Курсовая работа: Магнитоопические и электрофизические свойства гетеропереходов ферромагнетик/материал с сильным спин-орбитальным взаимодействием

Магнитоопические и электрофизические свойства гетеропереходов ферромагнетик/материал с сильным спин-орбитальным взаимодействием

Аннотация

ферромагнетик наноструктура энергоэффективный

Целью данной работы являлось исследование магнитооптических и электрофизических свойств магнитных наноструктур, содержащих гетеропереходы типа магнитомягкий ферромагнетик/материал с сильным спин-орбитальным взаимодействием. Наноструктуры такого типа являются перспективными для создания различных спинтронных устройств, которые обладают высокой энергоэффективностью.

В ходе работы были получены экспериментальные зависимости величины экваториального магнитооптического эффекта Керра от напряженности внешнего магнитного поля для наноструктур типа W/Py/Ta и Bi?Se?/Py/Ta, где Py магнитомягкий ферромагнитный материал , обладающий очень низкой коэрцитивной силой. Исследовано влияние геометрии Py-содержащих наноструктур на экваториальный магнитооптический эффект Керра и их магнитную анизотропию.

Был проведен расчет величины экваториального магнитооптического эффекта Керра от угла падения света методом связанных мод в пространстве Фурье (RCWA - rigorous coupled waves analysis). Продемонстрировано оптическое возбуждение спинового тока, и его детектирование благодаря обратному спиновому эффекту Холла.

Проведена оценка вкладов обратного спинового эффекта Холла и аномального эффекта Нернста в измеряемое оптически индуцированное напряжение.

Показано, что для образцов, содержащих различные материалы с большим спин-орбитальным взаимодействием вклад напряжения от аномального эффекта Нернста и обратного спинового эффекта Холла, могут иметь как одинаковые знаки, так и различные.

Показано, что оптически индуцированное напряжение линейно зависит от намагниченности; также оно растет при увеличении толщины ферромагнитного слоя в структуре, за счет увеличения поглощения и роста градиента температур. Проведена оценка изменения параметра затухания структуры, при оптическом индуцировании спинового тока.

Введение

В настоящее время активно развивается спиновая электроника (спинтроника), которая включает в себя изучение и использование спиновых степеней свободы электронов в твердотельных системах [1,2]. Спинтроника позволяет значительно повысить энергоэффективность различных устройств, а также уменьшить их размеры [3].

Для создания спинтронных устройств хорошо подходят различные магнитные наноструктуры. Путем наноструктурирования материалов можно эффективно изменять их магнитные и оптические свойства [4]. Одним из способов управления спинтронными устройствами является оптический контроль [5,6]. Для эффективного использования этого метода управления необходимо знать какими магнитооптическими свойствами обладает материал, из которого изготовлено данное устройство.

Вещества с сильным спин-орбитальным взаимодействием, такие как золото, вольфрам и топологические изоляторы, являются очень перспективными для применения в спинтронных устройствах, так как они позволяют осуществлять переход от спиновых токов к зарядовым и обратно, что даёт возможность эффективно интегрировать спинтронные компоненты в привычные устройства, работающие под действием зарядовых токов [7-9].

В данной работе были рассмотрены ферромагнитные наноструктуры, нанесенные поверх материалов с большим спин-орбитальным взаимодействием. Исследовано влияние формы и размеров наноструктур пермаллоя на магнитные и магнитооптические свойства. Продемонстрированно, что от выбора материала, на который наносится слой пермаллоя, зависит влияние форм-фактора наноструктур на их магнитные свойства.

Продемонстрированно оптическое возбуждение спинового тока, и его детектирование благодаря обратному спиновому эффекту Холла. Проведена оценка вкладов обратного спинового эффекта Холла и аномального эффекта Нернста в оптически индуцированное напряжение.

Проведена оценка изменения параметра затухания таких структур, при оптическом индуцировании спинового тока.

1. Наноструктуры ферромагнетик/материал с большим спин-орбитальным взаимодействием

Рис.1. Схематичные изображения образцов а) W/Py/Ta, Bi?Se?/Py/Ta Cr:Bi?Se?/Py/Ta со сплошным слоем Py, б) Py/Ta со сплошным слоем Py, в) W/Py/Ta и Bi?Se?/Py/Ta с нанодисками из Py, г) изображение поверхности образца W/Py/Ta с нанодисками из пермаллоя диаметром 200 нм, полученное с помощью сканирующего электронного микроскопа.

В данной работе были рассмотрены Ру-содержащие структуры, где Py -- это магнитомягкий ферромагнитный материал . Данные наноструктуры были нанесены поверх материалов с большим спин-орбитальным взаимодействием: W[5нм]/Py[4нм]/Ta[1нм], Bi?Se?[25нм]/Py[4нм]/Ta[1нм] и Cr:Bi?Se?[25нм]/Py[4-10нм]/Ta[1нм] со сплошным слоем Py (рис. 1а) и с наноструктурированными дисками из Py диаметрами 200 и 500 нм (рис. 1в), а также Py[4-10нм]/Ta[1нм] (рис. 1г). Все структуры были нанесены по сапфировые подложки.

2. Магнитооптические эффекты

При взаимодействии света с намагниченным веществом наблюдается ряд эффектов, заключающихся в изменении свойств поляризованного света, который отражается или проходит через вещество.

Оптические свойства среды в макроскопической теории магнитооптических явлений определяются видом тензоров и . Обычно достаточно рассматривать только тензор , поскольку свойства тензора являются подобными, кроме того, в оптическом диапазоне волн тензор мало отличается от единичного. В магнитоупорядоченном состоянии зависит от параметра порядка. Для ферромагнетика параметр порядка - это намагниченность .

Рассмотрим простейший случай оптически изотропного ферромагнетика. Тензор можно представить в виде суммы симметричного и антисимметричного тензоров, которые в системе координат с осью z, направленной вдоль намагниченности имеют вид

, (1)

где - диэлектрическая проницаемость среды при отсутствии намагниченности, - диэлектрическая проницаемость среды с намагниченностью , - вектор гирации, - скаляр, зависящий от частоты света.

При наличии поглощения величины

е е+ iе, g g'ig''. (2)

Часто магнитооптические эффекты описывают магнитооптическим параметром Q, который определяется как

. (3)

2.1 Магнитооптические эффекты Керра

Магнитооптические эффекты Керра являются поверхностными и проявляются в изменении свойств света, при отражении от намагниченного материала.

Рис.2. Магнитооптические эффекты Керра: а) полярный,

б) меридиональный, в) экваториальный.

В зависимости от взаимной ориентации направления распространения световой волны, нормали к поверхности образца и намагниченности различают три вида эффектов Керра:

1) Полярный магнитооптический эффект Керра (рис. 2а) заключается в повороте плоскости поляризации и изменении эллиптичности линейно поляризованного света при отражении от поверхности образца, намагниченность которого направлена по нормали к поверхности.

2) Меридиональный магнитооптический эффект Керра (рис. 2б) заключается в повороте плоскости поляризации и изменении эллиптичности линейно поляризованного света при отражении от поверхности образца, намагниченность которого лежит одновременно и в плоскости поверхности образца, и в плоскости падения света.

3) Экваториальный магнитооптический эффект Керра (ЭЭК) (рис. 3в) наблюдается только в поглощающих материалах и заключается в изменении интенсивности и сдвиге фазы линейно поляризованного света, отраженного от образца, намагниченность которого лежит в плоскости образца, но перпендикулярна плоскости падения света [10].

Магнитооптические эффекты Керра широко применяются, например для считывания информации, сохраненной в магнитной памяти, имеющей очень высокую плотность записи [11].

2.2 Экваториальный магнитооптический эффект Керра в проходящем свете

Традиционно экваториальный магнитооптический эффект Керра измеряют в геометрии «на отражение», но также интересной задачей является измерение величины ЭЭК в проходящем свете [12-14].

Данный эффект проявляется в магнитной пленке, если оптические свойства сред, граничащих с ней, различны. Этот эффект является нечетным по намагниченности, а его величина равна относительному изменению интенсивности прошедшего света, и пропорциональна разности коэффициентов отражения на верхней и нижней границах ферромагнитной пленки.

Данный эффект был теоретически предсказан В.М. Маевским и Г.А. Болотиным [15]. ЭЭК в пропускании впервые был изучен экспериментально в ферромагнитных металлических пленках [16,17]. Изменение интенсивности p-поляризованного света при прохождении через ферромагнитную пленку (рис. 1в) может быть представлено в виде [17]:

(4)

где и - это коэффициенты отражения p-поляризованной волны на границах раздела 1-2, 2-3 (среда 2 - ферромагнитная пленка); - магнитооптический параметр, пропорциональный намагниченности; , -показатели преломления сред 1 и 2; , - угол падения света.

3. Спиновые токи и спинтроника

Две основные характеристики, которыми обладает электрон -- это электрический заряд и собственный магнитный момент (спин). Электрон может находиться в одном из двух спиновых состояний «спин вверх» или «спин вниз». Обычный электрический ток переносит только заряд, но не переносит спин, так как количество электронов со спинами «вверх» и «вниз» примерно равно. Но при протекании тока через ферромагнетик концентрации электронов со спинами «вверх» и спинами «вниз» станут различными, и такой ток будет называться спин-поляризованным. Также существуют чистые спиновые токи, переносящие спин без переноса заряда. Это происходит в том случае, когда поток частиц со спинами «вверх» направлен в одну сторону, а поток частиц со спинами «вниз» в другую, при равной концентрации частиц с различными направлениями спинов.

Генерация, детектирование и применение спиновых токов являются основными проблемами спинтроники [18]. Существует несколько различных способов генерации спинового тока, например, с помощью спиновой накачки, запускаемой через ферромагнитный резонанс (ФМР) [19-20], или благодаря спиновому эффекту Холла, когда спиновые токи, перпендикулярные зарядовым токам, появляются в материалах с сильным спин-орбитальным взаимодействием [21-22]. Другой метод -- термогенерация спиновых токов вдоль градиента температуры в ферромагнетике за счет эффекта спинового Зеебека.

3.1 Cпиновый эффект Холла

В 1971 году М.И. Дьяконов и В.И. Перель теоретически предсказали существование спинового эффекта Холла в полупроводниках [22].

Рис.3. Схема возникновения спинового тока при протекании зарядового тока в материале с большим спин-орбитальным взаимодействием [23].

Он заключается в том, что при протекании тока через не намагниченный образец электроны с антипараллельными спинами отклоняются в противоположные стороны, соответственно возникает спиновый ток перпендикулярный зарядовому току. Данный эффект проявляется в материалах с большим спин-орбитальным взаимодействием благодаря Моттовскому рассеянию [24].

3.2 Обратный спиновый эффект Холла

Также существует эффект преобразования спинового тока в зарядовый в материалах с большим спин-орбитальным взаимодействием [25]. Он называется обратный спиновый эффект Холла.

Рис.4. Схема возникновения зарядового тока при протекании спинового тока в материале с большим спин-орбитальным взаимодействием. [23].

Соотношение между величинами спинового и зарядового токов выглядит следующим образом:

, (5)

где - угол спин Холла, определяемый свойствами материала, - вектор плотности зарядового тока, - вектор плотности спинового тока, а - спиновая поляризация.

Часто детектирование спинового тока проводится именно с помощью обратного спинового эффекта Холла.

3.3 Спиновый эффект Зеебека

Cпиновый эффект Зеебека - это возникновение спинового тока в направлении градиента температур в намагниченном образце [27]. В ферромагнитных металлах электроны проводимости со спинами вверх ( и вниз ( имеют различные коэффициенты рассеяния и различные плотности, а значит и различные спиновые коэффициенты Зеебека и . Тогда, если в намагниченном ферромагнитном металле есть температурный градиент , не коллинеарный вектору намагниченности, в нем возникает спиновый ток равный

, (6)

где и - плотность электрического тока и электропроводность для каналов со спинами «вверх» и «вниз». Электроны со спинами «вверх» и «вниз» текут в противоположных направлениях параллельно градиенту температур

[26].

Рис.5. Схема возникновения спинового эффекта Зеебека [27].

3.4 Аномальный эффект Нернста

При наличии градиента температур в намагниченном ферромагнитном проводнике также наблюдается аномальный эффект Нернста [28,29].

Данный эффект заключается в возникновении электрического поля перпендикулярного градиенту температур и вектору намагниченности и определяется формулой [30]

], (7)

где - коэффициент аномального эффекта Нернста, а - вектор намагниченности.

Рис.6. Схема возникновения аномального эффекта Нернста [31]

3.5 Уравнение Ландау-Лифшица-Гильберта

В 1935 году Л.Д. Ландау и Е.М. Лифшиц предложили уравнение, описывающее динамику намагниченности во времени (, с учетом диссипации энергии [32], в 1955 году данное уравнение было уточнено Т.Л. Гильбертом и приняло вид [33,34]:

, (8)

где - гиромагнитное отношение, б - безразмерный параметр диссипации Гильберта (, - намагниченность насыщения, - эффективное магнитное поле, которое представляет собой сумму внешнего магнитного поля, анизотропии и полей магнитостатического, обменного взаимодействий. Уравнение (8) называется уравнением Ландау-Лифшица-Гильберта (УЛЛГ).