自旋电子学讲座4

Courtesy of Jonathan Sun
自旋转移力矩
暂时磁进动
持续磁进动
磁化翻转
自旋波激发
STT诱导磁化反转所需要的临界电流
当电流较小时，即使它产生的STT能够克服磁阻尼矩，也 只能使得磁化M围绕易轴进行磁进动。
而当电流大于某一个临界值IC时，STT可以迫使M转过赤 道位置，指向相反方向，即引起磁化方向的翻转。
STT诱导磁化反转所需要的临界电流
对于一个 CPP构型的 spin valve pillar (SPV) 结 构，自由层的厚度的数量级为 2nm, 临界电流密 度为：
理论值:
j = 106 − 108 A / cm 2
实验值:
j = 107 − 109 A / cm 2
随着器件尺寸的减小，形状各向异性增加，因而 由磁场来开关磁化强度增加了困难。 CIM 将是一 种自然的方式可以克服开关势垒。
⎜⎛ d mr ⎟⎞ ⎝ dt ⎠ Heff
⎜⎛ dmr ⎟⎞ ⎝ dt ⎠injec .
⎜⎛ d mr ⎟⎞
Θ ⎝ dt ⎠ α m
I<0
自旋电流的横向分量被吸收 ，纵向分量成为该层的整个自旋
torque h
=
⎜⎜⎝⎛
r dS dt
⎟⎟⎠⎞i
=
自旋电流的纵向分量
磁进动示意图
I<IC I>IC I>>IC
Jiang Y, Abe S, Ochiai T, et al., Phys Rev.Lett, 92,167204 (2004)
在具有钉扎层的SPV中测到STT诱导磁化反转行为
9.25
9.34
9.24
插图为所制备的纳米柱在室
R (Ω)
9.32
9.23
9.30 9.28 9.26
9.22
9.21 -500 -250 0 250 500 H (Oe)
在临界电流处的自旋力 矩使两磁层磁矩反平行， R发生突变。 低场下两磁层磁矩反平 行，R达到最大。
Theoretical prediction
Slonczewski, J. C. Current-driven excitation of magnetic multilayers. J. Magn. Magn. Mater. 159, L1±L7 (1996).
STT诱导磁化反转效应需要满足的条件之一就是外加电流
必须大于临界电流IC。
基于宏自旋近似(Macro-spin approximation)，对于铁磁/铜/
铁磁三层结构，临界电流可以简单的由下面公式得出 ：
IC
=
( 2e)(α hη
)m(H
+
Hk
+
2π M S )
其中MS是自由层的饱和磁化强度；α是磁矩进动的LLG方程中的阻尼系数；η是 自旋电流的极化率，定义为η=(I↑-I↓)/( I↑+I↓)；I↑和I↓分别代表主、次自旋极化电
自旋电子学系列讲座
(4)
自旋转移力矩
翟亚
巨磁电阻效应 (GMR)是磁性 多层膜的电阻值随外加磁场 而发生巨大变化的行为！
有没有逆效应呢？
自旋角动量转移效应 (简称STT效应)
1996年，Slonczewski 和 Berger 通过理论计 算预测出，当自旋极化电流流过纳米尺寸 的铁磁薄膜或金属磁性多层膜中时，极化 电流与多层膜中的散射会带来由极化电子 到铁磁薄膜磁矩的自旋角动量转移，从而 对铁磁薄膜磁矩产生自旋矩，引起铁磁薄 膜磁矩的不平衡，使之发生转动，进动甚
+
α
Ms
M × dM dt
+ aJ
M Ms
×(M × Mp)
自旋转移力矩 J. C. Slonczewski, J. Magn. Magn. Mater., 159, L1 (1996)
F1
S1
F2
e-
e-
S2
transverse component
⎜⎛ dmr ⎟⎞ ⎝ dt ⎠injec.
I>0 Heff
纳米柱的微分电阻随着所加电流出现 有规则的高低变化。两图中高电阻值 和低电阻值是相互对应的。这就说明 电流的直接穿过的确引起了两个Co层 磁化方向的改变。
当正电流值达到临界电流=1.75 mA时，电阻由低变高，即两Co层磁化方 向由平行变为反平行；而当电流=-4.3 m对应的临界电流密度为2.2×107 A/cm2和-5.5 ×107 A/cm2，与理论结果相近。
ESPV有利于对其磁畴结构和磁化过程进行精确控制和降低其自由层的反 转场。因为具有更高的灵敏度，ESPV已经作为计算机硬盘的读出磁头材 料中得到大量的应用。ESPV还可能被用作将来新型存储器件的存储单 元，所以如果能在其中实现STT诱导磁化反转将具有重要的应用意义。 但是，由于反铁磁层的去极化作用，使得人们很难在ESPV中观察到STT 诱导磁化反转效应。
Berger, L. Emission of spin waves by a magnetic multilayer traversed by a current. Phys. Rev. B 54, 9353±9358 (1996).
LLG 方程＋自旋转移力矩
dM dt
=
−γ M × Heff
这个极化电流通过被钉扎层时也会对其产生 STT，但是由于被钉扎层的磁矩方向较稳定，不 容易改变。
而与此同时，极化电流中的次自旋电子，即与自 由层磁化方向相反的自旋电子，会被被钉扎层反 射回自由层，从而对自由层的磁矩产生STT作 用。
结果使得自由层与被钉扎层的磁化呈反平行排 列。
利用改变直接穿过SPV或MTJ的电流方向和大 小，改变磁化取向，形成高阻态和低阻态。
9.24
9.22
9.20 -150 -100 -50 0 50 100 150
温下的GMR曲线。纳米柱的磁 电阻行为与其他文献报道结果 类似。
上图为去掉外加磁场，测量 了纳米柱电阻值与直接穿过它 的直流电流之间的关系。
I (mA)
当电流增大到27 mA (等效临界电流密度 J AP→P = 1.1×108 A/cm2)时，纳米 柱的电阻值由高变为低。而当反方向电流增大到-54 mA (等效临界电流密度
Nanopillars
如果样品是一个直径为2r，厚度为t的园柱状：IC ∝ r2 ， STT所产生的有效场Heff∝I/r2 。 对于局域环形磁场效应，根据麦克斯韦公式，H=2I /(cr)
随着样品半径r的减小，r2的减小速度明显更快。必然存在
一个临界半径值ac，当r<ac时，STT产生的有效场大于局域环 形磁场， STT效应占据主导地位。
ac
=
(
ch 4e
)(
η α
)(
1 Mst
)(
Hk
2π M
s
)
对于3纳米厚的Co来说：2ac≈100 nm
STT效应诱导磁化反转
STT效应的理论研究开始于1996年。 第一次清晰地在最简单的Co/Cu/Co三层结
构纳米柱中实验观测到STT效应诱导磁化 反转行为。 首次在具有钉扎层的ESPV中清晰地观测 到STT诱导磁化反转行为。 MTJ纳米柱中的STT诱导磁化反转效应。
F.J.Albert et al. APL,77, 3809(2000).
在具有钉扎层的SPV中测到STT诱导磁化反转行为
“底电极/IrMn (10)/Co90Fe10 (5) /Cu (6)/ Co90Fe10 (2.5)/顶电极” 的 CPP ESPV纳米柱， (单位为nm)。纳 米柱的尺寸为280×90 nm2。
要实现STT诱导磁化反转，第二个必须要满足的条件：外 加电流必须要垂直于磁性薄膜。对于MTJ结构，本身就满 足这个要求；而对于SPV而言，则必须是在电流垂直于平 面构型(CPP)中才能观测到STT效应。
需要满足的另一个条件是SPV或MTJ样品的尺寸必须小于 100 纳米。为什么？首先要知道目前的临界电流密度多 大？
极化电流穿过自由层时，它与自由层的磁矩之间产生角 动量转换，使得它对自由层的磁矩产生一个力矩，
迫使自由层的磁化方向向与被钉扎层磁化一致的方向转 动，即使得SPV或MTJ的磁化方向呈平行排列的趋势。
当入射电流方向相反时？
电流首先通过自由层，它被自由层极化生成与自 由层磁化方向一致的极化电流。
什么是自旋角动量转移（STT ）效应?
H
H
hard
soft
GMR & TMR: 磁化改变电流
能不能反过来呢?
自旋转移力矩：电流改变磁化！
自旋转移力矩
非极化电流
自旋极化电流
自旋极化电流 改变了自旋方向
ee
e
e
eeee
M1
eeee
M2
钉扎层
自由层 非磁层
当外加电流穿过SPV或MTJ的被钉扎层时，电流被极化 为与被钉扎层磁化一致的方向，即变为自旋极化电流。
流；m是自由层的总磁矩；H和Hk分别代表外加磁场和薄膜的各向异性场。
STT诱导磁化反转所需要的临界电流
H与磁性薄膜的易轴方向一致。可见随着H的增大，所需 临界电流增加。
这种临界电流与外加磁场的关系也是人们从实验现象中区 别STT效应诱导磁化反转（CIM）和局域磁场诱导磁化反 转的重要手段之一。
至使磁化方向翻转。
运用极化电流改变磁性膜的磁化 方向的概念，很可能为我们提供 了一种崭新概念的“电流驱动”纳 米器件，即采用电流直接穿过元 件，而不是利用电流导线产生的 环形磁场来改变磁性纪录元件的
记忆信号
关于Spin transfer torque 的文章：
Physical Review B and Physical Review Letters: >120篇 Nature & Science:>10 篇