Борисенко В.Е. - Наноэлектроника (Теория и практика) (1051247), страница 58
Текст из файла (страница 58)
Угол 0 зависит от напряженности внешнего магнитного поля Н и магнитных свойств ферромагнитных электродов. Для его определения можно использовать уравнение, полученное из условия минимума магнитной энергии реверсируемого во внешнем магнитном поле ферромагнитного электрода: (НМ)С,)со80+8(п20(00820-Сг/Сг)=0, (3,3,12) где М и С, — соответственно намагниченность насыщения и константа анизотропии реверсируемого во внешнем магнитном поле электрода; С, — константа, характеризующая обменное взаимодействие между ферромагнитными электродами. Магнитосопротивление туннельного перехода зависит от величины напряжения и от температуры. При комнатной температуре магнитосопротивление остается почти постоянным при напряжении от О до нескольких милливольт. При более высоких напряжениях оно быстро понижается. Такой характер зависимости типичен для температур в диапазоне от жидкого гелия до комнатной, При постоянном напряжении магнитосопротивление уменьшается с ростом температуры.
Существует несколько причин, обуславливающих уменьшение магнитосопротивления от напряжения: зависимость высоты барьера от напряжения; образование магнонов (спиновых волн); влияние плотности электронных состояний в ферромагнетике. Рост напряжения, как известно, снижает эффективную высоту барьера, что неизбежно увеличивает вероятность туннелирования для электронов с «неосновнымиьспинами. При описании температурной зависимости туннельного магнитосопротивления структур ферромагнетик/диэлектрик/ферромагнетик предполагается, что в них существуют два параллельных проводящих каналагш. Первый, с проводимостью 07(Т), контролируется прямым упругим туннелированием спин-поляризованных носителей, а второй, с проводимостью гул(Т), не зависит от намагниченности электродов.
Общая проводимость, таким образом, выражается как О = Ог(Т)[1+ Р Р, соз О] + Ол(2 ), (3 3 13) где Р, и Рз — эффективные спиновые поляризации электронов в ферромагнетиках; 0 — угол между векторами намагниченности двух электродов. Если электроды изготовлены из одинаковых материа- Представленная молель взята из работ. С. Н. ойаил, Х Л(огчак, гс Холзеи, Х Я. Моог(его, Тетрешшге дерепдепсе о( шавпегогеяяапсе апд зш(асс шавпейъяаап !п гепошаапепс шипе) )ппспопз, Рьуз.
кеч. В 58(6), к2917 — к2920 (1998); Т. На81ег, Я. Г(!избег, С. Ваугеигйег, Тегпрегашге дерепдепсе о( шипе) пиапегогеяяапсе, !. Арр1. Рьуа. 89(11), 7570-7572 (2001). звз дд Спин-зависимый транспо т носителей заряда лов, т. е. Р, = Р, = Р( Т), то максимум проводимости, соответствующий параллельной намагниченности двух электродов (О = О '), будет равен С ( $1+Р(Т)2~ б (У) тогда как минимум проводимости, наблюдаемый при антипараллельной намагниченности электродов (О = 180 '), может быть записан как: 0 = ~т(~ $1 Р(У ) ~+Се(Т). (3.3.15) Хорошим приближением для выражения, описываюшего упругое туннелирование, является следуюшее а 0 СТ (3.3.16) ' яп(СТ) Здесь Сзв — проводимость структуры при Т = О К; С = 1,387 1О 'И/Ург' — эмпирическая константа, зависящая от эффективной толщины барьера с( (А), и высоты барьера с/(эВ).
Температурная зависимость спиновой поляризации электрода может быть представлена в виде Р(Т) Р (1 ВУ 3!2) (3.3.17) где Р— спиновая поляризация при Т= О К;  — параметр, зависящий от состава материала. В тонкопленочных структурах величина В в два (и даже более) раза может быть больше, чем в объемном образце, и характеризует совершенство границ раздела. Дополнительную, независимую от спина составляющую проводимости, оценивают, предполагая, что преимушественным механизмом переноса электронов является прыжковая проводимость по ловушечным состояниям в изолирующем барьере: (3.3.18) 0 (Т) =БТ', где  — постоянная, зависяшая в основном от типа и числа дефектов в барьере.
Если в независяшем от спина транспорте действительно доминирует прыжковый перенос электронов по ловушкам, тот =4/3. Примеры температурных зависимостей общей и независящей от спина проводимости туннельных ферромагнитных переходов представлены на рис. 3.46.
Полная проводимость уменьшается с ростом температуры пропорционально (1 — ВТц'). Что касается независяшей от спина составляюшей проводимости перехода, то ее увеличение с ростом температуры обусловлено преимущественно 0,2 1З гз О,1 Рнс. 3.46. Температурные зависимости обшей (а) н независяшей ат спина (б) проводимости лаух типичных магнитных перехолса наличием в изолируюшем слое дефектов.
Температурная зависимость прыжковой проводимости через цепочки локализованных на дефектах электронных состояний определяется эмиссией или абсорбцией фононов при перескоке электронов с одного уровня на другой. ВОПРОСЫ ДЛЯ САМОПРОВЕРКИ 1. В чем суть эффекта туннельного магнитосопротивления? 2. Какие проводниковые магнитные материалы наибалее часто используют в спин-туннельных структурах? 3. Какие диэлектрики наиболее часто используют а спин-туннельных структурах? 4. Как связано магнитосопротивление туннельного перехода со спинозой поляризацией электронов проводимости в ферромагнитных контактах? 5. Как связана зависимая от спина электронов проводимость туннельного перехода со спинозой поляризацией электронов проводимости? 6. Как изменяется магнитосопротивление туннельного перехода с повышением температуры? 3.3.3.
Управление спинами носителей заряда в полупроводниках При разработке спинтронных приборов одной из сложнейших задач является контроль спиновой поляризации электронного тока. Чтобы полностью контролировать спиновые степени свободы в полупроводниках, желательно конструировать интегральные элементы или приборы, которые могут эффективно инжектировать, 1,0 м " 0,9 гз ~ 0,8 1З 0,7 Гл а в а 3. Перенос носителей завяла в низкораэмераых структурах... 100 200 300 400 100 200 300 Температура, К Температура, К а б 285 З.З. Спин-зависииый т нспорт носителей заряда транспортировать и «распознавать» электроны с определенным олином. Таким образом, практическое значение приобретают полупроводниковые структуры с высоким коэффициентом спиновой инжекции, большим временем релаксации спина в полупроводнике, регулируемой напряжением затвора ориентацией спинов и высокой спиновой чувствительностью для регистрации носителей заряда с определенным спином. Инжекция и регистрация спинов открывают путь к записи и считыванию спиновой информации в полупроводниковых квантовых точках, что необходимо для создания твердотельных квантовых компьютеров.
3.3.3. т. Расщепление состояний носителей заряда по спинам Расщепление электронных состояний по спину в объемных полупроводниках и в низкоразмерных полупроводниковых структурах может быть вызвано наличием в материале собственных или примесных магнитных атомов, внешним магнитным полем (эффект Зеемана) илн асимметрией инверсии кристаллического поля. Расщепление Зеемана, т. е. расщепление энергетических уровней материала на спиновые подуровни при помещении его в магнитное поле, — стандартный способ разделения электронов с различными спинами. Этот эффект характеризуется компонентой Зеемана яцвВ, где рв — магнетон Бора, 3-фактор свободного электрона равен 2,  — индукция внешнего магнитного поля. Расщепление Зеемана максимально в «разбавленных» магнитных полупроводниках АнВ"', таких как УпМпбе и УпВеМпбе.
Магнитные свойства этих материалов определяются концентрацией атомов марганца. Эта примесь вводится в полупроводники АнВ»' изоэлектрически, поэтому их можно дополнительно легировать акцепторными и донорными примесями. В содержащих примеси Мп нелегированном или легированном и-Упбе спины атомов марганца обычно ориентированы антиферромагнитным образом. Во внешнем магнитном поле валентная зона и зона проводимости этих полупроводников демонстрируют при низких температурах так называемое гигантское расщепление Зеемана, которое может достигать 20 мэВ. Это приводит к практически 100%-й поляризации спинов электронов проводимости.
Легирование полупроводников Ан'В" марганцем также приводит к появлению у них определенных магнитных свойств. Например, соединение Оа, „Мп„Аз является ферромагнетиком. В нем атомы марганца создают мелкие акцепторные уровни и препятствуют тем самым образованию материала с и-типом проводимости. Это ограничивает его применение для спиновой инжекции, 286 Гл а за 3. Перенос носителей за ядав низкоразме ных структурах...
поскольку дырки быстро теряют свою «спиновую информацию» (время спиновой релаксации менее ! пс) из-за спин-орбитального взаимодействия, тогда как для электронов время сохранения первоначального спина очень велико. В квантовых точках экситоны (электронно-дырочные пары в связанных состояниях) могут расщепляться в соответствии с эффектом Зеемана. С ростом индукции магнитного поля эффект усиливается почти линейно, но при этом я-фактор сильно зависит от размера структуры. Экситонное расщепление Зеемана в квантовых колодцах проявляет сильную нелинейную зависимость от магнитного поля и в узких колодцах становится даже отрицательным. Отсутствие инверсной симметрии потенциала кристаллической решетки (Е(1() и Е( — к)) приводит к усилению спин-орбитадьного взаимодействия в полупроводниках с кристаллической структурой типа цинковой обманки.
Это вызывает спиновое расщепление электронных энергетических уровней даже без воздействия внешнего магнитного поля, которое называют э$фезгузтпм Раз(лбы (А)ззйЬа енес()'в'. В двумерных структурах на эффект Рашбы может накладываться и инверсная асимметрия ограничивающего потенциала. Инверсная асимметрия потенциала в квантовом колодце приводит к возникновению на его границе электрического поля, направленного вдоль нормали к поверхности. Это поле снимает спиновое вырождение двумерных электронных энергетических зон из-за взаимодействия спина электрона с полем, обусловленным орбитальным движением. Такое спин-орбитальное взаимодействие описывается гамильтонианом (3.3.19) Н ма,(зуко) х, где а, — коэффициент спин-орбитального взаимодействия, являющийся мерой силы этого взаимодействия; зу — спиновая матрица Паули; к — единичный вектор вдоль направления поверхностного поля; к — волновой вектор электрона.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
