РАДИОТЕХНИКА И ЭЛЕКТРОНИКА, 2015, том 60, № 5, с. 441-467
ОБЗОР
УДК 537.67
СПИН-ИНЖЕКЦИОННЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ ТЕРАГЕРЦЕВЫХ ВОЛН НА ОСНОВЕ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ МАГНИТНЫХ СТРУКТУР
© 2015 г. Ю. В. Гуляев, П. Е. Зильберман, С. Г. Чигарев
Фрязинский филиал Института радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова РАН, Российская Федерация, 141190 Фрязино Московской обл., пл. Введенского, 1
E-mail: zil@ms.ire.rssi.ru Поступила в редакцию 26.05.2014 г.
Рассмотрены принципиально новые устройства для генерации терагерцевых волн под влиянием поляризованного по спину тока в ферромагнитных и антиферромагнитных металлических структурах (магнитных переходах), в этих устройствах основную роль играют такие процессы, как спиновая инжекция, s^-обмен и его влияние на взаимодействие с электромагнитными волнами. Обсуждены вызываемые поляризованным током эффекты в антиферромагнетиках: обменная неустойчивость, наведение намагниченности и предсказание спин-инжекционного антиферромагнитного резонанса. Рассмотрены принципы и механизмы генерации электромагнитных колебаний терагерцевого диапазона и характеристики экспериментально реализованных образцов соответствующих устройств.
DOI: 10.7868/S0033849415050058
1. МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ, СТРУКТУРЫ И ПРОЦЕССЫ
Исследуемые вещества — это слои проводящих магнетиков или слоистые структуры, которые включают подобные слои. Чаще всего речь идет о магнитных (ферро- или антиферромагнитных) металлах, которые имеют достаточно высокую температуру упорядочения. Мы будем пользоваться терминологией, согласно которой слоистые структуры с включением указанных слоев называют "магнитными переходами". При пропускании тока в магнитных переходах происходят новые интересные физические явления, вызванные переносом спинов и их взаимодействием с магнитной решеткой кристаллов и/или с окружающим электромагнитным полем. Эти явления в настоящее время представляют собой предмет исследований в спинтронике. Фундаментальную роль в спинтронике играют работы [1, 2], впервые показавшие возможность и эффективность прямого обменного взаимодействия электрического тока с магнитной системой. При дальнейшем развитии важную роль стали играть также представления об инжекции спинов током и светом, которые были обсуждены в работах [3, 4]. Эти представления в настоящее время можно считать традиционными. Они восходят к идее об инжекции зарядов в полупроводниках в знаменитой работе Шокли [5], а также к идее об инжекции спинов током [6, 7] или светом (см. обзор [8]). Речь идет об изменении равновесного состояния вещества под влиянием внешних факторов, таких как, на-
пример, ток или свет. В данном обзоре рассматривается, прежде всего, инжекция спинов током.
Как правило, эффекты спиновой инжекции лучше всего проявляются в образцах весьма малых размеров, измеряемых десятками нанометров. Сведения о некоторых возникающих при этом эффектах, таких как "гигантское магнитосо-противление" или "обменное переключение" и др., можно найти в недавно опубликованном обзоре [9]. Эффекты, вызываемые взаимодействием спиновых потоков с электромагнитным полем, экспериментально стали исследоваться значительно позже, а именно в последние три-четыре года. Полученные результаты оказались важными для освоения терагерцевого диапазона. Далее в работе подробнее рассматриваются именно эти результаты.
А. Модель магнитного перехода в терагерцевом диапазоне
Ограничимся пока рассмотрением самой простой конструкции магнитного перехода, показанной на рис. 1: три контактирующих металлических слоя — два магнитных (1 и 2) и один немагнитный (3). Слой 3 фактически служит для замыкания цепи, в которой вдоль оси 0х течет электрический ток с
плотностью потока электронов ]/е, где е > 0 — элементарный заряд.
В терагерцевом (ТГц) диапазоне можно приближенно считать, что колебания намагниченности в решетке ферромагнетиков слабо выражены,
) / ^
L
L
к
O
1* т1
Рис. 1. Схема магнитного перехода: слой 1 - ферромагнетик с закрепленной намагниченностью решетки Ш\, которая направлена вдоль оси 0^1, спины подвижных электронов свободны; 2 - ферромагнетик с незакрепленной намагниченностью решетки М2 = М, которая направлена по оси От, спины подвижных электронов свободны; 3 - немагнитный проводник; между слоями 1 и 2 нанесен сверхтонкий буферный слой; между осями 0^1 и От имеется угол х — угол между осями 0^1 и От,
поскольку типичные собственные частоты таких колебаний лежат в пределах ~1010...10п с-1. Поэтому в первом приближении допустимо считать магнитную решетку неподвижной. Кроме того, для упрощения расчетов можно также фиксировать направление тока, считая его "прямым", т.е. текущим от слоя 1 к слою 2 (1 ^ 2). При "обратном" направлении тока (2 ^ 1) в нашей модели все соотношения выводятся аналогично.
Электроны проводимости в каждом из магнитных слоев имеют определенные в каждой точке х направления спинов, зависящие от векторов намагниченности решетки М1 и М2 = М. При этом в стационарных условиях каждый электрон заселяет (в среднем) одну из двух квантовых спиновых подзон: подзону "Т" со спинами, сонаправлен-ными с намагниченностью слоя, или подзону "X" с противонаправленными спинами. Подчеркнем, что полная концентрация электронов п = п^ + п^ в каждом из слоев сохраняется (не зависит от х) в силу условия локальной электронейтральности в металлах. При включении тока у электроны из слоя 1 проникают в слой 2, имея спины, параллельные М1 и, вообще говоря, непараллельные
М. Поэтому вблизи границы раздела слоев х = 0 возникает нестационарное квантовое состояние, которое, говоря классическим языком, описывает взаимную прецессию спинов носителей тока и
вектора М [1, 2]. Между тем все электроны имеют статистический разброс по направлениям скорости. Поэтому возникает разброс фаз прецессии
спинов электронов по мере удаления от границы раздела. При удалении, равном квантовой длине волны электронов на поверхности Ферми ХР, разброс фаз достигнет ~2я, и тогда поперечные (относительно М) компоненты спинов компенсируют друг друга. Более детально этот процесс описан в оригинальных работах [1, 2], а также, например, в обзоре [9]. В результате поперечная компонента суммарного спина носителей тока исчезает, а сам суммарный спин становится кол-
линеарным с вектором М .
Тем не менее описанный процесс "коллинеа-ризации" чрезвычайно интересен и важен. Дело в том, что поперечный спин уходит из системы электронов проводимости, но при этом он не исчезает полностью, а передается в магнитную решетку, где возбуждает колебания. В работе [10] процесс передачи спина от электронов в решетку был рассчитан в рамках определенной, принятой авторами, модели. Оказалось, что частичное восстановление фаз по мере движения в потоке у ¡г может несколько увеличить длину, на которой происходит передача спина. Однако это увеличение незначительно. Указанная длина возрастает всего до ~ (2. 3)ХР, что в металлах при комнатной температуре составляет ~1 нм. Таким образом, оказывается, что передаваемые поперечные спины влияют только на спиновое состояние решетки вблизи границы раздела. Это должно учитываться как граничное условие при описании колебаний намагниченности решетки. Такой учет был сделан в наших предшествующих теоретических работах [11-13] и описан в обзоре [9]. Он может приводить к неустойчивости решетки и к возникновению ее колебаний, которые ранее были предсказаны в работах [1, 2], а затем были обнаружены экспериментально и исследованы на частотах СВЧ-диапазона (^1 ТГц) во многих работах (см., например, [14-17] и др.). Подчеркнем, что в ТГц-диапазоне намагниченность решетки в ферромагнитных слоях 1 и 2 может рассматриваться как медленно меняющийся параметр.
Б. Уравнения движения для электронов проводимости
Далее рассмотрим процессы внутри слоя 2 за пределами контактного слоя х > Xр, который можно назвать "слоем Слончевского-Берже", (авторов этого открытия), или СБ-слоем. Вне указанного слоя электронные спины и намагниченность решетки коллинеарны. Электроны проводимости, как правило, представляют собой наиболее быструю подсистему ферромагнитного перехода, которая поэтому играет важную роль на высоких частотах. Эту подсистему можно харак-
У
1
х
теризовать парциальными концентрациями щ и щ, или вектором намагниченности
т = - п±)М = шМ, (1)
где > 0 — магнетон Бора, М = М/М — единичный вектор намагниченности решетки. Вектор т удовлетворяет уравнению непрерывности, которое есть прямое следствие кинетического уравнения для парциальных концентраций [12, 18]. С
учетом коллинеарности векторов т и М можно записать уравнение для т
дш + У 1 = - , (2)
о1 т
где индексы I, к = х, у, z — компоненты векторов, I — время, т — время релаксации спинов, ш — равновесное значение вектора,
1 к = ^(Лк - /и)М (3)
е
— поток спинов электронов.
Парциальные электрические токи электронов в подзонах имеют вид [11, 12]
(/>4.)к = еъ\4Ек - еБ^{Ч ^^ (4)
где введены парциальные проводимости ст^ и коэффициенты диффузии Теперь подставим (4) в формулу для потока (3) и воспользуемся выражением для полного тока
7 = Л + 7^ (5)
чтобы исключить вектор Е и заменить его вектором / [19]. Эти преобразования приводят к важному для дальнейшего выражению:
=(* о/к - м, (б)
в котором первое слагаемое описывает вклад дрейфового движения электронов, а второе — вклад диффузии. При этом возникают следующие новые параметры: параметр поляризации проводимости Q = (а| - а| )/(а^ + а^) и эффективный параметр диффузии Б = (а ^ + а ^ Б^ )/(а ^ + а ^). При выводе выражения (6) было сделано одно упрощающее предположение, а именно
///б < 1, (7)
где обозначено: / = |/'| и характерный для материала пленки ток /Б = еп1/т, в котором I = л/Бт ~ 3 х х 10-6 — длина пробега спина, или "длина диффузии". Подставляя типичные оценки параметров, п ■— 1022 см-3, т ~ 3 х 10-13 с, получаем]в ~ ~ 1.6 х 1010 А/см2. Поскольку максимальные токи в магнитных переходах, по крайней мере, на по-
рядок меньше полученной величины, то можно считать, что условие (7) хорошо выполняется.
Воспользуемся формулой для потока спинов (6) и выразим уравнение (2) через искомую функцию т (r, t). Учтем,
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.