过渡金属中的逆自旋霍尔效应
逆自旋霍尔效应
金属薄膜中的逆自旋霍尔效应毛奇赵宏武†（中国科学院物理研究所，固态量子信息与计算实验室北京100190）摘要自旋流的产生和测量是自旋电子学面临的重大挑战。
逆自旋霍尔效应提供了对自旋流进行电学测量的有效手段。
本文总结了近年来人们对金属薄膜中的逆自旋霍尔效应的研究，从非局域电、铁磁共振、声波共振和圆偏振光注入这四种不同的自旋流注入方式来介绍逆自旋霍尔效应的物理机制、实现方式和影响因素。
关键词自旋电子学，逆自旋霍尔效应，铁磁共振，圆偏振光，非局域电注入，声波共振Inverse Spin Hall effect in metallic thin filmsMao Qi ZHAO Hong-Wu†(Laboratory of Solid State Quantum Information and Quantum Computation, Institute of Physics, ChineseAcademy of Sciences，Beijing 100190，China)Abstract The generation and detection of spin current define the main challenges of the spin spintronics. Inverse spin Hall effect can be used as an effective electrical measurement for spin current in metallic †通讯联系人. Email: hwzhao@system. In this paper, investigations of inverse Hall effect in recent years are reviewed by three different spin pumping techniques, that is, nonlocal electrical, ferromagnetic resonance, sound wave and optical injection.Keywords spintronics, inverse spin Hall effect, spin pumping in ferromagnetic resonance, polarized optical spin pumping, nonlocal electrical spin pumping, sound wave resonance引言自旋电子学的发展使得基于电子自旋的信息处理和存储器件成为可能，其中关键技术之一是自旋流的产生和探测。
二维原子层谷电子学材料和器件
专题—原子制造：基础研究与前沿探索二维原子层谷电子学材料和器件*孙真昊 管鸿明 付雷 沈波 唐宁†(北京大学物理学院, 人工微结构与介观物理国家重点实验室, 北京 100871)(2020 年8 月27日收到; 2020 年9 月14日收到修改稿)人为操控电子的内禀自由度是现代电子器件的核心和关键. 如今电子的电荷和自旋自由度已经被广泛地应用于逻辑计算与信息存储. 以二维过渡金属硫属化合物为代表的二维原子层材料由于其具有独特的谷自由度和优异的物理性质, 成为了新型谷电子学器件研究的优选材料体系. 本文介绍了能谷的基本概念、谷材料的基本物理性质、谷效应的调控和谷电子学器件的研究进展, 并对谷电子学材料和器件的研究进行了总结与展望.关键词：二维过渡金属硫属化合物, 谷电子学PACS：73.63.–b, 73.90.+f, 73.43.–f DOI: 10.7498/aps.70.202014151 引 言1965年英特尔创始人之一戈登·摩尔提出了著名的摩尔定律: 集成电路上可容纳的元器件数目,每隔18个月便会增加1倍. 现今十分成熟的硅基光刻工艺保证了芯片元件特征尺寸可以做到几个纳米的量级. 但当芯片尺寸继续降低, 由于能耗和量子效应的影响, 电路集成度、器件运行速度接近理论极限. 在此背景下, 寻找新型电子自由度、发展新型电子器件成为重要的研究方向之一.近年来, 电子的一种新型内禀自由度“能谷”被发现并被用来研究和发展新型电子学器件. 能谷是晶体布洛赫电子能带的极值点, 其形似“山谷”而得名. 类似于电子自旋自由度, 能谷自由度也被称作赝自旋. 能谷器件相比传统器件有着运算速度快、集成度高、信息不易失真、能耗低等优点, 因此“谷电子学”近年来成为凝聚态方向研究的热点[1−5].谷电子学的发展与二维原子层材料的研究密不可分. 早期石墨烯被证实通过人为手段打破空间反演对称性可以出现依赖于能谷的光学、电学性质[6,7]. 与石墨烯不同, 单层过渡金属硫属化合物(transition metal dichalcogenides, TMDCs)晶体结构不具有空间反演对称性, 贝里曲率非零, 另外能谷与自旋之间存在强耦合[8], 通过光[9]或电磁注入自旋[10]的方法可以实现特定能谷的极化. 单层与多层TMDCs材料之间对称性的不同也提供了人为调控能谷性质的途径. 因此TMDCs材料成为了研究能谷效应、构建能谷器件的重要研究平台.本文将从以下几个方面介绍原子层材料的能谷性质与器件: 首先简要介绍能谷的物理概念及能谷效应; 在第3节介绍TMDCs材料能带性质;第4节介绍多层TMDCs材料的能谷效应; 第5节介绍能谷极化的实现手段; 最后简要介绍能谷器件的研究进展.2 能谷效应能谷, 指的是晶体中电子能量在动量空间中的极值. 在一些半导体材料能带中, 会出现几个能量* 国家重点研发计划(2016YFB0400802, 2018YFB0406603, 2018YFE0125700)和国家自然科学基金(批准号: 61574006, 61927806, 61521004, 11634002)资助的课题.† 通信作者. E-mail: ntang@© 2021 中国物理学会 Chinese Physical Society 简并但不等价的能谷. 谷电子学就是在合适的能谷材料基础上, 对不同能谷态进行调控和信息处理[11,12].能谷的研究最早可以追溯到20世纪70年代[13,14]. 21世纪初开始, 一些传统材料, 例如AlAs 异质结构[15,16], 硅[17,18], 金刚石[19], 铋[20]的能谷性质逐步被研究, 但这些材料能谷极化与调控难以实现. 随着石墨烯、二维TMDCs等材料的出现, 具有六角晶格结构的二维原子层材料在谷电子学研究材料体系中脱颖而出. 以石墨烯为例, 其晶格由两套布拉伐格子子晶格嵌套而成, 在倒空间形成一组由时间反演对称性联系的两重简并能谷, 记为K, K'. K能谷与K' 能谷在宏观上的性质主要取决于能谷中的贝里曲率[6,7,21]. 贝里曲率是贝里相位的拓展, 是描述电子布洛赫态的函数, 代表了晶体自身结构的性质. 贝里相位是系统哈密顿量依赖的参数在参数空间中缓慢变换一个回路时系统波函数改变的相位. 在晶体中, 系统哈密顿量与晶体倒空间波矢有关, 由此当波矢在倒空间布里渊区进行一个回路的演化时, 晶体系统布洛赫波函数会演变出贝里相位, 如下公式计算[21]:µn,kA n(k)ϕ=C A·d r=∫∫S(∇×A)·d SA n(k)∇×A n(k)其中, 是第n个晶体能带在倒空间动量坐标k 处的布洛赫波周期函数部分, C为闭合回路,被称为贝里联络(Berry Connection). 通过(1)式可发现相位不依赖于时间并且形式与电动力学中的磁通量类似. 贝里相位中的被积函数的环路积分可以化为函数旋度在环路所包围的面上积分, 此时为规范不变量,被称为贝里曲率, 可以证明得到[21]:Ωn(k)Ωn(k)=Ωn(−k)Ωn(k)=−Ωn(−k)H=at(τz k xσx+k yσy)+∆2σz根据贝里曲率的表达式可以发现由系统的对称性决定. 当系统仅具有空间反演对称性时, 贝里曲率满足; 当体系仅具有时间反演对称性时, 贝里曲率满足.因而当空间反演对称与时间反演对称同时被保护时, 贝里曲率为零, 能谷效应消失. 理论研究曾提出石墨烯材料的能谷性质需要利用外界手段打破空间反演对称[6,7], 空间反演破缺的能隙石墨烯的哈密顿量为: [6], 其中, a是晶格常数, t是最近邻碳原子之间的跃迁概τz=±1∆Ω(k)=τz3a2∆t22(∆2+3k2a2t2)32率, 为能谷序数, 是能隙大小. 在此哈密顿量下, 导带能谷电子的贝里曲率为:[6], 方向垂直于样品面, 显然从理论结果中也可以看出当石墨烯能隙为零时, 贝里曲率也为零.m(k)= eℏε(k)Ω(k)Ωn(k)=−Ωn(−k)伴随能谷电子布洛赫态非零贝里曲率出现的是能谷的轨道磁矩[6,7,21], 代表着布洛赫电子波包围绕其中心的转动. 在两带模型近似下, 能谷的轨道磁矩与贝里曲率之间有简单的关系:. 由于时间反演对称性, K谷与K' 谷的贝里曲率满足关系, 因此两个能谷有着大小相同方向相反的轨道磁矩. 类比于自由电子上自旋和下自旋, 不同能谷可以由轨道磁矩区分, 与之相关的贝里曲率则可以被描述为参数空间的有效磁场. 在空间反演对称性破缺石墨烯体系中, 导带轨道磁矩在倒空间的分布如图1所示[6],贝里曲率有着与其类似的分布./2SS-112--12--12--12-12-12-10−−/pS -120/eV图 1 空间反演对称性破缺的石墨烯的能带(上半部分)和导带轨道磁矩(下半部分). 贝里曲率分布和轨道磁矩类似[6]Fig. 1. Energy bands (top panel) and orbital magnetic mo-ment of the conduction bands (bottom panel) of a graphene sheet with broken inversion symmetry. The Berry curvature W(k) has a distribution similar to that of m(k)[6].如上所述, 贝里联络和贝里曲率分别等效于波矢空间中的磁矢势和磁场. 与存在磁场时电子会发生霍尔效应的情况类似, 当系统存在非零贝里曲率时, 载流子运动同样会受其影响产生谷霍尔效应.在外磁场为零时, 晶体中电子的运动方程需要在经典表达式中加入与贝里曲率有关的反常速度项,即[21]ε(k )σH (τz )=τz e 2h [1−∆2µ−3∆t 2k 2F a28µ3]µk F µ=√∆2+3k 2F a 2t 2/2其中 是电子能量. 在经典体系中载流子速度与外加电场方向一致; 而当系统存在非零贝里曲率时, (3)式中的反常速度项会引起电子垂直于电场方向的横向运动. 由(3)式可见, 反常速度与贝里曲率的大小方向有着重要的联系. 对于空间对称性破缺的石墨烯, 其本征谷霍尔电导率为 , 其中化学势 与费米波矢 的关系为 [6].Ωn (k )=−Ωn (−k )=0不同于石墨烯, 以单层MoS 2为代表的单层TMDCs 材料本身具有时间反演对称性而缺乏空间反演对称性, 贝里曲率满足 , 因而早期能谷研究利用TMDCs 材料围绕发现、验证能谷自由度展开了大量的工作. 单层TMDCs 材料中K 谷和K' 谷中的贝里曲率大小相等方向相反, 在外加电场的作用下, 根据(3)式,K 谷和K' 谷中的载流子在垂直于电场方向具有不同方向的反常速度, 导致K 谷与K' 谷的载流子分别向沟道两侧进行偏转, 实现谷霍尔效应[8]. 值得注意的是, 在贝里曲率的影响下, 谷霍尔效应和自旋霍尔效应会在沟道两侧积累不同能谷和自旋序数的电子与空穴, 因而复合过程要通过谷间散射来辅助完成[8].TMDCs 材料的谷霍尔效应最早在单层MoS 2中被实验观测到[22]. 由于谷霍尔效应在能谷简并的材料中产生的能谷流并不能直接在沟道两侧形成电势差, 因此需要外加圆偏振光辅助. 这是由于TMDCs 材料具有圆偏振光选择性, 特定手性的圆偏振光会产生K 和K'谷的极化. 实验结果如图2所示, 单层MoS 2在左旋或右旋圆偏光的作用下,沟道两侧均能观测到和源漏电压成正比的霍尔电压; 双层MoS 2由于空间反演对称性的保护不能测到霍尔电压.在之后几年, TMDCs 材料的谷霍尔效应研究受到了广泛的关注. 2016年宾夕法尼亚大学研究团队在双层MoS 2体系中通过栅电场打破材料空间反演对称性, 成功诱导出谷霍尔效应[23], 此实验说明了能谷效应可以在过原子层面通过人为调控来实现. 2017年, 单层TMDCs 材料圆偏振光激发诱导的谷霍尔效应被证实来源于激子和带电激子的贡献[24]; 2019年, n 型和p 型的单层WSe 2晶体管通过低温克尔(Kerr)光谱观测到了谷霍尔效应[25]. 同年, 单层MoS 2的霍尔结构器件在输运实验中被测量到了非局域霍尔电压, 成功在TMDCs 体系中实现了纯电学的谷霍尔效应观测[26,27], 实验示意图如图3所示[26].上述研究中提到了二维原子层材料能谷的另一个重要性质—圆偏振光选择定则. 众所周知,半导体光学跃迁需要满足能量守恒、动量守恒及角动量守恒. 角动量守恒要求在跃迁前后磁量子数保持守恒, 而这一守恒条件直接导致了材料对左右旋光选择性的吸收. 二维原子层材料能谷圆偏振选择定则的理论研究早期在石墨烯体系中完成[7]. 研究人员计算得到在空间反演对称性打破的石墨烯材料中, 圆偏振光跃迁极化度与能谷的轨道磁矩及体系贝里曲率有着如下关系. 圆偏振光极化定义为-0.4-0.200.20.4-30-20-100102030R -L L -R s -pBilayer, R -LH /m V/V,130 m W Sm m -2,1.9 eV g =0 V图 2 单层器件和双层器件霍尔电压随着源漏偏压的变化关系[22]Fig. 2. The source-drain bias dependence of the Hall voltage for the monolayer device and bilayer device [22].e eMoS 2(monolayer)VHEiVHEDC nlValley current (charge neutral)Charge current (local)Charge accumulation(nonlocal)图 3 单层MoS 2中谷霍尔效应与逆谷霍尔效应导致的能谷流示意图[26]Fig. 3. Schematic of valley-coupled topological current due to VHE and inverse VHE (iVHE) in monolayer MoS 2[26].P ±(k )=⟨c |p x ±i p y |v ⟩其中 是带间跃迁矩阵, 表示k 点的电子在旋光激发下从价带到导带的跃迁. 在两带模型近似下, 圆偏振光极化度[7]可表示为η(k )=−τz 在能谷的极值点, , 即K 谷的跃迁只与左旋光耦合, K' 谷的跃迁只与右旋光耦合. 这一性质使得光学激发、调控、探测能谷极化成为可能.单层和多层的石墨烯在不同外界手段打破对称性的条件下, 被理论计算验证了圆偏振选择定则[7]. 但由于石墨烯本身缺乏带隙, 能谷圆偏振光选择定则很难通过实验验证, 因而单层TMDCs 材料成为实验验证能谷光学响应的理想材料[28−30].单层MoS 2中的圆偏振光选择定则在2012年基于科恩-沈吕九(Kohn-Sham)波函数密度泛函微扰理论计算结合圆偏振荧光(photoluminescence, PL)谱实验成功验证[28]. 实验中利用了633 nm 光激发的圆偏振PL 谱对能谷进行表征, 结果如图4所示[28].D e g r e e o f c i r c u l a r p o l a r i z a t i o n /%P L i n t e n s i t y /c o u n t s 01020304050020040060080010001.61.81.71.9Energy/eVσ+σ−图 4 单层MoS 2在83 K 下的圆偏振极化PL 谱和PL 谱的圆偏振极化程度. 红色和蓝色曲线分别对应于发光光谱中 和 极化强度, 黑色曲线是净极化的大小[28]σ+σ−Fig. 4. Circularly polarized micro-PL of monolayer MoS 2 at 83 K, along with the degree of circular polarization of the PL spectra. The red and blue curves correspond to the in-tensities of and polarizations, respectively, in the luminescence spectrum. The black curve is the net degree ofpolarization [28].σ+σ+σ−可以发现在左旋的激发下, 的荧光强度要显著大于 的荧光强度. 荧光的偏振度即表征着K 与K' 谷的谷极化度, 可以由下式计算:I (σ+)I (σ−)σ+σ−其中, 和 分别代表 和 的荧光强度. 实验测得了50%的谷极化度, 谷极化度无法达到理论中的100%的原因是光子复合跃迁会伴随着声子参与的K 和K' 谷间散射. 实验在激发K (K')谷的同时在K'(K )谷中也会产生复合发光的过程.同年, 另外两个研究组在实验上也验证了单层MoS 2材料中的圆偏光选择定则[29,30], 并讨论了谷间弛豫及温度对圆偏光极化率的影响. 在低温区域, 能谷间散射主要由缺陷、杂质和边界引起; 而当温度大于90 K 时, 荧光谱的极化率随着温度的升高快速下降, 表明较高温度下谷间散射由声子辅助占主导[30]. 为了能在室温下应用能谷效应, 研究人员曾利用调制样品质量的手段在室温下测量到了能谷的圆二向色性[31,32], 而在2018年通过将MoS 2生长在(0001)方向的纤锌矿GaN 衬底, 能谷的圆偏振荧光极化度在室温下达到了33%[33]. 对于能谷圆二向色性的实验研究也不仅局限于PL 谱的测量, 2015年单层WSe 2材料体系通过测量左旋和右旋抽运光产生的Kerr 旋转信号探测到能谷圆偏振光选择性吸收的现象[34]. 而以能谷圆二向色性为基础的时间分辨Kerr 实验又成功探测了电子[35]、空穴[36]及受栅压调控的单层WSe 2载流子能谷寿命[37].如上所述, 大量实验结果验证了二维TMDCs材料体系中能谷圆偏振选择定则与谷霍尔效应, 这两种能谷效应也成为了研究和利用能谷自由度的重要手段.3 TMDCs 材料的能带性质随着晶体生长和原子层尺度加工技术的提升,MoS 2为代表的二维TMDCs 材料在电子器件、光电器件、传感器、析氢反应催化剂等领域开始显现重要的应用前景[38]. 在谷电子学方面, 其单层材料天然具有反演破缺的性质, 具有谷电子学性质[8,22−30].为了更深入理解TMDCs 材料能谷性质, 我们将以MoS 2为例介绍单层、多层TMDCs 材料的能带结构.TMDCs 材料的化学分子式为MX 2, M 为过渡金属元素, X 为硫属元素. 单层TMDCs 材料结构类似于“三明治”, 中间的Mo 原子被两层外侧的S 原子以共价键相结合; 体材料由单层通过范德瓦耳斯相互作用结合形成, 层间距约为6.5 Å[39].层与层之间堆垛方式的不同可以将TMDCs 体材料分为2H , 3R , 以及1T 相3类[40], 一般情况下体材料多以2H 与1T 形式存在, 其中2H 是半导体性质, 1T 是金属态.谷电子学材料的性质取决于能带结构. 在TMDCs 材料中, 能带结构会随着原子层数的变化产生奇特的转变. 随着层数的减少, TMDCs 材料会由间接带隙半导体转变为直接带隙半导体[41,42],这是源于单层材料量子限制所导致的Mo 原子的d 轨道与S 原子的p z 轨道杂化形式变化[42]. 第一性原理计算得到的不同层数MoS 2能带结构如图5所示[42].Γ单层MoS 2直接带隙位于K 点. 随着层数的增加, 层间耦合作用增强, 导带底移至L 点, 价带顶移至 点. 此时带间的光学跃迁需要声子的协助才能实现, 因此其PL 谱不同于单层[41], 如图6所示.从PL 谱中可以明显看到多层材料在1.4—1.6 eV 范围内出现较宽的发光峰, 此峰来源于带间的间接跃迁. 而在1.90 eV 和2.05 eV 处出现两个发光峰, 其代表着K -K 跃迁的两种激子态, 即A 激子与B 激子. 二者150 meV 的能量差主要来源于价带自旋轨道耦合作用导致的能量分裂[41]. 由于金属原子d 轨道的性质, 二维 TMDCs 中带边的电子和空穴存在强烈的自旋轨道耦合. 在单层材料中空间反演对称性被打破, 时间对称性受到保护, 产生Kramer 简并, K 谷与K' 谷出现自旋分裂且带边自旋恰好相反. 与价带极高的自旋轨道分裂能不同, 导带带边主要由磁量子数m = 0的轨道组成, 自旋轨道分裂能仅在10 meV 量级左右. 价带的强自旋分裂引起了能谷自旋间的耦合, 即能谷序数与自旋序数的锁定. K 谷价带顶电子自旋方向与K' 谷相反, 由于K (K' )能谷的圆偏光二向色性, 特定频率的左旋或右旋光会激发特定自旋的K 谷或K' 谷电子. 能谷自旋耦合也使得能谷极化可以通过自旋注入实现, 这对能谷器件的构建有着重要意义. 另一方面, 单层TMDCs 材料的自旋轨道耦合与通常Rashba 自旋轨道耦合的等效磁场不同, 其磁场方向在能谷周围都是垂直于样品表面, 且大小高达几百特斯拉. 在此大磁场下, 电子自旋方向被钉扎在面外, 面内磁场难以改变自旋方向, 有利于实现伊辛超导. 因而TMDCs 独特的能谷性质在超导领域也有着卓越的表现[43].设计能谷器件首先需要构建“0”, “1”开关态.能谷是电子和空穴在倒空间离散的内禀自由度, 因此可以将能谷自由度类比自旋自由度, 使载流子在动量空间中离散的占据位置作为能谷的赝自旋, 通过能谷间不同的占据状态编码“0”, “1”信息态. 相比于此编码方式, “0”, “1”态也可以通过材料的贝里曲率、能谷轨道磁矩的有无来实现, 其基础就是材料能带结构的变化, 例如石墨烯对称性通过外加栅压的改变.外加应力就是一种极为常见且有效的能带调控手段. 单层MoS 2中K 谷是直接带隙并且具有能谷性质. 通过外加应力的手段改变单层MoS 2的能带结构, 使材料变为间接带隙半导体就可以有效地改变其复合路径, 减弱能谷复合的圆二向色性. 同时单层MoS 2材料由于原子层厚度的优势, 在柔性光电子器件领域也有着很好的应用前景[44,45], 因此应力环境下材料能带结构的变化在谷电子学和光E n e r g y(a)(b)(c)(d)图 5 (a)体MoS 2, (b)四层MoS 2, (c)双层MoS 2和(d)单层MoS 2的能带结构. 实心箭头表示最低能量跃迁. 体和多层MoS 2具有间接带隙特性. 对于单层MoS 2, 它变为直接带隙半导体[42]Fig. 5. Calculated band structures of (a) bulk MoS 2, (b) qua-drilayer MoS 2, (c) bilayer MoS 2, and (d) monolayer MoS 2.The solid arrows indicate the lowest energy transitions.Bulk MoS 2 is characterized by an indirect bandgap. For monolayer MoS 2, it becomes a direct bandgap semicon-ductor [42].N o r m a l i z e d P LPhoton energy/eV图 6 单层到6层MoS 2样品A 激子峰强度的归一化PL 光谱[41]Fig. 6. Normalized PL spectra by the intensity of peak A of thin layers of MoS 2 for number of layers = 1–6[41].Γ电器件领域都有着重要的研究意义. 理论计算结果表明, 在足够的张应变或者压应变下, 单层MoS 2的能带结构会由直接带隙转变为间接带隙. 不同的是, 张应变下能带结构的转变是由价带顶从K 谷转变为 谷造成的, 而压应变下则是由导带底从K 谷转变为L 谷造成的[46]. 在实验方面, 研究人员通过对单层MoS 2施加单轴应变的方式证明了直接带隙向间接带隙的转变[47], 而通过流体静压力实验则发现单层MoS 2直接间接带隙转变的具体成因是由于导带底从K 谷向L 谷的移动[48], 移动则是由于S—Mo—S 键角会随外加压力的增大而增大[49]. 如上所述, 应力可以有效改变材料的能带结构, 这一变化为能谷器件的研制提供了新的可尝试实现途径.4 多层TMDCs 材料的能谷效应单层TMDCs 材料一般难以通过电学手段调控能谷效应的“有”“无”, 多层材料则可以通过外加栅压的方式打破空间反演对称性, 从而诱导出能谷效应. 正如第2节所述, 外加人为手段可以打破石墨烯的空间反演对称性, 使其无质量的狄拉克费米子消失, 能带的贝里曲率非零, 出现能谷圆偏振光选择定则和谷霍尔效应[6,7]. 在此背景下, 很多研究组都在实验上验证了能隙石墨烯中的能谷输运与可调控的谷霍尔效应[50−53].2015年东京大学的研究团队[52]利用栅极电场打破双层石墨烯的空间反演对称, 成功实现了纯能谷流的产生与检测. 实验在器件一侧沟道中接入恒流源, 由于谷霍尔效应, 不同谷序数的电子在纵向沟道中向相反方向运动, 能谷流不为零而电荷流为零. 类比自旋霍尔效应与其逆效应[54], 能谷流由于逆谷霍尔效应会在另一侧的横向沟道中积累电荷引起电势差. 非局域霍尔器件结构既可以作为能谷流的源来使用, 同时受栅极调控的电压输出也可构建逻辑功能.相比于石墨烯, TMDCs 材料具有较大的带隙[41,42]及较强的自旋轨道耦合[55,56], 更适合作为能谷器件的材料. 与石墨烯材料的可调控能谷效应类似, 在双层或者多层TMDCs 材料中也可通过人为调控实现能谷效应.2013年, TMDCs 材料能谷自由度成功通过电学手段实现调控, 在双层MoS 2场效应晶体管中,PL 谱圆偏振极化度会随着外加栅压的变化而变化[57]. 2014年复旦大学的研究团队通过对单层MoS 2进行“折叠”, 人为制造了空间反演破缺的双层MoS 2材料, 诱导出非零的贝里曲率与轨道磁矩并观测到了受结构对称性影响的能谷极化[58]. 2016年,双层MoS 2中的谷霍尔效应利用背栅电压成功诱导出现[23]. 实验利用Kerr 转角测量的方法在输运沟道两侧探测到了极化相反的信号. Kerr 转角在传统半导体例如GaAs 等材料中是测量自旋极化的重要手段, 其正比于自旋磁化强度[59,60], 而在此实验中则是与能谷轨道磁矩相关. 实验结果证实谷霍尔电导率受到栅极电压的连续调控, 相比于单层材料, 上述双层材料具有的能谷效应可操控性更符合谷电子学器件的需求.但单层及少层的TMDCs 材料中费米能级钉扎效应明显, 采用传统的蒸镀工艺方法制作欧姆接触极其困难[61−63]. 相比之下, 多层TMDCs 材料的加工会容易很多, 同时多层材料相比于单层材料其电导率等电学性质更好, 上述的优点使得能谷器件的研究也围绕多层TMDCs 材料开展. 2013年, 多层WSe 2材料体系首次通过外加离子液体栅引入电场的手段打破自身空间反演对称, 探测到了类塞曼型自旋轨道耦合劈裂[64]. 实验通过电学输运手段测量到了K (K' )谷空穴弱局域化磁阻信号向弱反局域化信号的转变, 并用第一性原理计算得到自旋轨道耦合分裂能可以达到300 meV. 多层TMDCs 材料为间接带隙, 直接通过光学手段例如复合圆偏发光信号很难获取能谷信息, 因此可以采用圆偏光电流效应(circular photogalvanic effect, CPGE)测量诱导出现的能谷自由度. 在传统半导体中CPGE 来源于自旋轨道耦合导致的k 空间能带劈裂, 而TMDCs 材料中CPGE 的起源与其有所区别. 在空间反演对称性破缺的TMDCs 材料中, 圆偏振光会选择性激发K 谷或者K' 谷, 而K 谷或者K' 谷存在依赖于动量的非对称光吸收过程[65]. 在圆偏振光激发后, 3个K 或K' 谷处会出现载流子在动量空间的非平衡分布, 引起的CPGE 电流在受激发的3个等价能谷都是沿着垂直于入射光方向, 因此总电流不会因为对布里渊区求和而抵消. 但K 和K' 谷两者贡献的总CPGE 电流恰好相反, 因此只有在材料具有圆偏振选择定则的前提下, CPGE 电流信号才能测量到. 2015年在实验中观察到了单层MoS 2的CPGE 现象[66], 通过栅压打破对称性也同样测量到了多层WSe 2的CPGE 信号[67],但是此多层光电流信号来源于导带L 谷的带内跃迁, 并非K (K' )谷的信号. 2017年, 多层MoS 2材料中K (K' )的CPGE 信号被观测到[68]. 实验利用与A 激子共振的圆偏振激光激发多层MoS 2材料,在没有离子液体栅的情况下, 由于多层MoS 2材料具有空间反演对称性, CPGE 信号消失, 如图7(a)所示. 加上离子液体栅后沟道内出现明显的CPGE 电流, 如图7(b)所示[68]. 结果表明离子液体栅打破多层MoS 2的空间反演对称性后, 体系产生非零贝里曲率, K (K' )谷出现圆偏振二向色性.在多层体系中除了外加电场的方法打破空间对称性, 控制TMDCs 晶体生长为3R 相同样会产生能谷效应[69]. 3R 相的MoS 2单晶空间群为R 3m ,晶体本身空间反演对称性破缺, 能谷电子会解除自旋简并, 光学激发的极化能谷在层间的弛豫会受到极大地抑制[69]. 而在设计多层材料能谷器件中, 实现K 谷与K' 谷在空间上的分离也是重要的一步,最直接的方法就是实现谷霍尔效应. 2019年, 多层WSe 2材料通过外加离子液体栅诱导产生了谷霍尔效应, 实验实现了多层TMDCs 体系中K 和K'谷载流子的极化与空间上的分离, 进一步扩展了谷电子学的研究体系[70].总之, 无论是双层还是多层TMDCs 材料, 都可以通过人为手段在体系中引入非零贝里曲率. 研究结果进一步说明多层TMDCs 材料能谷效应可以被人为手段调控, 有希望用于谷电子学器件.5 能谷的极化能谷中载流子的极化在谷电子学器件应用中十分重要. 在单层TMDCs 材料中自旋与能谷之间的强耦合提供了一个操纵能谷自由度的方法, 即利用光电手段直接注入自旋极化载流子实现能谷的注入. 而能谷极化也可以通过打破K 谷与K' 谷之间的简并实现, 最常见的手段就是加入磁场产生塞曼分裂, 分裂大小可以通过掺杂铁磁原子, 利用铁磁近邻效应等方法增强.谷注入最直接的方法就是利用能谷圆偏光选择定则实现光学注入. 2016年香港大学的崔晓冬研究组[9]利用圆偏振光在WS 2场效应晶体管中激发产生了与能谷序数相耦合的自旋电流. 在圆偏振光选择定则的制约下, 相同激发波长下的左旋光与右旋光将分别激发K 谷与K' 谷的电子. 实验器件两端由隧穿绝缘层和铁磁金属组成了自旋阀的结构, 在电极磁化时, 左旋与右旋光在沟道中产生的电流大小不同, 实现了沟道高低电阻态之间的转化, 验证了沟道中能谷的光学注入. 但上述的光学激发手段在集成电路中无法实现, 因而利用电学方法注入自旋实现能谷极化是谷电子学器件研究的重点. 2016年, 加州大学伯克利分校的张翔研究组和半导体所的赵建华研究组合作, 利用p 型导电的稀磁半导体(Ga, Mn)As 向单层WS 2注入自旋极化的空穴, 首次实现了对能谷自由度的电磁操控[10].利用p 型衬底的原因是单层TMDCs 价带的自旋劈裂要远大于其导带. 单层WS 2的价带自旋劈裂达到400 meV, 较大的劈裂抑制了空穴注入另一高能级的能谷, 更容易实现能谷极化. 通过测量圆偏振的电致发光, 在不同磁化方向时由于注入空穴自旋方向相反, 出射光的极化度也相反. 器件电致发光的极化率仅在15%左右, 这需要考虑谷间弛豫及(Ga, Mn)As 表面氧化层造成的影响. 与此方法210 Linear =21.69 pA195180165P h o t o c u r r e n t /p A1501354590135180Quarter wave plate angle/(O )635 nm excitation (with IL)635 nm excitation (without IL)225270315360Photocurrent Fit line(a)32 Linear =1.24 pACPGE =2.39 pA 30262824P h o t o c u r r e n t /p A222004590135180Quarter wave plate angle/(O )225270315360Photocurrent Fit line CPGE Linear图 7 635 nm 激发下多层MoS 2中光电流与1/4波片角的函数关系 (a)不加离子液体; (b)有离子液体[68]Fig. 7. Photocurrent as a function of the quarter-wave-plate angle in multilayer MoS 2 under 635 nm excitation: (a) With-out the application of ionic liquid; (b) with the application of ionic liquid [68].。
反常霍尔效应和自旋霍尔效应的理论介绍和比较研究
4.为了阐明反常霍尔效应本质源,非常需要连续调节研究体系的参数。通过第一性原理定量计算CuCr2Se4-xBrx的反常霍尔电导率,发现实验上观察到的但没能解释的与Br掺杂相联系的符号改变完全是反常霍尔效应贝里相机制的直接证据。在Br不断地部分替代Se引起体系的杂质散射率变化几十倍的整个掺杂范围内,系统计算很好地解释实验数据。而且理论计算进一步预测新的符号改变,等待将来的实验去检验。
浙江师范大学
硕士学位论文
反常霍尔效应和自旋霍尔效应的理论介绍和比较研究
姓名:张俊杰
申请学位级别:硕士
专业:理论物理
指导教师:蒋永进
20090530
反常霍尔效应和自旋霍尔效应的理论介绍和比较研究
本文链接:/Thesis_Y1549952.aspx
授权使用:赵华(wfnjdx),授权号:923fe226-72e0-47f6-9de7-9e11013901ed
下载时间:2010年10月16日
3.本文系统研究了过渡金属锇的硼化物OsB、碳化物OsC、氮化物OsN分别以WC、NaCl、CsCl和ZnS四种相的结构特性、力学特性和弹性稳定性。计算结果显示仅OsB(WC)、OsC(WC)、OsB(CsCl)和OsC(ZnS)四种相在力学上是稳定的,而且都不是超硬材料,这是不同于以前的预测。通过比较六角WC结构的系列化合物OsB、OsC和OsN,发现弹性模量与剪切模量的变化趋势是完全不同的。这表明硬度和不可压缩性的本质源是根本不同的:前者是由所成键的性质决定的,而后者是由价电子浓度密切相关的。
自旋霍尔效应简介
le，這個理論給我們一個驚訝的結果，那
就 是 證 實 了 對 於 動 量 線 性 相 關 (linear-momentum dependent)的 SOC 系統 (例如: Rashba-SOC)，雜質貢獻的霍爾電 導剛好為 −σ sH ，剛好完全抵銷樣品本身
………………………………(B)
2 其 中 擴 散 係 數 D = vF τ / 2 ( vF 費米速
− py 方 向 電 子 自 旋 繞 等 效 磁 場 方 向 相
反 ， 使得往+y 與-y 方向的電子會有不同的 z 方向自旋極化；因此我們可以得到一個 普 適 的 自 旋 霍 爾 電 導 常 數 ：
σ sH = e / 8π = 。在平衡態時，內稟 SOC
所造成的等效磁場會使電子自旋方向躺 在二維的平面上，但是在非平衡態 (non-equilibrium)時，一個外加的電場卻 可以引起 z 方向極化的電子自旋。
∂2 D S x − Γ xx S x = 0 2 ∂ y ∂2 b yzy ∂ b S z − Γ yy ( S y − S y )=0 D 2 ( S y − S y ) + R ∂y ∂y ∂2 ∂ b − Γ zz S z = 0 D 2 S z + R zyy ( S y − S y ) ∂ ∂ y y
一、前言： 一般元件的應用是利用材料中電荷 (電子或電洞)相關的傳輸現象,但是隨著 科學的日新月異，人類已經開始利用電子 的另一個自由度：自旋 (spin)。自旋是電 子與生俱來的一個角動量，從解相對論性 的狄拉克方程式(Dirac’s equation)得到的 電子波函數很自然就包含電子自旋的部 份,透過對電子自旋的操控,也為理論與 應用科學開啟另一扇大門，尤其是 Albert Fert 和 Peter Gruenberg(兩位教授為 2007 年諾貝爾物理獎得主)發現了巨磁阻 (GMR)材料，也讓自旋相關的傳輸現象開 始被廣泛應用。 除了金屬性的 GMR 材料，由於半導 體產業的蓬勃發展，在半導體材料中我們 也 可 以 利 用 自 旋 軌 道 耦 合 (spin-orbit coupling)來操控電子的自旋傳輸，其主要 的優點是可以方式將有興趣的材料拉長
自旋seebeck效应制成的热电模组
8
a）电流转化为自旋流——自旋霍尔效应SHE（spin hall effect）
The SHE is generally considered to be the anomalous Hall effect in a nonmagnetic metal or semiconductor. When Je flows in a nonmagnetic material having a large spin-orbit coupling parameter, the electrons are scattered in the transverse direction. The scattered directions are opposite between the up- and down-spin electrons.
2020/7/14
7
附件5 电子的自旋相关散射
1、电子的散射是一切输运过程的一个根本环节。对于普通非磁金属，电子的散射主要 是自旋简并的s 电子之间的散射。 2、1936 年Mott 提出了铁磁性金属导电的理论，即所谓的“二流体”模型。根据二流 体模型，铁磁金属铁、钴和镍以及他们的合金不同于普通金属的s 电子散射，由于在费 米面处同时存在s 电子和态密度很大的d电子，在输运过程中，传导电子要经受比s 电子 散射强烈得多的s－d 散射，因而这里传导电子的平均自由程要小得多。当电子的自旋与 铁磁金属自旋向上的3d 子带平行时，受到的s－d 散射小，其平均自由程长，相应的电 阻率低，而当电子的自旋与铁磁金属自旋向下的3d 子带平行时，受到的s 一d 散射大， 其平均自由程短，相应的电阻率高。这种因导电电子自旋方向不同而受到不对称散射的 现象称为电子的自旋相关散射。
半导体、冷原子、过渡金属硫化物及超导中自旋、谷极化及Bogoliubov准粒子的动力学研究
半导体、冷原子、过渡金属硫化物及超导中自旋、谷极化及Bogoliubov准粒子的动力学研究自旋电子学的主要目的是有效地操控固体材料中的自旋(或赝自旋)自由度。
对材料中自旋和电荷的动力学及它们的相互影响的理解对自旋电子学的发展非常重要。
针对这一问题,本论文根据所关心的物理系统分为三个部分。
在第一部分,我们研究半导体及超冷原子中的自旋动力学,其中包括自旋弛豫和自旋扩散。
在第二部分,我们研究单层和双层过渡金属硫属化物中由激子引起的谷极化的动力学,其中包括谷去极化动力学和激子的谷霍尔效应。
最后在第三部分,我们集中研究s-波和(s+p)-波超导体中Bogoliubov准粒子和凝聚体的自旋及电荷动力学。
第一部分,从第1章到第4章,我们集中研究超冷原子以及半导体中的自旋动力学。
在第1章,我们综述了半导体自旋电子学的背景及其在超冷原子自旋动力学中的应用。
我们首先综述了半导体中自旋的产生,自旋的检测,自旋的弛豫以及自旋的扩散。
其中,我们介绍了自旋霍尔效应,主要的自旋弛豫机制(其中包括D’yakonov-Perel’,Elliott-Yafet和Bir-Aronov-Pikus机制)和文献中对自旋扩散的理解(其中包括漂移-扩散模型和非均匀扩展图景)。
然后我们简要地介绍了超冷原子物理的背景,以及最近实现的自旋轨道耦合的超冷原子及其实验进展。
在第2章中,我们发现在超冷的自旋轨道耦合40K费米气中,当塞曼能远比自旋轨道耦合能大时,D’yakonov-Perel’自旋弛豫是反常的。
我们考虑了自旋极化垂直和平行于有效塞曼场的横向和纵向两种构型。
我们发现当自旋极化小时,横向自旋弛豫可分成四个而不是通常的两个区域:正常弱散射区,反常类DP区,反常类EY区和正常强散射区。
当自旋极化大时,我们揭示Hartree-Fock自能,作为有效磁场,能够极为有效地抑制弱散射区中的自旋弛豫。
在InAs(110)量子阱中,当处在Voigt构型下的磁场远比自旋轨道耦合场大时,我们进一步揭示了Hartree-Fock自能对反常D’yakonov-Perel’自旋弛豫的影响。
第二章_过渡金属配合物的电子光谱-3
2.5.2 电荷迁移光谱
荷移光谱一般有如下三类：
(一) 配体到金属的电荷迁移（L→M) 含有p 给予电子的配体如：Cl- ，Br- ，I- 等形
成的配合物通常具有很强的吸收带。它们是电子
由填充的配体轨道向空的金属轨道跃迁造成的。
摩尔磁化率(m)：1mol的物质对外加磁场相互 作用的能量。是实际测量得到的一定物质的宏观性
质，它是微观性质－电子磁矩的宏观量度。
磁矩 与摩尔磁化率 m的关系
2.84 mT
m为摩尔磁化率，单位为μB2K-1(μB为波尔磁子，
μB= 9.274×10-24JT-1）
中心原子的磁矩: 中心原子的磁性与电子的轨道运 动、自旋运动存在如下关系：
三、第一过渡系元素水合离子颜色变化规律
(1) d0和d10组态不产生d－d跃迁光谱
(2) 其余离子均有颜色 (3) 具有相同未成对电子的离子颜色相近。 水合离子颜色与d电子之间的关系 例如八面体场中，d9 构型电子的基态分布为t2g6eg3 ， 在吸收光能后可变成激发态分布t2g5eg4。 一个原处于低能量的t2g轨道的电子，进入高能量的eg 轨道，必须吸收相当于分裂能 0的光能。
表
右表和下图给列出可 见光的吸收与物质颜色之 间的对应关系。
78 0 65 0 59 8 38 0 43 紫5
蓝 48
0
绿蓝 49 橙 蓝绿 0 黄 黄 50 绿 0
58 0 56 0
红
HgS
橙红色
吸收紫色和蓝色光 吸收黄绿色光 吸收深蓝色光
KMnO4 紫色 K2CrO4 黄色 吸收带将向短波方向移动。 [Cu(H2O)4]2+ 浅蓝色
反常霍尔效应,量子霍尔效应,拓扑绝缘体
反常霍尔效应，量子霍尔效应，拓扑绝缘体反常霍尔效应：1880年Edwin Hall在一个具有铁磁性的金属平板中发现，即使是在没有外加磁场的情况下(或弱外场)，也可以观测到霍尔效应。
这种铁磁性材料中的霍尔效应后来被称之为反常霍尔效应。
虽然反常霍尔效应与正常霍尔效应看起来非常相似，但是其物理本质却有着非常大的差别，这主要是因为在没有外磁场的情况下不存在着外场对电子的轨道效应。
最近几年的研究进展认识到反常霍尔效应的出现直接与材料中的自旋-轨道耦合及电子结构的Berry 相位有关。
在具有自旋-轨道耦合并破坏时间反演对称性的情况下，材料的特殊电子结构会导致动量空间中非零Berry相位的出现，而该Berry相位的存在将会改变电子的运动方程，从而导致反常霍尔效应的出现。
这是通常所说的反常霍尔效应“本征机制”。
（1）量子霍尔效应：量子霍尔效应是霍尔效应的量子对应。
在正常霍尔效应的基础上，如果外加磁场足够强、温度足够低，材料体内的所有电子都被局域化到了分立的朗道能级上，形成一个完全绝缘的状态。
然而这时，材料的边界仍然可以导电，形成一些没有“背散射”的导电通道(也就是不受杂质散射影响的理想导体)，从而导致量子霍尔效应的出现。
拓扑绝缘体：量子霍尔效应是一种全新的量子物态---拓扑有序态。
凝聚态物质中的各种有序态的出现一般都伴随着某种对称性的破缺，同时伴随有局域序参数及其长程关联的出现。
而在量子霍尔效应中不存在局域的序参量，对该物态的描述需要引入拓扑不变量的概念，所以称之为拓扑绝缘体。
对于量子霍尔效应而言，该拓扑不变量就是整数的Chern-number。
(5)一个对拓扑绝缘体不太精确的定义是：1.其体块(bulk)是一个绝缘体，或者说能谱中有能隙2.有无能隙的手征(chiral)边缘态，边缘态是topologically protected的：即便有杂质，有相互作用，只要不关闭bulk的能隙就不会影响边缘态的性质。
或者说，要破坏边缘态，一定要经过一个量子相变。
拓扑绝缘体简介
拓扑绝缘体简介吕衍凤;陈曦;薛其坤【摘要】拓扑绝缘体是最近几年发现的一种全新的物质形态,由于其独特的能带结构,具有零质量的狄拉克费米子及其相关的奇妙物理特性,近些年来引起了人们的广泛关注.同时,它还展现出在自旋电子学和量子计算等领域巨大的应用前景.【期刊名称】《物理与工程》【年(卷),期】2012(022)001【总页数】5页(P7-10,18)【关键词】拓扑绝缘体;量子霍尔效应;量子自旋霍尔效应;Majorana费米子【作者】吕衍凤;陈曦;薛其坤【作者单位】低维量子物理国家重点实验室,清华大学物理系,北京100084;低维量子物理国家重点实验室,清华大学物理系,北京100084;低维量子物理国家重点实验室,清华大学物理系,北京100084【正文语种】中文拓扑绝缘体是最近几年发现的一种全新的物质形态，现在已经引起了巨大的研究热潮.拓扑绝缘体具有新奇的性质，虽然与普通绝缘体一样具有能隙，但拓扑性质不同，在自旋－轨道耦合作用下，在其表面或与普通绝缘体的界面上会出现无能隙、自旋劈裂且具有线性色散关系的表面/界面态.这些态受时间反演对称性保护，不会受到杂质和无序的影响，由无质量的狄拉克（Dirac）方程所描述.理论上预言，拓扑绝缘体和磁性材料或超导材料的界面，还可能发现新的物质相和预言的Majorana费米子，它们在未来的自旋电子学和量子计算中将会有重要应用.拓扑绝缘体还与近年的研究热点如量子霍尔效应、量子自旋霍尔效应等领域紧密相连，其基本特征都是利用物质中电子能带的拓扑性质来实现各种新奇的物理性质.1879年，Hall发现了霍尔效应［1］；1980年，von Klitzing在硅的金属－氧化物－半导体场效应管（MOSFET）中首次观测到整数量子霍尔效应（QHE）［2］，霍尔电导σxy＝ne2/h（n是整数）是量子化的，σxy对样品的大小、形状、载流子密度甚至迁移率均不敏感，这说明存在某种内在的不变量.1982年，Thouless等人指出，σxy对系统自身变化的不敏感性来源于QHE体系的拓扑不变性，描述它的拓扑不变量称为Chern数（用整数n表示）［3］，其能带的拓扑性与一般绝缘体截然不同：QHE态中n为非零的整数，对应量子电导前的系数；普通绝缘体，n为零.普通绝缘体和真空有相同的拓扑分类.QHE态和真空拓扑性不同，其和真空的界面上拓扑不变量必须发生变化，这导致了无能隙导电的边缘态出现［4，5］，如图1.强磁场限制了QHE的实际应用，人们开始思考利用电子的自旋自由度，在无外加磁场的情况下实现QHE，即不同自旋方向的载流子在空间上实现分离，如图2（a），从而实现零磁场下的霍尔效应——量子自旋霍尔效应（QSHE）.2005年和2006年，Kane［6］和张首晟［7］等人分别预言，利用电子的自旋－轨道耦合，在零磁场下（保持时间反演对称性）QSHE态即可实现，而实现它的体系，就是二维拓扑绝缘体.图2（a）是QSHE绝缘体和普通绝缘体的界面，图2（b）是二维拓扑绝缘体的能带结构.在能隙内，两支自旋取向不同的边缘态从导带一直延伸到价带，并在k＝0处相交，在交点处自旋简并.在交点附近，能量与动量关系是线性的（即E∝k）.QSHE态和QHE态类似，不管边缘态能带的形状发生什么变化，费米面始终会穿过它，体现了拓扑不变性.另外，虽然QSHE的边缘态同时具有向前和向后的通道，但非磁性杂质引起的背散射仍然是禁止的.这是因为受时间反演对称性的要求，动量相反的电子其自旋取向也相反.非磁杂质散射不能翻转自旋而破坏时间反演对称性，因而不能引起背散射.2006年，张首晟的研究组独立地提出了一种实现QSHE的一般理论，并预言了HgTe/CdTe超晶格结构可以实现 QSHE ［7］.2007年，德国的Molenkamp研究组通过实验证实了这一理论预言［8］.他们通过分子束外延生长的办法制备出了不同厚度的CdTe/HgTe/CdTe超晶格，中间层的厚度d有临界宽度dc：d＜dc时，样品几乎处于绝缘态，此时作为常规半导体的CdTe起主要作用；d＞dc时，样品具有了两倍量子电导2e2/h，且与样品长度无关，如图3.时间反演不变的量子自旋霍尔系统的边缘态存在两个通道，因此中间层能带反转材料HgTe起主要作用，只有边缘态参与了导电，从而证实了它是二维的拓扑绝缘体.2007年，Kane预言二元铋锑合金Bi1－xSbx（0.07＜x＜0.22）是一种三维拓扑绝缘体，称为强拓扑绝缘体［9］.三维拓扑绝缘体体态是绝缘的，界面上具有二维的表面态，无能隙.在其表面态的布里渊区中存在4个时间反演对称点，这些特殊点上会出现Kramers简并，形成狄拉克锥（Dirac Cone）结构，如图4（a）.狄拉克锥的顶点称为狄拉克点，狄拉克点附近能量与动量之间的色散关系是线性的，由狄拉克方程所描述.由于自旋－轨道耦合，三维拓扑绝缘体表面态的自旋始终垂直于动量方向，且无简并.受时间反演对称性保护，动量相反表面态之间的散射是禁止的.2008年，Hasan研究组利用角分辨光电子能谱（ARPES）研究了Bi1－xSbx的表面态，发现在Γ－M 之间，表面态与费米能级相交为奇数次［10］，并且表面态是自旋极化的［11］，证明了Bi1－xSbx 是三维拓扑绝缘体，如图4（b）和（c）.2009年，中国科学院物理研究所的方忠、戴希研究员与张首晟教授合作，预言了一类全新的拓扑绝缘体：Bi2Se3、Bi2Te3以及Sb2Te3［12］.这类拓扑绝缘体具有稳定的化学配比，结构简单，易于合成；能隙很宽并且只有一个狄拉克点.几乎同时，美国普林斯顿大学的Hasan教授与Cava教授合作利用ARPES给出了Bi2Se3的能带结构［13］，验证了这一新型的拓扑绝缘体材料.Bi2Se3的能隙达到0.3eV，远远超出室温的能量尺度，抗热扰动能力强，为制备室温工作的自旋电子学器件创造了可能，被称为第二代拓扑绝缘体［14］.同年，美国斯坦福大学的沈志勋教授也验证了Bi2Te3的拓扑绝缘性［15］，并首次给出该体系雪花状的费米面结构，如图5.利用助熔剂法生长的单晶拓扑绝缘体有较高的缺陷密度，因而通常得不到真正的绝缘体.清华大学的薛其坤研究组与中科院物理所的马旭村研究组通过采用二元半导体化合物生长中经典的三温度法，利用分子束外延技术（MBE）制备出高质量的绝缘体薄膜［16］，得到了真正的绝缘体.他们还利用扫描隧道显微镜（STM）在实验上证实了拓扑表面态受时间反演对称性保护这一特性［17］，观察到了表面态的朗道量子化［18］.最近，中科院物理所的方忠、戴希研究组与张首晟合作，通过第一性原理计算和理论分析，发现在拓扑绝缘体材料中通过掺杂过渡金属元素可以实现量子化的反常霍尔效应［19］.通过磁性掺杂，借助Van Vleck顺磁性，可以实现磁性的拓扑绝缘体.他们发现这一磁性原子掺杂体系与一般的稀磁半导体有明显的不同，不需要有载流子，体系仍然保持着绝缘体的状态，且可以实现铁磁的长程有序态.由于掺杂原子的自旋极化与强烈的自旋－轨道耦合，在这一体系中无需外加磁场，也无需相应的朗道能级，在适当的杂质掺杂浓度和温度下，就可以观察到量子化的反常霍尔效应.在实验上观测量子化的反常霍尔效应是这一领域的一个热点.另外，在拓扑绝缘体与s波超导的界面上，由于近邻效应，可形成拓扑超导体，此时体系电子自由度减小一半，可承载Majorana费米子.这为实验上观测这一神秘的粒子提供了可能性.2008年，Kane等人提出了在拓扑绝缘体与普通超导体的界面处有可能产生Majorana费米子［20］.由于近邻效应，库伯对可以隧穿到拓扑绝缘侧，在表面诱导出超导能隙.由于表面态是自旋分辨的，拓扑绝缘体表面形成的二维的超导态与px＋ipy的超导态类似，在其涡旋中心将产生零能量的Majorana费米子态，如图6.所不同的是，它并不破坏时间反演对称性，且其库伯对满足偶宇称，因此它不会由于微小扰动而使量子态退相干，从而导致计算错误，这使得拓扑绝缘体可以用于容错量子计算［20～22］.在短短几年的时间里，拓扑绝缘体已经引起了巨大的研究热潮，它的理论体系已经基本建立起来，其独特的能带结构及其随层厚、电场调制等的变化也已用多种方面得到验证.拓扑绝缘体对自旋电子学、量子计算和物理基础理论等都会有重要的作用.【相关文献】［1］ E.H.Hall，Am.J.Math.，2，287（1879）［2］ K.v.Klitzing，G.Dorda，M.Pepper，Phys.Rev.Lett.，45，494（1980）［3］ D.J.Thouless，M.Kohmoto，M.P.Nightingale，M.den Nijs，Phys.Rev.Lett.，49，405（1982）［4］ M.Z.Hasan，C.L.Kane，Rev.Mod.Phys.，82，3045（2010）［5］ X.－L.Qi，S.－C.Zhang，Physics Today，63，33（2010）［6］ C.L.Kane，E.J.Mele，Phys.Rev.Lett.，95，146802（2005）［7］ B.A.Bernevig，T.L.Hughes，S.－C.Zhang，Science，314，1757（2006）［8］M.König，S.Wiedmann，C.Brune，A.Roth，H.Buhmann，L.W.Molenkamp，X.－L.Qi，S.－C.Zhang，Science，318，766（2007）［9］ L.Fu，C.L.Kane，E.J.Mele，Phys.Rev.Lett.，98，106803（2007）［10］ D.Hsieh，D.Qian，L.Wray，Y.Xia，Y.S.Hor，R.J.Cava，M.Z.Hasan，Nature，452，970（2008）［11］ D.Hsieh，Y.Xia，L.Wray，D.Qian，A.Pal，J.H.Dil，J.Osterwalder，F.Meier，G.Bihlmayer，C.L.Kane，Y.S.Hor，R.J.Cava，M.Z.Hasan，Science，323，919（2009）［12］ H.J.Zhang，C.X.Liu，X.L.Qi，X.Dai，Z.Fang，S.－C.Zhang，Nat.Phys.，5，438（2009）［13］ Y.Xia，D.Qian，D.Hsieh，L.Wray，A.Pal，H.Lin，A.Bansil，D.Grauer，Y.S.Hor，R.J.Cava，M.Z.Hasan，Nat.Phys.，5，398（2009）［14］ J.Moore，Nat.Phys.，5，378（2009）［15］Y.L.Chen，J.G.Analytis，J.－H.Chu，Z.K.Liu，S.－K.Mo，X.L.Qi，H.J.Zhang，D.H.Lu，X.Dai，Z.Fang，S.C.Zhang，I.R.Fisher，Z.Hussain and Z.－X.Shen，Science，325，178（2009）［16］ Y.Y.Li，G.Wang，X.G.Zhu，M.H.Liu，C.Ye，X.Chen，Y.Y.Wang，K.He，L.L.Wang，X.C.Ma，H.J.Zhang，X.Dai，Z.Fang，X.C.Xie，Y.Liu，X.L.Qi，J.F.Jia，S.C.Zhang andQ.K.Xue，Adv.Mater.，22，4002（2010）［17］T.Zhang，P.Cheng，X.Chen，J.F.Jia，X.C.Ma，K.He，L.L.Wang，H.J.Zhang，X.Dai，Z.Fang，X.C.Xie and Q.K.Xue，Phys.Rev.Lett.，103，266803（2009）［18］ P.Cheng，C.L.Song，T.Zhang，Y.Y.Zhang，Y.L.Wang，J.F.Jia，J.Wang，Y.Y.Wang，B.F.Zhu，X.Chen，K.He，L.L.Wang，X.Dai，Z.Fang，X.C.Xie，X.L.Qi，C.X.Liu，S.C.Zhang and Q.K.Xue，Phys.Rev.Lett.，105，076801（2010）［19］ R.Yu，W.Zhang，H.J.Zhang，S.C.Zhang，X.Dai and Z.Fang，Science，329，61（2010）［20］ L.Fu，C.L.Kane，Phys.Rev.Lett.，100，096407（2008）［21］ L.Fu，C.L.Kane，Phys.Rev.Lett.，102，216403（2009）［22］ J.C.Y.Teo，C.L.Kane，Phys.Rev.Lett.，104，046401（2009）。
导电氧化铋薄膜的逆自旋霍尔效应
㊀第40卷㊀第10期2021年10月中国材料进展MATERIALS CHINAVol.40㊀No.10Oct.2021收稿日期:2021-01-25㊀㊀修回日期:2021-02-10基金项目:国家自然科学基金面上项目(11874098);兴辽英才计划资助项目(XLYC1807156);中央高校基本科研业务费专项资金资助项目(DUT20LAB111)第一作者:王孟怡,女,1995年生,硕士研究生通讯作者:邱志勇,男,1978年生,教授,博士生导师,Email:qiuzy@DOI :10.7502/j.issn.1674-3962.202101019导电氧化铋薄膜的逆自旋霍尔效应王孟怡,邱志勇(大连理工大学材料科学与工程学院三束材料改性教育部重点实验室辽宁省能源材料及器件重点实验室,辽宁大连116000)摘㊀要:自旋霍尔效应及其逆效应作为自旋电子学中实现自旋-电荷转换的核心物理效应,对纯自旋流的产生㊁探测有着重要的应用价值,是自旋电子器件开发与应用的关键技术节点㊂对高自旋-电荷转换效率材料体系的探索与开发是该领域的核心课题㊂以导电氧化铋薄膜为对象,研究其中的逆自旋霍尔效应㊂采用交流磁控溅射系统,使用氧化铋陶瓷靶制备了不同厚度的导电氧化铋薄膜,并与坡莫合金薄膜构成铁磁/非磁双层自旋泵浦器件,在该器件中首次观测并确认了导电氧化铋薄膜中逆自旋霍尔效应所对应的电压信号㊂通过逆自旋霍尔电压对氧化铋薄膜厚度的依存关系,定量地估算了氧化铋薄膜的自旋霍尔角及自旋扩散长度㊂通过提出一种新的具备可观测逆自旋霍尔效应的材料体系,不仅拓展了自旋电子材料的选择空间,也为新型自旋电子器件的设计和应用提供了思路㊂关键词:氧化铋;导电氧化物;逆自旋霍尔效应;自旋霍尔角;自旋扩散长度;自旋泵浦中图分类号:O469㊀㊀文献标识码:A㊀㊀文章编号:1674-3962(2021)10-0756-05Inverse Spin Hall Effect of Conductive Bismuth OxideWANG Mengyi,QIU Zhiyong(Key Laboratory of Energy Materials and Devices (Liaoning Province),Key Laboratory of Materials Modificationby Laser,Ion and Electron Beams,Ministry of Education,School of Materials Science and Engineering,Dalian University of Technology,Dalian 116000,China)Abstract :The direct and inverse spin Hall effect is the key effect for spin-charge conversion in spintronics,which plays avital role in the generation and detection of pure spin currents.It is a core issue to develop and explore materials with high spin-charge conversion efficiency.Here,we demonstrate the inverse spin Hall effect in a conductive bismuth oxide.The bis-muth oxide thin films with different thicknesses were prepared from a sintered bismuth oxide target by an rf-sputtering sys-tem.Then,permalloy /bismuth oxide bilayer spin pumping devices were developed,with which voltage signals corresponding to the inverse spin Hall effect were confirmed by the spin pumping technique.Furthermore,by systematical studying of bis-muth-oxide thickness dependence of those spin Hall voltages,the spin Hall angle and spin diffusion length were quantitative-ly estimated.Our results propose a novel system with an observable inverse spin Hall effect,which expands the possibility of spintronic materials and guides a new path for the development of spin-based devices.Key words :bismuth oxide;conductive oxide;inverse spin Hall effect;spin Hall angle;spin diffusion length;spin pumping1㊀前㊀言自旋电子学是以电子的量子自由度自旋为研究核心的新兴科研领域[1]㊂因在电子信息领域中的巨大应用潜力,自旋电子学建立伊始即吸引了众多研究者,现今是凝聚态物理领域不可忽视的科研分支之一㊂凝聚态体系中自旋的产生㊁操纵与检测相关的机理探讨和应用拓展是自旋电子学领域的核心课题[2]㊂本文所讨论的逆自旋霍尔效应即自旋霍尔效应的逆效应,是实现自旋流向电流转换的重要物理效应,其对自旋流特别是纯自旋流的检测有着不可替代的应用价值㊂逆自旋霍尔效应一方面可直接应用于弱自旋流的检测,另一方面也可作为自旋流-电流的转换媒介实现自旋向电荷体系的能量及信息传博看网 . All Rights Reserved.㊀第10期王孟怡等:导电氧化铋薄膜的逆自旋霍尔效应递[3-5]㊂而逆自旋霍尔效应的应用长期受制于自旋流-电流转换效率,即自旋霍尔角[6]㊂因此,新材料体系的探索及高自旋霍尔角材料的开发是逆自旋霍尔效应应用的关键所在㊂由于具有较大的自旋轨道耦合强度,重金属及其合金体系长期以来是高自旋霍尔角材料的研发重点[7-17]㊂其中贵金属Pt和Au的自旋霍尔角在室温附近分别可达11%ʃ8%和11.3%[7,8],是最常用的自旋霍尔材料㊂重金属合金AuW及CuBi报道的自旋霍尔角也达到10%以上[9,10]㊂此外,其它材料如半导体体系也是逆自旋霍尔效应的研究热点㊂2012年,Ando等[18]首次在室温下观测到p型半导体Si中的逆自旋霍尔效应,开拓了半导体中自旋霍尔效应及其逆效应的研究㊂此外,Olejník等[19]在外延的GaAs超薄膜中观测到逆自旋霍尔效应,并估算其自旋霍尔角θSHEʈ0.15%㊂有机聚合物体系中也被发现具有可观测的逆自旋霍尔效应[20,21]㊂Qaid等[20]在导电聚合物PEDOTʒPSS中观测到约2%的自旋霍尔角,进一步拓展了逆自旋霍尔效应的材料空间㊂另一方面,氧化物因其数量庞大的物质群及丰富多变的物理特性,一直以来都是凝聚态物理和材料研究的重点㊂而氧化物具有合成容易㊁性能稳定㊁价格低廉等特点,成为应用型功能材料的优先选项㊂自旋电子学领域的研究者很早就关注并对氧化物中的逆自旋霍尔效应进行了探索㊂在导电氧化物ITO㊁IrO2等材料中先后观测到逆自旋霍尔效应[22-24]㊂其中5d金属氧化物IrO2的自旋霍尔角达到6.5%[24],揭示了重金属氧化物作为自旋功能材料应用的可能,也拓展了氧化物体系中自旋霍尔功能材料的开发方向㊂本工作以导电氧化铋(Bi2O3)薄膜为研究对象,构建并制备了坡莫合金(Py)/Bi2O3的双层自旋泵浦器件㊂并利用自旋泵浦技术对Bi2O3中的逆自旋霍尔效应进行了系统的研究㊂首先在Bi2O3薄膜中观测并确认了逆自旋霍尔效应对应的电压信号;通过对Bi2O3薄膜厚度与信号强度的系统分析,确认该信号与自旋泵浦效应的等效电路模型预测相符;并定量地给出了Bi2O3薄膜的自旋霍尔角和自旋扩散长度㊂2㊀实验原理与方法本工作通过交流磁控溅射由烧结Bi2O3靶材制备了Bi2O3薄膜㊂通过控制成膜时气压(Ar:0.7Pa)及后期真空热处理工艺(<3ˑ10-5Pa,1h@500ħ),在具有热氧化层的硅基板上成功制备了导电Bi2O3薄膜㊂利用四端法确定Bi2O3薄膜的的电导率为2.1ˑ104Ω-1㊃m-1㊂通过改变成膜时间,系统地制备了膜厚范围在12~112nm的Bi2O3薄膜㊂并利用电子束沉积技术将10nm的Py薄膜与Bi2O3膜复合,构建了如图1a所示的Py/Bi2O3双层自旋泵浦器件㊂其中由10nm的Py单层薄膜测得的电导率为1.5ˑ106Ω-1㊃m-1㊂图1b是具有SiO2氧化层的硅基板上沉积的Py/Bi2O3双层膜的X射线衍射图谱,其中Py层与Bi2O3层的厚度分别为10和32nm㊂在2θ=69.1ʎ附近可观测到属于硅基板(400)晶面的强衍射峰;而2θ=27.7ʎ附近可以观测到微弱的特征衍射峰,对比衍射数据库可以判断该衍射峰来源于δ-Bi2O3的(111)晶面;除此之外,无明显可观测的衍射峰,由此判断器件中的Bi2O3为萤石结构的δ-Bi2O3相[25-27],并具备法线方向为[111]的择优取向㊂考虑到测得的薄膜电导率与离子导电的纯δ-Bi2O3的电导率之间存在差异[28],不能排除器件中的Bi2O3薄膜存在氧缺陷或伴生金属铋相从而导致薄膜的电导率上升㊂在衍射图谱中没有明显的氧化硅及Py特征峰,可以归因于氧化硅和Py均为非晶态结构且Py层膜厚过薄㊂图1㊀Py/Bi2O3双层膜器件及自旋泵浦实验设置示意图,H为外加磁场(a);具有SiO2氧化层的硅基板上Py/Bi2O3双层膜的X射线衍射图谱(b)Fig.1㊀Schematic illustration of the Py/Bi2O3bilayer system and spin-pumping set-up,H is the external magnetic field(a);XRD patterns of the Py/Bi2O3bilayer film on an oxidizedsilicon substrate(b)图1a还给出了自旋泵浦实验设置的示意图㊂实验样品置于TE011微波谐振腔中心,微波谐振腔特征频率为9.444GHz,此时样品处微波的电场分量取最小,而磁场分量取最大㊂同时在样品膜面方向上施加外磁场H㊂在微波的交变磁场与外磁场的共同作用下,当微波频率f 与外磁场大小H满足共振条件:757博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷2πf =μ0γH FMR (H FMR +4πM s )(1)Py 中的铁磁共振被激发,其中γ和4πM s 分别是Py 薄膜的有效旋磁比和饱和磁化强度[29]㊂由自旋泵浦模型可知,此时Py 与Bi 2O 3薄膜界面产生自旋积累,纯自旋流J s 将通过界面注入到Bi 2O 3层中[20-22,29-36]㊂由于Bi 2O 3中的逆自旋霍尔效应,该自旋流将被转换为电流,并以电场E ISHE 的形式被检测㊂这里E ISHE :E ISHE ɖJ s ˑσ(2)其中,σ为磁性层的自旋极化矢量,E ISHE ,J s 与σ互为正交矢量时E ISHE 取最大值㊂E ISHE 可以通过Bi 2O 3表面两端的电极测量㊂3㊀结果与讨论图2a 给出了Py /Bi 2O 3双层膜器件中测得的典型铁磁共振微分吸收谱d I (H )/d H ㊂其中I 为微波吸收强度,H 为外磁场强度㊂由共振微分吸收谱可知,在H FMR ʈ99mT时,d I (H )/d H=0,即该磁场强度处微波吸收强度I 达到最大值,为Py 的铁磁共振场㊂图中正负峰值的间距对应图2㊀Py /Bi 2O 3双层膜铁磁共振微分吸收谱d I (H )/d H 和外加磁场H 的依存关系,I 为微波吸收强度(a);Py /Bi 2O 3双层膜中测得的电压信号V 与磁场强度H 的关系图,其微波功率为200mW(图中空心圆为实测数据,红色虚线为Lorentz 及其微分函数的拟合结果,蓝绿虚线分别为拟合曲线中的对称和反对称分量)(b)Fig.2㊀External magnetic field H dependence of the FMR signal d I (H )/d H for the Py /Bi 2O 3bilayer film,I denotes the microwave ab-sorption intensity (a);external magnetic field H dependence of the voltage signal V for the Py /Bi 2O 3bilayer film excited by mi-crowave with a power of 200mW (open circles are the experimen-tal data,the dash curves are the fitting results)(b)铁磁共振线宽W ,对比单层10nm 的Py 薄膜,Py /Bi 2O 3双层膜的铁磁共振线宽W 明显增大,表明在双层膜器件中由于铁磁共振的激发,产生了基于自旋泵浦效应的自旋流[31]㊂该自旋流通过Py /Bi 2O 3界面被注入到Bi 2O 3层㊂如图2b 所示,当固定微波功率为200mW 时,Py /Bi 2O 3双层膜在垂直于外磁场方向上可以测得与铁磁共振相对应的电压信号,其电压峰值对应的磁场基本与铁磁共振场H FMR 相符㊂利用Lorentz 及其微分函数拟合,可以很好地再现电压V 与磁场H 的依存关系(图2b)㊂其中,Lorentz 微分函数的反对称分量通常归因于自旋整流及其他效应的贡献[29,32-34]㊂从拟合参数可知反对称分量在整个电压信号中的占比小于5%㊂而Lorentz 函数的对称分量V s 主要归因于自旋泵浦产生的自旋流所对应的电压,其峰位与铁磁共振场H FMR 完全对应㊂同时考虑到无法排除对称信号中自旋整流效应的贡献,将电压信号中对称分量V s 定义为[28]:V s =V ISHE +V sr ㊂其中V ISHE 为逆自旋霍尔效应对应的电压信号,V sr 对应自旋整流效应的电压信号㊂图3a 和3b 分别给出了在外磁场方向不同的情况下测得的铁磁共振微分吸收谱d I (H )/d H 与电压信号V 对外磁场强度H 与铁磁共振场H FMR 的差值的依存关系图,其中外磁场方向角θH 的定义如图3c 中的插图所示㊂在改变外磁场方向角θH 的情况下,微波微分吸收谱的形状与线宽基本没有发生改变(图3a)㊂而电压信号V 随θH 的变化产生了较大的差异(图3b),当外磁场平行于膜面,即θH =ʃ90ʎ时,电压峰值取最大值,符号相反;当外磁场垂直于膜面,即θH =0ʎ时,电压峰信号消失㊂由式(2)可知,在自旋泵浦实验中逆自旋霍尔效应的信号大小与磁性层中的自旋极化方向相关,即E ISHE ɖsin θM ㊂这里θM 对应铁磁薄膜磁化方向与薄膜法线方向的夹角,可以根据铁磁共振场数据及外磁场方向角θH 计算获得[22,31,35]㊂考虑到薄膜样品中退磁场的影响,当且仅当磁场方向与膜面平行或在法线方向(即θH =ʃ90ʎ,0ʎ)时,铁磁薄膜的磁化方向与外磁场方向相同,此时E ISHE 取正负最大值和零㊂在Py /Bi 2O 3双层膜器件中测得的电压信号很好地符合了该实验模型㊂对所有外磁场方向角θH 下测得的电压数据进行Lorentz 及其微分函数拟合,分离出的电压信号对称分量V s 与外磁场方向角θH 的关系如图3c 所示㊂铁磁层Py 磁化强度M //H eff =H +H M ,这里H 为外加磁场,H M 为Py 薄膜的退磁场㊂V s 的磁场方向角θH 依存可以很好地基于自旋泵浦的动力学模型拟合[22,31,35,36],从而验证了V s中逆自旋霍尔效应的贡献占主导地位㊂857博看网 . All Rights Reserved.㊀第10期王孟怡等:导电氧化铋薄膜的逆自旋霍尔效应图3㊀不同外磁场方向角θH 下Py /Bi 2O 3双层膜的铁磁共振微分吸收谱d I (H )/d H (a)和电压信号V (b)与外磁场强度H 和铁磁共振场H FMR 差值的关系图;电压信号对称分量V s 与外磁场方向角θH 的关系图(实验数据表示为空心菱形,红色实线为拟合结果,插图中定义了外磁场方向角θH )(c)Fig.3㊀H -H FMR dependence of FMR signals d I (H )/d H (a)and voltagesignals V (b)for the Py /Bi 2O 3bilayer film at various out-planemagnetic field angles θH ;the out-plane magnetic field angle θHdependence of V s (the out-plane magnetic field angle θH is deter-mined in the insert)(c)㊀㊀图4a 中给出了在不同微波功率P MW 下的电压信号V 与外磁场H 的依存关系㊂与自旋泵浦模型的预期相符,电压峰值随着P MW 的增加而增大㊂图4b 为电压信号的对称分量V s 与微波功率P MW 的关系㊂由图可见,在微波功率为0~200mW 范围内,V s 与P MW 呈线性关系,与直流自旋泵浦模型的预测一致[22,30,35]㊂图5给出了Py /Bi 2O 3器件中的V s 对Bi 2O 3层厚度d N的依存关系㊂V s 随Bi 2O 3层厚度d N 的增大而减小,这基本可以归因于随Bi 2O 3层厚度d N 增加所导致的器件整体电阻的减小㊂该结果明显区别于Py /Bi 自旋泵浦器件中自旋泵浦信号随Bi层厚度的增加而先增加后减小的结图4㊀不同微波功率P MW 下的Py /Bi 2O 3双层膜的电压信号V 与磁场H 的关系图(a),电压信号对称分量V s 与微波功率P MW 的依存关系图(b)Fig.4㊀External magnetic field H dependence of voltage signals V for thePy /Bi 2O 3bilayer film at various microwave powers P MW (a),the P MW dependence of the voltage signal V s (b)果[37]㊂因此,在这里忽略可能存在的Rashba-Edelstein 效应等界面效应的影响,根据等效电路模型[29,31],同时考虑到Py 层中自旋整流效应的可能贡献,将V s 表示为[29]:V s =V ISHE +V sr=ωθSHE λtanh(d N /2λ)d N σN +d F σF 2e ћ()j 0s +j srd N σN +d F σF(3)其中,d N ㊁d F ㊁σN 和σF 分别表示Bi 2O 3层和Py 层的厚度d 和电导率σ;j 0s 是Py /Bi 2O 3界面处的自旋流密度,可以通过Py 层中铁磁共振线宽W 的变化量计算获得;j sr表示自旋整流效应对应的等效电流㊂利用式(3)对V s 与Bi 2O 3层厚度d N 依存关系的实验数据进行拟合,可以获得Bi 2O 3薄膜中的自旋霍尔角θSHE 及自旋扩散长度λ㊂如图5所示,拟合所得的θSHE 和λ的上限分别为0.7%和6.5nm,而θSHE 和λ的最佳估测值分别为0.5%和3.5nm㊂4㊀结㊀论本工作利用自旋泵浦效应首次在导电Bi 2O 3薄膜中观测并确认了逆自旋霍尔效应㊂在Py /Bi 2O 3双层膜中探测到的电压信号与逆自旋霍尔效应和自旋泵浦效应的模型相符㊂通过系统探讨逆自旋霍尔电压与Bi 2O 3薄膜厚度的关系,定量地给出了导电Bi 2O 3薄膜中的逆自旋霍尔角约为0.5%,自旋扩散长度约为3.5nm㊂导电Bi 2O 3中逆自旋霍尔效应的发现,不仅拓宽了逆自旋霍尔效应957博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷图5㊀Py/Bi2O3双层膜中Bi2O3厚度d N与电压信号对称分量V s的依存关系(实验数据表示为空心圆,实线为式(3)的拟合结果,插图为Py/Bi2O3双层膜系统中考虑了逆自旋霍尔效应和自旋整流效应的等效电路图)Fig.5㊀The experimental and fitting results of Bi2O3thickness d N dependence of V s for the Py/Bi2O3bilayer films(the insert is theequivalent circuit of the Py/Bi2O3bilayer system,in which inversespin Hall effect and spin-rectification effect are both considered)材料的选择范围,也为新型自旋电子器件的设计和应用提供了新的选择㊂参考文献㊀References[1]㊀FLATTE M E.IEEE Transactions on Electron Devices[J],2007,54(5):907-920.[2]㊀TAKAHASHI S,MAEKAWA S.Science Technology Advanced Materi-als[J],2008,9(1):014105.[3]㊀SCHLIEMANN J.International Journal of Modern Physics B[J],2006,20:1015-1036.[4]㊀JUNGWIRTHT,WUNDERLICH J,OLEJNIK K.Nature Materials[J],2012,11(5):382-390.[5]㊀NIIMI Y,OTANI Y.Reports on Progress in Physics[J],2015,78(12):124501.[6]㊀SINOVA J,VALENZUELA S,WUNDERLICH J,et al.Reviews ofModern Physics[J],2015,87(4):1213-1260.[7]㊀SEKI T,HASEGAWA Y,MITANI S,et al.Nature Materials[J],2008,7(2):125-129.[8]㊀ALTHAMMER M,MEYER S,NAKAYAMA H,et al.Physical Re-view B[J],2013,87(22):224401.[9]㊀LACZKOWSKI P,ROJAS-SÁNCHEZ J C,SAVERO-TORRES M,etal.Applied Physics Letters[J],2014,104(14):142403. 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All Rights Reserved.㊀第10期中国材料进展特约编辑王聪特约编辑雷娜特约编辑刘恩克特约撰稿人方梅特约撰稿人魏大海王㊀聪:北京航空航天大学集成电路科学与工程学院教授,博士生导师㊂1995年在中国科学院物理研究所获得博士学位,曾先后在德国㊁法国㊁美国短期工作㊂长期从事反钙钛矿磁性功能材料㊁反铁磁自旋电子学材料,太阳能光热转换涂层㊁辐射致冷薄膜以及太阳能集热器等的研究㊂在Adv Mater,Phys Rev系列等刊物上发表论文近240篇,SCI他引超过3500次,2020年被评为爱思唯尔(Elsevier)中国被高引学者;授权国家发明专利13项,2012年获得教育部高等学校科学研究优秀成果自然科学二等奖;2020年获得中国材料研究学会科学技术二等奖㊂现兼任中国物理学会理事㊁中国晶体学会理事㊁中国物理学会粉末衍射专业委员会副主任㊁中国材料学会环境材料委员会副主任㊁国家能源太阳能热发电技术研发中心技术委员会委员㊁国际衍射数据中心(ICDD)委员㊁中国物理学会相图委员会委员㊁IEEE PES储能技术委员会(中国)储能材料与器件分委会委员㊂Journal of Solar EnergyResearch Updates主编㊂‘北京航空航天大学学报“‘硅酸盐学报“‘中国材料进展“等杂志编委㊂承担国家 863 项目,国家基金委重点项目等20余项,培养博士㊁硕士研究生近50名㊂雷㊀娜:女,1981年生,北京航空航天大学集成电路科学与工程学院副教授,博士生导师㊂主要研究方向为低维磁性材料的自旋调控,围绕电控磁的低功耗自旋存储与自旋逻辑器件方面取得一定成果,发表相关SCI论文30余篇,包括Nat Commun3篇,Phys Rev Lett,Phys RevAppl,Nanoscale各1篇等㊂其中1篇Nat Com-mun文章为ESI高被引论文;Phys Rev Appl上文章被编辑选为推荐文章㊂刘恩克:男,1980年生,中国科学院物理研究所研究员,博士生导师㊂2012年于中国科学院物理研究所获得博士学位,获中科院院长奖学金特别奖㊁中科院百篇优秀博士论文奖㊂2016~2018年作为 洪堡学者 赴德国马普所进行研究访问,合作导师为Claudia Felser和StuartParkin教授㊂主要从事磁性相变材料㊁磁性拓扑材料㊁磁性拓扑电/热输运等研究㊂在国际上首次实现了磁性外尔费米子拓扑物态,提出了全过渡族Heusler合金新家族,发现了 居里温度窗口 效应,提出了等结构合金化 方法等㊂已在Science,NatPhys,Nat Commun,SciAdv,PRL等期刊上发表学术论文200篇㊂曾获国家基金委 优青 基金㊁中科院青促会优秀会员基金㊁国家自然科学二等奖(4/5)等㊂方㊀梅:女,1984年生,中南大学物理与电子学院副教授,硕士生导师㊂长期从事功能薄膜㊁自旋电子器件的设计㊁制备与表征的研究工作,探索自旋电子学相关机理㊂以第一作者/通讯作者在Nature Com-munications(2篇)㊁Physical Review Applied,APL Materials,AppliedPhysics Letters等国际期刊上发表学术论文20余篇,获得国家授权发明专利1项㊂主持国家自然科学基金青年项目㊁湖南省自然基金面上项目㊁中国博士后科学基金一等资助和特别资助㊁中南大学 猎英计划 等项目多项㊂兼任PhysicalReview Letters,PhysicalReview Applied等10余个国际期刊审稿人㊂魏大海:男,1982年生,2009年博士毕业于复旦大学物理系,现任中国科学院半导体研究所研究员,博士生导师㊂2010~2015年先后在日本东京大学物性研究所㊁德国雷根斯堡大学开展博士后研究㊂主要致力于半导体自旋电子学的物理与器件研究,基于新型自旋电子材料开展注入㊁探测以及调控,通过自旋霍尔效应㊁自旋轨道矩等自旋相关输运现象,探索自旋流的各种新奇特性及其可能的应用㊂在Nature Com-munications㊁Phys RevLett,等期刊上发表40余篇论文㊂曾获 国家海外高层次青年人才 ㊁德国洪堡 学者奖金㊁亚洲磁学联盟青年学者奖,作为负责人入选首批中特约撰稿人邱志勇科院稳定支持基础研究领域青年团队 ,承担十三五 国家重点研发计划 量子调控与量子信息 专项青年项目㊂邱志勇:男,1978年生,大连理工大学材料科学与工程学院教授,博士生导师㊂长期从事功能材料与自旋电子学融合领域的研究工作,近年来在Nature Materi-als,Nature Comm,PRL,ACTA Mater等知名杂志上发表论文60余篇,H因子25,引用2200余次㊂依托材料开发背景,在自旋电子材料及自旋物理方向进行了长期研究,近两年以推进新一代磁存储器技术为目标,致力于反铁磁自旋电子学领域的开拓,取得了基于反铁磁材料的自旋物理及应用相关的一系列先驱性成果㊂167博看网 . 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过渡金属硫族化合物
过渡金属硫族化合物过渡金属硫族化合物（transition metal dichalcogenides，简写为TMDs）是一种二元层状化合物，层与层之间通过范德瓦耳斯力结合其他，具有与石墨烯相似的六方晶格结构与广阔的光电性质，达到原子级厚的时候表现出强烈的量子限域效应，转变为一种二维材料1谷电子学1.1什么是能谷？在石墨烯的研究中，石墨烯的能带结构和能谷特性是重要研究对象之一。
石墨烯具有六方晶格结构，其对应的布里渊区也是六方结构。
石墨烯的六方晶格对应A、B两套子晶格，一个六方晶格里面有A、B两种碳原子，对应到布里渊区也具有两种不同的边界点（俗称K点），一般称为K点和K’（-K）点。
再分析石墨烯的能带结构。
通过对狄拉克方程计算，可以发现石墨烯的价带和导带的极值点（俗称能谷）都在K点，因此石墨烯的能谷也称为K谷。
同时在K点附近的色散关系是线性的，形成狄拉克点，附近的锥形就是狄拉克锥。
这个狄拉克锥很神奇，因为它的导带的极小值点和价带的极大值点刚好接触但是又不重合，电子在这种能带结构上静止质量为0，就像是光子一样。
石墨烯特殊的能谷结构带来了极高的载流子迁移率和反常量子霍尔效应。
石墨烯K谷引发了更深入的思考和发现。
K谷和K’谷的能量简并，通过时间反演对称性联系在一起的，因为它们在动量空间的距离很远，谷间散射被抑制，因此可以把谷因子视为一种可能的自由度，类似于载流子的电荷、电子的自旋朝向，都可以作为0和1的定义进行赋值。
石墨烯具有空间反演对称性，也就是对称性太好的情况。
为了寻找谷依赖的特性，必须先打破空间反演对称性。
Di Xiao等人针对具有空间反演对称性破缺的石墨烯的谷对比物理提出了自己的理论框架：在K谷（设定谷因子为1）和K’谷（设定谷因子为-1）上，具有和谷因子相关的內秉磁矩，在不同的谷上大小相同，符号相反，且不为0，因此，会出现谷的光学选择定则；除此之外，上面也描述了在时间反演对称性存在的情况下，K谷和K’谷上的贝里曲率是相反的，那么在一个面内电场的作用下，不同能谷上的载流子自然会向着相反的方向运动，集中在相反的边沿，称之为谷霍尔效应。
自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应
自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应嘿，朋友！今天咱们来聊聊自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应，这俩家伙可有趣啦！你想想，电子就像一群调皮的小精灵，在材料里欢快地奔跑。
自旋霍尔效应呢，就像是给这些小精灵们施了一种魔法。
原本它们跑起来没什么特别的规律，但是在这种魔法的作用下，具有不同自旋方向的小精灵就会往不同的方向偏去。
这就好比一群小朋友在操场上跑步，本来大家都是随意跑的。
突然，老师说，穿红衣服的小朋友往左边跑，穿蓝衣服的小朋友往右边跑。
这一下，原本混乱的场面就变得有秩序了。
自旋霍尔效应就是这样，让电子的自旋和运动方向产生了特定的关联。
那逆自旋霍尔效应又是咋回事呢？这就像是一场神奇的反转游戏。
如果说自旋霍尔效应是指挥电子按特定方式排列，那逆自旋霍尔效应就是把这个过程倒过来。
比如说，你用力推一个大箱子，箱子移动了一段距离。
而逆自旋霍尔效应就像是，本来箱子的移动导致了某种变化，现在反过来，通过某种手段让这种变化又使箱子往回移动。
在实际应用中，这俩效应可厉害啦！自旋霍尔效应可以帮助我们制造更高效的电子器件。
想象一下，以前的电子器件就像老式的蒸汽机，效率不高还笨重。
有了自旋霍尔效应，就好像给蒸汽机换成了先进的电动引擎，速度快又节能。
逆自旋霍尔效应也不甘示弱，在一些精密的测量和控制领域发挥着重要作用。
它就像是一个超级灵敏的探测器，能够捕捉到极其微小的变化。
朋友，你说这自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应是不是很神奇？它们就像是隐藏在微观世界里的宝藏，等待着我们去挖掘和利用。
说不定未来，我们的生活因为它们会发生翻天覆地的变化呢！所以啊，可别小看这看似复杂的自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应，它们的潜力无限，能给我们带来的惊喜也难以估量！。
单层cri3掺杂过渡金属的居里温度
单层cri3的研究一直备受关注，因为它具有许多优越的特性，如在室温下具有良好的磁性和量子自旋霍尔效应等。
而cri3掺杂过渡金属被认为是一种有效的提高居里温度的方法。
本文旨在探讨单层cri3掺杂过渡金属后的磁性和居里温度变化。
1. 单层cri3的磁性特性单层cri3是一种二维材料，具有特殊的磁性特性。
由于其内在的自旋-轨道相互作用和晶格自由度的限制，单层cri3在室温下展现出自发的磁性。
这使得它成为了一种重要的材料，可以用于磁存储和量子计算等领域。
2. 过渡金属对单层cri3磁性的影响过渡金属的加入可以改变单层cri3的磁性特性。
在过渡金属掺杂后，单层cri3的磁矩和磁化强度都会发生变化。
这主要是因为过渡金属的电子结构和自旋-轨道相互作用与cri3之间的相互作用导致了这种变化。
3. 过渡金属掺杂对居里温度的影响居里温度是描述材料在外加磁场下出现磁性相变的临界温度。
过渡金属的掺杂可以有效提高单层cri3的居里温度。
这是因为过渡金属的加入会改变cri3的电子结构，使得它的自旋-轨道相互作用增强，从而使居里温度升高。
4. 实验验证与理论模拟为了验证过渡金属对单层cri3磁性和居里温度的影响，科学家们进行了一系列的实验和理论模拟。
实验结果显示，过渡金属的掺杂确实可以显著提高单层cri3的居里温度，这与理论模拟结果相吻合。
5. 应用前景和展望单层cri3掺杂过渡金属后具有较高的居里温度，这为其在磁存储、量子计算和磁性传感器等领域的应用提供了新的可能性。
未来，科学家们可以进一步研究单层cri3掺杂过渡金属的制备方法和性能优化，推动其在实际应用中的进一步发展。
在探讨单层cri3掺杂过渡金属的磁性和居里温度变化时，科学家们还需要进一步研究其微观机制，并寻找更多的掺杂方式和材料组合，以期取得更好的性能表现。
这将为二维材料在磁性领域的应用和发展带来新的突破。
6. 微观机制研究为了更深入地了解单层cri3掺杂过渡金属后的磁性和居里温度变化，科学家们需要进行更深入的微观机制研究。
半导体、冷原子、过渡金属硫化物及超导中自旋、谷极化及Bogoliubov准粒子的动力学研究
半导体、冷原子、过渡金属硫化物及超导中自旋、谷极化及Bogoliubov准粒子的动力学研究自旋电子学的主要目的是有效地操控固体材料中的自旋(或赝自旋)自由度。
对材料中自旋和电荷的动力学及它们的相互影响的理解对自旋电子学的发展非常重要。
针对这一问题,本论文根据所关心的物理系统分为三个部分。
在第一部分,我们研究半导体及超冷原子中的自旋动力学,其中包括自旋弛豫和自旋扩散。
在第二部分,我们研究单层和双层过渡金属硫属化物中由激子引起的谷极化的动力学,其中包括谷去极化动力学和激子的谷霍尔效应。
最后在第三部分,我们集中研究s-波和(s+p)-波超导体中Bogoliubov准粒子和凝聚体的自旋及电荷动力学。
第一部分,从第1章到第4章,我们集中研究超冷原子以及半导体中的自旋动力学。
在第1章,我们综述了半导体自旋电子学的背景及其在超冷原子自旋动力学中的应用。
我们首先综述了半导体中自旋的产生,自旋的检测,自旋的弛豫以及自旋的扩散。
其中,我们介绍了自旋霍尔效应,主要的自旋弛豫机制(其中包括D’yakonov-Perel’,Elliott-Yafet和Bir-Aronov-Pikus机制)和文献中对自旋扩散的理解(其中包括漂移-扩散模型和非均匀扩展图景)。
然后我们简要地介绍了超冷原子物理的背景,以及最近实现的自旋轨道耦合的超冷原子及其实验进展。
在第2章中,我们发现在超冷的自旋轨道耦合40K费米气中,当塞曼能远比自旋轨道耦合能大时,D’yakonov-Perel’自旋弛豫是反常的。
我们考虑了自旋极化垂直和平行于有效塞曼场的横向和纵向两种构型。
我们发现当自旋极化小时,横向自旋弛豫可分成四个而不是通常的两个区域:正常弱散射区,反常类DP区,反常类EY区和正常强散射区。
当自旋极化大时,我们揭示Hartree-Fock自能,作为有效磁场,能够极为有效地抑制弱散射区中的自旋弛豫。
在InAs(110)量子阱中,当处在Voigt构型下的磁场远比自旋轨道耦合场大时,我们进一步揭示了Hartree-Fock自能对反常D’yakonov-Perel’自旋弛豫的影响。
3d过渡族铁磁金属的自旋热输运研究
3d过渡族铁磁金属的自旋热输运研究张兵兵;杨凡黎;易立志;许云丽;黄秀峰【期刊名称】《材料导报》【年(卷),期】2022(36)S02【摘要】关于铁磁金属体系中的自旋热输运实验研究,目前遇到的困难有:温度梯度的不均匀、铁磁金属中自旋流的分布不均匀,以及界面的各种散射等,这都会对铁磁金属多层膜体系的自旋塞贝克效应(SSE)产生显著影响,另外,诸多热相关效应引起的干扰信号,也会导致测量结果不准确。
以上问题的存在是相关实验研究很少,且实验结果备受争议的原因。
这些问题的解决,对于深入理解自旋热输运过程以及成功将自旋塞贝克效应于自旋电子器件中,均具有重要的理论和实践价值。
本工作研究了FM/NM、FM_(1)/FM_(2)/NM结构中的纵向自旋塞贝克效应(LSSE),通过差分方法,扣除了研究体系中FM自身的反常能斯特信号和FM自身所产生的逆自旋霍尔效应信号,从而得到了体系的单一自旋塞贝克效应(SSE)信号。
在此基础上,进一步研究了SSE信号对温度及铁磁层厚度的依赖关系。
结果表明,SSE信号随温度升高而减小,随厚度增加而增大,值得注意的是,相较于单层FM体系,双层FM体系的信号并非各FM层信号的简单叠加;通过与文献的对比研究发现,采用本实验方法提取的SSE信号与理论模型计算值符合较好。
【总页数】4页(P280-283)【作者】张兵兵;杨凡黎;易立志;许云丽;黄秀峰【作者单位】三峡大学理学院【正文语种】中文【中图分类】O469【相关文献】1.Y0.125Ca0.875MnO3体系的输运性质与铁磁自旋玻璃行为研究2.光谱在过渡族金属氧化物电荷及自旋有序研究中的应用3.铁磁—非磁金属超晶格中的自旋波研究4.二维过渡金属硫族化合物的自旋-能谷特性研究进展5.铁磁/半金属/铁磁隧道结中的自旋极化输运因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
反常自旋霍尔效应
反常自旋霍尔效应
《反常自旋霍尔效应，真奇妙呀！》
嘿，你们知道吗？有个特别神奇的东西叫反常自旋霍尔效应。
这可真是个高深莫测的玩意儿啊！
我记得有一次，我在实验室里，就像个好奇的小探险家一样，盯着那些仪器设备看呀看。
当时我正在研究这个反常自旋霍尔效应呢。
我看到那些小小的电子，就好像一群调皮的小精灵，在各种线路和元件里跑来跑去。
我就在想啊，这些电子咋就这么神奇呢，它们怎么就能产生这种特别的效应呢。
我紧紧地盯着屏幕上的数据变化，心里那个紧张啊，就好像在等待一场超级重要的比赛结果。
然后呢，当我看到那个数据出现了一个特别的波动，就像是小精灵们给我发出的一个神秘信号一样，哎呀呀，我当时那个激动呀！我感觉自己好像离解开这个反常自旋霍尔效应的秘密又近了一步呢。
真的，这种感觉太奇妙啦！就好像我进入了一个充满神秘和惊喜的科学世界，而这个反常自旋霍尔效应就是那个引领我不断探索的神秘钥匙。
虽然我可能还没有完全搞懂它，但我会一直保持这份好奇和热情，继续去追寻它的奥秘呀！以后我也要像那些厉害的科学家一样，把这个反常自旋霍尔效应研究得透透的，哈哈！
总之啊，反常自旋霍尔效应真的是太有意思啦，让我这个科学小迷弟沉迷其中不能自拔呀！。
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过渡金属中的逆自旋霍尔效应
自旋电子学(spintronics)是基于自旋的电子学的简称,又称磁电子学,主要研究电子自旋在下一代电子器件中所扮演的角色。
近年来,纯自旋流引起人们的广泛关注,它在传播过程中没有净的电荷流或者杂散场,因此能够以很小的能量
耗散传播信息。
相比于传统的基于电荷属性的器件,基于纯自旋流的自旋电子学器件,具有存储不易失、处理速度更快、功耗更低、集成度更高等优点。
为了能够将纯自旋流与当前半导体技术结合,并应用到新型的低功率器件中,对于自旋
和电荷之间相互转化的理解是非常关键的一步。
自旋霍尔效应(SHE)和它的逆效应(ISHE)能够实现自旋流和电荷流的相互转化并且不依赖于磁性材料和外加磁场,对于自旋电子学器件研发具有重要意义。
其中自旋流和电荷流的相互转化可以用自旋霍尔角θSH表征,它是材料自旋霍
尔电导和普通电导的比值。
自旋霍尔角的测量是自旋电子学研究的一个重要课题。
通常θSH的测量还混合着另外一个重要的参数—自旋扩散长度λsd。
自旋扩散长度描述的是自旋流在传播过程中的衰减行为。
θS和λsd都可以通过非局域的磁输运(nonlocal magneto-transport)测量,自旋力矩-铁磁共振(ST-FMR)的方法或者基于铁磁共振(FMR)的自旋泵浦效应(spin pumping)-逆自
旋霍尔效应结合的方法测量得到。
然而,实验上不同课题组、不同方法测得的θSH和λsd存在的巨大的争议,以Pt为例,,λsd值从0.5-14nm均有报道,θSH
也有一个量级的变化。
造成这种差异的原因:一方面是不同测量方法的局限性,
比如第一种方法由于缺少对界面的表征,实验中很难估算注入材料中纯自旋流的准确值,第二种方法的测量过程中经常会伴随由各向异性磁电阻(AMR)以及微波
电流注入所引起的噪音,而第三种方法能够通过特殊的样品设计以及测量角度排除杂散信号,另外产生的纯自旋流的大小也可以通过额外的铁磁共振测量得到;
另一方面是由于以往的实验、理论对铁磁(FM)/非磁(NM)双层膜体系描述的不完善,尤其是对界面的表征,最近有实验和理论指出,在铁磁/非磁双层膜界面处会
存在界面自旋损失,实际测量中自旋流在界面处有一定的损耗,从而对自旋霍尔
角的估算产生很大的影响。
在本论文中我们使用的是自旋泵浦结合逆自旋霍尔效应的方法研究过渡金
属的逆自旋霍尔效应,找到了测量θSH和λλsd的合适的方法。
通过分别改变铁
磁和非磁厚度的测量,系统地研究了一系列的FM/NM双层结构中自旋泵浦导致的逆自旋霍尔效应,其中FM分别是Co,Py和Co50Fe50,NM是Pt和Pd。
以面外微波磁场激发的方式,在特殊的测量角度下我们排除了各向异性磁电阻导致的自旋整流效应的影响,获得了纯净的ISHE电压。
我们发现当固定非磁层的厚度而改变铁磁层厚度时,测量的ISHE电压按照进动角归一化处理之后正比于非磁层的电阻而与铁磁层无关,这表明自旋泵浦-逆自旋霍尔效应实验中只需要考虑非磁层的电阻而不是双层膜的并联电阻。
另外我们通过微波光电阻的测量得到了铁磁共振时面内和面外进动角的幅值,这对于准确得到自旋泵浦产生的自旋流是非常重要的。
我们注意到即使在同样的微波输入功率下,进动角并非固定不变的,而是依赖于非磁金属的厚度,这强调了对于每一块样品测量进动角的重要性。
在不同FM/NM体系的测量中,我们发现如果假定界面自旋注入是100%时,在不同FM/Pt组合里得到的θsH有很大差异,这表明自旋泵浦注入的自旋流在FM/NM界面上不仅会传输和反射,还会发生界面自旋损失(interfacial spin loss),损失的幅度δ与界面相关。
用稍徽修正的Chen和Zhang提出的自旋泵浦理论对数据进行分析,通过对随NM层厚度变化的有效自旋混合电导和ISHE电压的拟合得到δ,我们在不同的FM/NM体系中得到了一致的自旋霍尔角和自旋扩散长度值,对 Pt 而言θsH= 0.030±0.002,Asd=8.0±0.4nm,对 Pd:θS= 0.0050 ± 0.0006,λsd = 7.7 ± 0.5 nm,并且得到的自旋扩散长度大于平均自由程,与一般的认知符合。
另外,我们还研究了在GaAs(001)衬底上外延生长的Co2Fe1-xMnxAl
full-Heusler薄膜中由于单轴和四度各向异性共存所导致的劈裂的磁滞回线,
我们发现现有的几个模型对于它的分析有矛盾之处,并且没有被额外的实验测量所验证。
在实验中,我们通过变频铁磁共振的测量,我们得到样品的单轴和四度各向异场,对比振动样品磁强计(VSM)的测量,我们找到了最适合的描述劈裂的磁滞回线的模型,解决了对于劈裂磁滞回线的分析的争议。
我们可以从劈裂的磁滞回线的劈裂场和零场附近的线性斜率定量得到材料的各向异性场。
同时,我们还研究了其背后的物理机制,不同分量的磁滞回线测量表明,劈裂处磁矩的翻转是由于畴壁成核以及畴壁的位移,翻转时的磁场使得易轴附近和磁场所在方向同时出现能量极小,并且三个角度能量相等。