
最近还提出一种调制掺杂的超晶格，其阱区由II-VI DMS (Cd,Mn)Te组成，基质原子可以由磁性原子替代，其势垒区由掺碳的III-V族化合物AlAs组成。
已经用第一性原理方法证明，由C受主提供的空穴在(Cd,Mn)Te区积累可以得到稳定的铁磁态(PRB63-195205 (2001))。
此外，Tc高于室温的材料还有，II-IV-V2 黄铜矿化合物(Cd1-xMnx)GeP2，Tc=320K；(Zn,Co)O的Tc=290-380K。
TiO2:Co有室温铁磁性。
闪锌结构的CrAs和CrSb有超过400K 的Tc。
但是，将来还能不能进一步发展，仍然存在一些疑问。
非磁性半导体结构的自旋性质：非磁性半导体的体材料虽然不存在自旋极化，但是非磁性半导体的量子结构仍然是半导体自旋电子学器件的重要组成部分。
这就需要研究其电子和空穴的自旋性质。
事实上，与铁磁性半导体的发展一起，对非磁半导体结构自旋性质的了解和操作能力，在最近十年也有很大的进展。
这里将简要介绍非磁半导体中用于电子学的、与自旋有关的现象。
主要包括量子结构中的自旋注入，自旋驰豫和自旋退相干，自旋输运以及核自旋问题。
这些也是半导体自旋电子学中最核心的概念和技术。
1、自旋注入自旋注入是发展自旋电子学的一个关键要求。
人们曾经分析过“FM金属/2维电子半导体/FM金属”结构在扩散区的自旋注入。
研究发现，由于2维半导体夹层的电阻较高，其电导是不依赖于自旋的，当铁磁体的磁化由平行变为反平行时，电阻的整体变化很小。