OFP-Tretyak-Lozovski

ij-комірка

j

Рис. 19.19. Схема пристрою пам'яті (ліворуч) та вигляд окремої комірки (праворуч), що базується на використанні ефекту гігантського магнітоопору

струму позитивного напрямку +2IW відповідає стану 0, а імпульс струму негативного напрямку –2IW – стану 1. Невеликою, але дуже важливою рисою приладу є те, що амплітуда струму записування становить величину 2IW. Це дозволяє застосовувати ефективну систему адресації індивідуальної комірки в двовимірному масиві. Амплітуда записуючого імпульсу дозволяє в деякому рядку (i-му) або стовпчику (j-му) забезпечeчувати величину поля перемикання αIW =Hs/2 (α – константа індуктивного зв'язку). Поле, що забезпечує ефект перемикання в комірці (ij), очевидно

Воно є суттєво більшим за поле, що забезпечує орієнтацію намагніченості. Між тим, поле в будь-якій іншій комірці (mn) не достатньо сильне для зміни існуючого стану намагніченості в цій комірці, тобто процес переорієнтації спінів у комірці є напіввизначеним. Для визначення процесу переорієнтації спінів в комірці необхідно, щоб стан намагніченості елементу F міг бути керованим поєднаним із зовнішньою системою керування (бажано неруйнівним чином). Біт інформації має бути „відчутий” у процесі зчитування. Для цього використовують шарувату систему, де складовою є феромагнітна плівка F (рис. 19.18 г). Кожен із феромагнітних шарів має товщину у кілька нанометрів. Для спінового клапану шар, що розділяє феромагнітні плівки, є діелектричним тунельним бар'єром (D) або немагнітним металом (N). На рис. 19.18 д подано загальний магніторезиствний ефект у спіновому клапані. Якщо намагніченості плівок F1 і F2 (М1 і М2) є паралельними, ця область має відносно високу провідність, що пов'язана з транспортом основним носіїв зі спінової підзони обох феромагнітних плівок. Якщо намагніченості відповідних областей плівок F1 і F2 (М1 і М2) є антипаралельними, провідність відповідної області приладу, що в и- значається транспортом неосновних носіїв однієї плівки та основної (основних) спінової підзони іншої феромагнітної плівки є відносно невеликою.

Хід намагніченості (рис. 19.18 д) стає зрозумілий, якщо розглянути два феромагнітні шари, що характеризуються різними значеннями коерцитивного поля НС1 та НС2 (НС2 > НС1) на петлі гістерезису (рис. 19.18 б). За великих негативних значень магнітного поля Н намагніченості плівок М1 та М2 паралельні та направлені вздовж вісі х. Ділянка приладу, що розглядається, характеризується невеликим значенням опору. Коли поле Н зростає до нуля (червона крива на рис.19.18 д), орієнтація намагніченості плівок не змінюється. За подальшого зростання поля та

релаксації при проходженні носіями границі. Зазвичай, особливо для напівпровідникових структур, ці вимоги виконуються за низьких температур. Крім того, значні труднощі викликає необхідність створення досконалих меж розподілу між магнітними та немагнітними матеріалами. Одним із можливих розв'язків цієї проблеми може бути використання молекулярних систем спінової електроніки. У цьому сенсі використання молекул має дві переваги. П ершою можна вважати слабку спін-орбітальну взаємодію в молекулах. Іншою перевагою є формування інтерфейсу між магнітним металом і молекулами. Дійсно, спін-орбітальна взаємодія є відповідальною за прецесію спіну, завдяки чому втрачається спінова когерентність. З іншого боку, величина спін-орбітальної взаємодії зростає зі зростанням атомного номеру Z (~ Z4). В органічних матеріалах завдяки невеликому значенню Z для вуглецю спін-орбітальна взаємодія невелика, на відміну від неорганічних матеріалів. Зокрема, величину спін-орбітальної взаємодії однозначно характеризує параметр спін-орбітального розщеплення ∆SO.

Параметр ∆SO для GaAs становить 340 еВ, для Ge – 290 еВ. У кремнії

цей параметр досить невеликий – 44 еВ, і все ж таки вуглець має менше спін-орбітальне розщеплення – всього 13 еВ. Ще одна взаємодія, що приводить до втрати спінової когерентності, – надтонка взаємодія, пропорційна скалярному добутку електронного s та ядерного SN спінів HHYP ~ s SN . В органічних матеріалах ця взаємодія є слабкою, що по-

яснюється в основному тим, що спіновий транспорт в органічних матеріалах реалізується за рахунок π-спряжених зв'язків, які локалізовані

на атомах вуглецю. Атом вуглецю 12С характеризується нульовим ядерним спіном і не є активним у надтонкій взаємодії. Невелика ча-

стка ізотопу 13С, що характеризується ядерним спіном ½ в органічних речовинах, дає невеликий внесок до надтонкої взаємодії. На рис. 19.20 подано спіновий клапан, виготовлений із застосуванням органічних речовин. Як нижній феромагнітний шар FM1 у ньому використовується сполука La0.67Sr0.33MnO3 (у літературі такий матеріал часто позначають як LSMO). Верхній феромагнітний контакт FM2 виготовлено з металу, що характеризується високою коерцитивностю – Co. Для поліпшення омічного контакту верхній металічний шар виконано з попереднім нанесенням алюмінію. π-спряжений органічний напівпровідник (OSE) 8-гідрокси-квінолін-алюміній (Alq3), що широко використовується у світловипромінюючих діодах, використано як спейсер, що добре зберігає спінову поляризацію. За невеликих зміщень V дірки інжектуються з аноду на HOMO -рівень молекулярного напівпровідника Alq3, головним чином, шляхом тунелювання через бар'єр. Наяв-

Магнітне поле (Ерстед)

Рис. 19.21. Петля гігантського магнеторезистивного ефекту

спінового клапану з OSE спейсером

Надзвичайно принадними для задач спінтроніки є провідні полімери. Вони цікаві, у першу чергу, через їхню високу провідність, можливість створювати парамагнітні центри в полімерах шляхом приєднання іон-радикалів, молекул у триплетному стані та комплексів перехідних металів. Крім того, елементарними збудженнями в полімерах є не зонні електрони, а електронно-коливальні збудження (солітони, полярони, біполярони), що дозволяє зберігати спінову когерентність. Наприклад, транс-ізомер поліацетилену, як очікується, характеризується солітонподібним механізмом транспорту. Електронні збудження тут мають специфічну спін-зарядову взаємодію, оскільки нейтральний солітон відповідає радикалу зі спіном ½, у той час, коли негативно та позитивно заряджені солітони є безспіновими та діамагнітними. Вивчення спінового транспорту в системах, де використовуються контакти між перехідними металами й такими полімерами, здається надзвичайно цікавим. Іншим прикладом цікавої структури молекулярної спінтроніки є молекулярний спіновий клапан.

Оскільки дотепер немає єдиного погляду на формування спінового транспорту в молекулярних структурах, роботи, де вивчаються такі ефекти, в основному є теоретичними. Надійних експериментальних даних, що могли б однозначно підтверджувати чи спростовувати наявність тих чи інших механізмів спінових явищ, немає. Відсилаємо бажаючих детальніше ознайомитись зі станом проблеми, до літератури, що наведена в кінці розділу.

19.4.4. Спіновий транзистор

Подальший розвиток спінової електроніки сприяв швидкому переходу від двоелектродних до триелектродних пристроїв спінової електроніки. Джонсон одним з перших запропонував спіновий транзистор, що складається з двох феромагнітних шарів, розділених тонким парамагнітним прошарком до яких під'єднуються контакти. По аналогії з біполярним транзистором транзистор Джонсона складається з бази, роль якої відіграє парамагнітний шар, емітера та колектора, що являють собою феромагнітні обкладинки. Якщо на колектор подається потенціал, у ланцюжку емітер-база відбувається накопичення електронів, спіни яких орієнтовані вгору (вниз). Струм колектора тепер буде залежати від того, паралельний чи антипаралельний його магнітний момент відносно намагніченості емітера. Феромагнітний емітер відіграє роль поляризатора для спінів, що накопичуються. Для зміни потенціалу в ланцюжку емітер-база необхідно прикласти магнітне поле, яке «перемкне» вектор намагніченості емітера або колектора на протилежне за напрямком. Такий транзистор є дієздатним приладом, але він має суттєвий недолік – всі напруги, що вимірюються, дуже малі і це

спін-електронних пристроїв. В таких пристроях реалізується інтеграція магнітних матеріалів з напівпровідниками. Феромагнетики поляризують спіни, а напівпровідники дозволяють використовувати ефект блокади напруги, струмів дифузії та тунелювання. До таких пристроїв в першу чергу можна віднести транзистор Монсма. Такий транзистор являє собою спіновий вентиль, що розташовується між двома шарами кремнію. Кремнієві шари відіграють роль емітера та колектора, а спіновий вентиль, що складається з немагнітних та магнітних шарів, відіграє роль бази (Рис.19.23). В інтерфейсах між кремнієм та металом формуються бар'єри Шотткі на яких падає напруга зміщення, що прикладаються між парами контактів. При цьому бар'єр Шотткі колектора є обернено зміщеним, а емітера – характеризується випере-

джаючим зміщенням. Такий розподіл напруг у приладі дозволяє інжектувати неполяризовані "гарячі" електрони з напівпровідникового емітера у металічну базу з енергією вищою за енергію Фермі електронів у металі. Тепер електрони можуть пройти скрізь спін-вентиль і зберегти достатньо енергії для подолання бар'єру Шотткі колектора. Якщо цього не відбудеться вони залишаються у базі і переходять у зовнішнє електричне коло. Якщо намагніченість суміжних шарів спін-вентиля направлені антипаралельно, то електрони з обидвами напрямками проекції спіну однаково розсіюються на магнітних шарах. Якщо подіяти на спін-вентиль зовнішнім магнітним полем так, що намагніченості цих шарів будуть направлені паралельно, то електрони

Рис. 19.23. Схема спінового транзистора Монсма (ліворуч). Енергетична схема транзистора (праворуч)

з однією проекцією спіну (наприклад, спін-вниз) будуть розсіюватись сильно. В цей же час електрони, проекція спіну яких направлена вгору будуть без розсіяння проходити всю магнітну структуру. Таким чином, за феромагнітного орієнтування магнітних моментів більша кількість електронів зі спіном орієнтованим вгору будуть з енергією, вищою за енергію бар'єра колектора і будуть проходити через базу. Тобто, як і у випадку транзистора Джонсона, ми маємо справу з транзистором, електричні властивості якого можна контролювати змінюючи магнітне поле. Але в транзисторі Монсма робоча напруга і чутливість до маг-