Туннельное магнитосопротивление

Магнитный туннельный переход (схема)

Туннельное магнитосопротивление ( TMR ) - это магниторезистивный эффект, который возникает в магнитном туннельном переходе ( MTJ ), который представляет собой компонент, состоящий из двух ферромагнетиков, разделенных тонким диэлектриком . Если изолирующий слой достаточно тонкий (обычно несколько нанометров ), электроны могут туннелировать из одного ферромагнетика в другой. Поскольку этот процесс запрещен в классической физике, туннельное магнитосопротивление является строго квантово-механическим явлением.

Магнитные туннельные переходы производятся по тонкопленочной технологии. В промышленных масштабах осаждение пленки осуществляется методом распыления магнетрона ; в лабораторном масштабе также используются молекулярно-лучевая эпитаксия , импульсное лазерное осаждение и электронно-лучевое физическое осаждение из паровой фазы . Переходы подготовлены методом фотолитографии .

Феноменологическое описание [ править ]

Направление двух намагниченностей ферромагнитных пленок можно переключать индивидуально с помощью внешнего магнитного поля . Если намагниченности имеют параллельную ориентацию, более вероятно, что электроны будут туннелировать через изолирующую пленку, чем если бы они были в противоположной (антипараллельной) ориентации. Следовательно, такой переход может переключаться между двумя состояниями электрического сопротивления : одним с низким, а другим с очень высоким сопротивлением.

История [ править ]

Эффект был первоначально обнаружен в 1975 году Мишелем Жульером (Университет Ренна, Франция) в Fe / Ge - O / Co- переходах при 4,2 К. Относительное изменение сопротивления составило около 14% и не привлекло особого внимания. ^[1] В 1991 году Терунобу Миядзаки ( Университет Тохоку , Япония) обнаружил изменение на 2,7% при комнатной температуре. Позже, в 1994 году, Миядзаки обнаружил 18% железа в соединениях, разделенных изолятором из аморфного оксида алюминия ^[2], а Джагадиш Мудера обнаружил 11,8% в соединениях с электродами из CoFe and Co. ^[3] Наибольший эффект, наблюдаемый в то время с изоляторами из оксида алюминия, составлял около 70% при комнатной температуре.

С 2000 года разрабатываются туннельные барьеры из кристаллического оксида магния (MgO). В 2001 году Батлер и Матон независимо друг от друга сделали теоретическое предсказание, что при использовании железа в качестве ферромагнетика и MgO в качестве изолятора туннельное магнитосопротивление может достигать нескольких тысяч процентов. ^{[4] [5]} В том же году Bowen et al. были первыми, кто сообщил об экспериментах, показывающих значительное TMR в магнитном туннельном переходе на основе MgO [Fe / MgO / FeCo (001)]. ^[6] В 2004 году Паркин и Юаса смогли создать соединения Fe / MgO / Fe, которые достигают более 200% TMR при комнатной температуре. ^{[7] [8]}В 2008 г. С. Икеда, группа Х. Оно из Университета Тохоку в Японии наблюдали эффекты до 604% при комнатной температуре и более 1100% при 4,2 К в соединениях CoFeB / MgO / CoFeB. ^[9]

Приложения [ править ]

В прочитанных головках современных жестких дисков работают на основе магнитных туннельных переходов. TMR, а точнее магнитный туннельный переход, также является основой MRAM , нового типа энергонезависимой памяти . Технологии 1-го поколения основывались на создании перекрестных магнитных полей на каждом бите для записи данных на него, хотя этот подход имеет предел масштабирования около 90–130 нм. ^[10] В настоящее время разрабатываются два метода второго поколения: терморегулирующее переключение (TAS) ^[10] и спин-передача крутящего момента.. Магнитные туннельные переходы также используются для датчиков. Например, TMR-Sensor может измерять углы в современных высокоточных флюгерах , используемых в ветроэнергетике.

Физическое объяснение [ править ]

Относительное изменение сопротивления - или амплитуда эффекта - определяется как

${\ displaystyle \ mathrm {TMR}: = {\ frac {R _ {\ mathrm {ap}} -R _ {\ mathrm {p}}} {R _ {\ mathrm {p}}}}}$

где - электрическое сопротивление в антипараллельном состоянии, тогда как - сопротивление в параллельном состоянии.${\ displaystyle R _ {\ mathrm {ap}}}$${\ Displaystyle R _ {\ mathrm {p}}}$

Эффект TMR объяснил Жюльером спиновой поляризацией ферромагнитных электродов. Спиновая поляризация P рассчитывается из спин- зависимой плотности состояний (DOS) при энергии Ферми :${\ Displaystyle {\ mathcal {D}}}$

${\ displaystyle P = {\ frac {{\ mathcal {D}} _ {\ uparrow} (E _ {\ mathrm {F}}) - {\ mathcal {D}} _ {\ downarrow} (E _ {\ mathrm { F}})} {{\ mathcal {D}} _ {\ uparrow} (E _ {\ mathrm {F}}) + {\ mathcal {D}} _ {\ downarrow} (E _ {\ mathrm {F}} )}}}$

Электроны со спином вверх - это те, у которых ориентация спина параллельна внешнему магнитному полю, тогда как электроны со спином вниз имеют антипараллельное выравнивание с внешним полем. Относительное изменение сопротивления теперь определяется спиновой поляризацией двух ферромагнетиков P ₁ и P ₂ :

${\ displaystyle \ mathrm {TMR} = {\ frac {2P_ {1} P_ {2}} {1-P_ {1} P_ {2}}}}$

Если к переходу не приложено напряжение , электроны туннелируют в обоих направлениях с равной скоростью. При напряжении смещения U электроны туннелируют преимущественно к положительному электроду. В предположении сохранения спина во время туннелирования ток можно описать в двухтоковой модели. Полный ток делится на два частичных тока: один для электронов со спином вверх, а другой - для электронов со спином вниз. Они меняются в зависимости от магнитного состояния контактов.

Есть две возможности получить определенное антипараллельное состояние. Во-первых, можно использовать ферромагнетики с разной коэрцитивной силой (используя разные материалы или разную толщину пленки). Во-вторых, один из ферромагнетиков может быть связан с антиферромагнетиком ( обменное смещение ). В этом случае намагниченность несвязанного электрода остается «свободной».

TMR становится бесконечным, если P ₁ и P ₂ равны 1, т.е. если оба электрода имеют 100% спиновую поляризацию. В этом случае магнитный туннельный переход становится переключателем, который магнитно переключается между низким сопротивлением и бесконечным сопротивлением. Материалы, которые при этом учитываются, называются ферромагнитными полуметаллами . Их электроны проводимости полностью поляризованы по спину. Это свойство теоретически предсказано для ряда материалов (например, CrO ₂ , различных сплавов Гейслера ), но его экспериментальное подтверждение было предметом тонких споров. Тем не менее, если рассматривать только те электроны, которые участвуют в переносе, измерения Bowen et al. до 99,6% ^[11]спиновая поляризация на границе раздела между La _0,7 Sr _0,3 MnO ₃ и SrTiO ₃ прагматично составляет экспериментальное доказательство этого свойства.

TMR уменьшается как с увеличением температуры, так и с увеличением напряжения смещения. И то, и другое в принципе можно понять из возбуждений магнонов и взаимодействий с магнонами, а также из-за туннелирования по отношению к локализованным состояниям, индуцированным кислородными вакансиями (см. Раздел «Фильтрация симметрии» ниже). ^[12]

Симметричная фильтрация в туннельных барьерах [ править ]

До введения эпитаксиального оксида магния (MgO) в качестве туннельного барьера MTJ использовался аморфный оксид алюминия, и типичный TMR при комнатной температуре находился в диапазоне десятков процентов. Барьеры MgO увеличили TMR до сотен процентов. Это большое увеличение отражает синергетическую комбинацию электронных структур электрода и барьера, что, в свою очередь, отражает достижение структурно упорядоченных переходов. Действительно, MgO фильтрует туннельное прохождение электронов с определенной симметрией, которые полностью поляризованы по спину в пределах тока, протекающего через объемно-центрированную кубическуюЭлектроды на основе Fe. Таким образом, в параллельном (P) состоянии намагничивания электродов MTJ электроны этой симметрии доминируют в токе перехода. Напротив, в антипараллельном (AP) состоянии MTJ этот канал заблокирован, так что электроны со следующей наиболее благоприятной симметрией для передачи доминируют в токе перехода. Поскольку эти электроны туннелируют относительно большей высоты барьера, это приводит к значительному TMR.

Помимо этих больших значений TMR для MTJ на основе MgO ^[9], это влияние электронной структуры барьера на туннельную спинтронику было косвенно подтверждено разработкой потенциального ландшафта перехода для электронов заданной симметрии. Это было впервые достигнуто путем изучения того, как электроны полуметаллического электрода из лантана-стронция-манганита как с полным спином (P = + 1 ^[11] ), так и с симметричным поляризационным туннелем проходят через электрически смещенный туннельный барьер SrTiO ₃ . ^[13] Концептуально более простой эксперимент по установке подходящей металлической прокладки на границе перехода во время роста образца также был позже продемонстрирован ^{[14] [15]} .

Хотя теория, впервые сформулированная в 2001 году, ^{[4] [5]} предсказывает большие значения TMR, связанные с высотой барьера 4 эВ в P-состоянии MTJ и 12 эВ в AP-состоянии MTJ, эксперименты показывают, что высота барьера составляет всего 0,4 эВ. ^[7] Это противоречие снимается, если учесть локализованные состояния кислородных вакансий в туннельном барьере MgO. Обширные эксперименты по твердотельной туннельной спектроскопии на MgO MTJ, обнаруженные в 2014 г. ^[12]что электронное удержание на основном и возбужденном состояниях кислородной вакансии, которое зависит от температуры, определяет высоту туннельного барьера для электронов данной симметрии и, таким образом, определяет эффективное отношение TMR и его температурную зависимость. Эта малая высота барьера, в свою очередь, обеспечивает высокие плотности тока, необходимые для передачи крутящего момента, обсуждаемого ниже.

Момент передачи спина в магнитных туннельных переходах (MTJ) [ править ]

Влияние крутящего момента с передачей спина изучается и широко применяется в MTJ, где существует туннельный барьер, зажатый между набором из двух ферромагнитных электродов, так что существует (свободная) намагниченность правого электрода, при этом предполагается, что левый электрод ( с фиксированной намагниченностью) действует как спин-поляризатор. Затем он может быть прикреплен к некоторому выбирающему транзистору в магниторезистивном запоминающем устройстве с произвольным доступом или подключен к предусилителю в приложении жесткого диска .

Вектор крутящего момента передачи вращения, управляемый линейным напряжением отклика, может быть вычислен из математического ожидания оператора крутящего момента:

${\displaystyle \mathbf {T} =\mathrm {Tr} [{\hat {\mathbf {T} }}{\hat {\rho }}_{\mathrm {neq} }]}$

где - калибровочно-инвариантная матрица неравновесной плотности для установившегося переноса в пределе нулевой температуры в режиме линейного отклика ^[16], а оператор крутящего момента получается из производной по времени оператора спина:${\displaystyle {\hat {\rho }}_{\mathrm {neq} }}$${\displaystyle {\hat {\mathbf {T} }}}$

${\displaystyle {\hat {\mathbf {T} }}={\frac {d{\hat {\mathbf {S} }}}{dt}}=-{\frac {i}{\hbar }}\left[{\frac {\hbar }{2}}{\boldsymbol {\sigma }},{\hat {H}}\right]}$

Используя общий вид одномерного гамильтониана сильной связи:

${\displaystyle {\hat {H}}={\hat {H}}_{0}-\Delta ({\boldsymbol {\sigma }}\cdot \mathbf {m} )/2}$

где полная намагниченность (как макровращение) находится вдоль единичного вектора, а свойства матриц Паули, включающие произвольные классические векторы , задаются формулой${\displaystyle \mathbf {m} }$${\displaystyle \mathbf {p} ,\mathbf {q} }$

${\displaystyle ({\boldsymbol {\sigma }}\cdot \mathbf {p} )({\boldsymbol {\sigma }}\cdot \mathbf {q} )=\mathbf {p} \cdot \mathbf {q} +i(\mathbf {p} \times \mathbf {q} )\cdot {\boldsymbol {\sigma }}}$

${\displaystyle ({\boldsymbol {\sigma }}\cdot \mathbf {p} ){\boldsymbol {\sigma }}=\mathbf {p} +i{\boldsymbol {\sigma }}\times \mathbf {p} }$

${\displaystyle {\boldsymbol {\sigma }}({\boldsymbol {\sigma }}\cdot \mathbf {q} )=\mathbf {q} +i\mathbf {q} \times {\boldsymbol {\sigma }}}$

тогда можно сначала получить аналитическое выражение для (которое может быть выражено в компактной форме, используя и вектор спиновых матриц Паули ).${\displaystyle {\hat {\mathbf {T} }}}$${\displaystyle \Delta ,\mathbf {m} }$${\displaystyle {\boldsymbol {\sigma }}=(\sigma _{x},\sigma _{y},\sigma _{z})}$

Вектор крутящего момента передачи вращения в обычных MTJ имеет две составляющие: параллельную и перпендикулярную:

Параллельный компонент:${\displaystyle T_{\parallel }={\sqrt {T_{x}^{2}+T_{z}^{2}}}}$

И перпендикулярный компонент:${\displaystyle T_{\perp }=T_{y}}$

В симметричных MTJ (изготовленных из электродов с одинаковой геометрией и обменным расщеплением) вектор крутящего момента с передачей спина имеет только одну активную составляющую, поскольку перпендикулярная составляющая исчезает:

${\displaystyle T_{\perp }\equiv 0}$. ^[17]

Таким образом, только по сравнению с потребностями , которые будут построены на месте правого электрода для характеристики туннелирования в симметричных MTJs, что делает их привлекательными для производства и характеризации в промышленном масштабе.${\displaystyle T_{\parallel }}$${\displaystyle \theta }$

Примечание: в этих расчетах активная область (для которой необходимо вычислить запаздывающую функцию Грина ) должна состоять из туннельного барьера + правого ферромагнитного слоя конечной толщины (как в реальных устройствах). Активная область прикреплена к левому ферромагнитному электроду (моделируется как полубесконечная цепочка с сильной связью с ненулевым зеемановским расщеплением ) и правому N-электроду (полубесконечная цепочка с прочной связью без какого-либо зеемановского расщепления), как кодируется соответствующие условия собственной энергии.

Расхождение между теорией и экспериментом [ править ]

Было предсказано теоретическое туннельное магнитосопротивление 3400% ^[18] . Однако самые большие из наблюдаемых - только 604%. ^[19] Одно из предположений состоит в том, что границы зерен могут влиять на изолирующие свойства барьера MgO; однако структуру пленок в структурах с заглубленной стопкой определить сложно. ^[20] Границы зерен могут действовать как проводящие пути короткого замыкания через материал, снижая сопротивление устройства. Недавно с использованием новых методов сканирующей просвечивающей электронной микроскопии границы зерен в MTJ FeCoB / MgO / FeCoB были атомарно разрешены. Это позволило из первых принципов теории функционала плотностирасчеты должны выполняться на структурных единицах, присутствующих в реальных пленках. Такие расчеты показали, что ширина запрещенной зоны может быть уменьшена на 45%. ^[21]

Помимо границ зерен, точечные дефекты, такие как междоузлия бора и кислородные вакансии, могут значительно изменять туннельное магнитосопротивление. Недавние теоретические расчеты показали, что межузельные частицы бора вводят дефектные состояния в запрещенную зону, потенциально снижая TMR еще больше ^[22]. Эти теоретические расчеты также подтверждаются экспериментальными данными, показывающими природу бора в слое MgO между двумя различными системами и то, как TMR другое. ^[23]

См. Также [ править ]

• Квантовое туннелирование
• Магнитосопротивление
• Гигантское магнитосопротивление (GMR)
• Крутящий момент передачи вращения

Ссылки [ править ]