自旋散射相關(guān)的物理效應(yīng)研究國內(nèi)外文獻(xiàn)綜述目錄TOC\o"1-3"\h\u11889自旋散射相關(guān)的物理效應(yīng)研究國內(nèi)外文獻(xiàn)綜述 148331.1巨磁阻效應(yīng) 151.2反?；魻栃?yīng) 26191.3自旋霍爾效應(yīng)和逆自旋霍爾效應(yīng) 346591.4自旋泵浦效應(yīng) 51.1巨磁阻效應(yīng)1988年，M.N.Baibich等[1,2]在研究磁性和非磁性金屬材料多層膜特性的過程中，發(fā)現(xiàn)電阻與鐵磁層的磁矩取向關(guān)系顯著，將該現(xiàn)象命名為GMR，并在2007年被授予諾貝爾獎。當(dāng)不同鐵磁層中的磁矩取向為反平行狀態(tài)時，該多層材料的電阻最大。當(dāng)不同鐵磁層中的磁矩取向為平行狀態(tài)時，多層材料的電阻最小。這種僅由于磁矩取向的變化導(dǎo)致異質(zhì)結(jié)中電阻發(fā)生變化的現(xiàn)象被稱為巨磁阻效應(yīng)。鐵磁層中的磁矩構(gòu)型示意圖如圖1.1所示。圖1.1磁矩構(gòu)型示意圖[21]。Fig.1.1Representationofmagneticmomentsconfiguration[21].GMR通?？梢苑譃閮煞N類型[21]：(1)CIP-GMR(CurrentintheplaneGMR)；(2)CPP-GMR(CurrentperpendiculartotheplaneGMR)。CIP-GMR：在CIP-GMR中，電流平行于層狀異質(zhì)結(jié)的平面。當(dāng)不施加外磁場時，鐵磁層中的磁矩并不同向排列。但是當(dāng)施加強(qiáng)外磁場后，磁矩在強(qiáng)磁場的影響下轉(zhuǎn)向同一方向，此時面內(nèi)電阻發(fā)生改變。CIP-GMR由Grünberg和Fert[2]首次在Fe/Cr/Fe異質(zhì)結(jié)中觀測到，后來該效應(yīng)又在Fe/Ag，F(xiàn)e/Pd，F(xiàn)e/Cu，Cu/Co以及Au/Co等更多材料中被發(fā)現(xiàn)。1989年，Camley和Barnas[22]給出了Fe/Cr系統(tǒng)中GMR的第一個經(jīng)典模型，但他們的理論僅僅解釋了界面處自旋相關(guān)的解釋。隨后，J.Barnas等[23]計算了塊體材料的散射。Valet和Fert[24]利用玻爾茲曼輸運方程給出了一個半經(jīng)典模型。Levy等[25]利用Kubo線性響應(yīng)定理給出了GMR的第一個量子模型。Zhang和Butler[26,27]給出了精確的量子方法與半經(jīng)典方法之間的關(guān)系，應(yīng)用單帶緊束縛模型，研究了CIP-GMR與CPP-GMR的差異。CPP-GMR：1991年，Zhang等人理論預(yù)測了CPP-GMR的存在，隨后由W.P.Pratt等在相同的Ag/Co層中實驗證實[28,29]。在該種構(gòu)型中，電子垂直于磁性層運動。異質(zhì)結(jié)的電阻在其厚度方向上通常很小，難于精確測量。該問題可以利用超導(dǎo)導(dǎo)線來校正。在非磁材料中形成的有限磁化是由于自旋積累造成的。CPP-GMR取決于自旋弛豫時間。自旋積累導(dǎo)致了探測界面處自旋向上和自旋向下載流子的密度不同，被定義為自旋向上和自旋向下載流子之間電化學(xué)勢的不同。(μ↑-μ↓)∝exp(-l/ls)，其中，ls為自旋弛豫長度。將GMR異質(zhì)結(jié)中的非磁金屬層替換為絕緣體或者半導(dǎo)體層，當(dāng)施加外磁場時異質(zhì)結(jié)的電阻發(fā)生改變的現(xiàn)象被定義為隧道磁阻(TMR)。隧道磁阻背后的理論可以理解為：平行排列的磁矩電導(dǎo)為GP=G↑↑+G↓↓,且正比于N↑LN↑R+N↓LN↓R。其中，N↑L(N↓L)是磁性材料左右區(qū)域的自旋向上（自旋向下）的載流子的態(tài)密度數(shù)。同理，反平行排列的電導(dǎo)為GAP=G↑↓+G↓↑。因此隧道磁阻可以通過下式計算：（1.1）如果磁性層材料相同，那么TMR=(2P2)/(1-2P)，P為自旋極化率。Julliere[30]在4.2K的Co-Ge-Fe體系中觀測到了14%的電阻變化，是歷史上關(guān)于隧道磁阻的第一次報告。現(xiàn)如今，NiO,Al2O3和MgO也是熟知的隧道磁阻絕緣勢壘材料。一些半金屬鐵磁體和新型的異質(zhì)結(jié)如La2/3Sr1/3MnO3/SiTiO3/La2/3Sr1/3MnO3、Ru/Co2FeAl/MgO等也是研究隧道磁阻的首選材料，且半金屬體系在4K的溫度下能觀測到1800%的隧道磁阻。1.2反常霍爾效應(yīng)1879年，EdwinH.Hall[15]發(fā)現(xiàn)：當(dāng)把通電導(dǎo)體置于磁場中時，可以在垂直于電流與磁場的方向上測到橫向電壓。這是由于電子在洛倫茲力的作用下會偏向?qū)w一側(cè)，該效應(yīng)被命名為霍爾效應(yīng)，如圖1.2（a）所示。后來他又發(fā)現(xiàn)該效應(yīng)在鐵磁導(dǎo)體中是在非磁導(dǎo)體中的十倍大，這便是反常霍爾效應(yīng)（圖1.2（b））。由于本質(zhì)與霍爾效應(yīng)不同，自反?；魻栃?yīng)被發(fā)現(xiàn)以來，其中的機(jī)制一直備受爭議。直到二十世紀(jì)八十年代貝里相位理論被提出后才有了突破性的進(jìn)展[16]。(a)(b)圖1.2（a）霍爾效應(yīng)和（b）反?；魻栃?yīng)示意圖[17]。Fig.1.2Theschematicof(a)Halleffectand(b)anomalousHalleffect[17].Karplus和Luttinger（KL)[18]于1954年提出了有關(guān)反?；魻栃?yīng)的一種理論，該理論成為解開反?；魻枂栴}的關(guān)鍵一步。在KL的理論中，由外電場誘導(dǎo)的帶間相干性引起垂直于場方向的速度貢獻(xiàn)，由此產(chǎn)生的霍爾系數(shù)與縱向電阻的平方成正比，即Rs∝ρ2，這一理論稱為反常速度理論。由于這種貢獻(xiàn)只取決于能帶結(jié)構(gòu)，并且在很大程度上與散射無關(guān)，所以稱為反?；魻栃?yīng)的本征貢獻(xiàn)。但該貢獻(xiàn)顯然不符合通常的載流子行為，在理想的周期性晶格中，上述本征貢獻(xiàn)將消失。而實際材料中始終存在缺陷或雜質(zhì)，并且電子的運動將受到散射。因此，長期以來，反常速度理論尚未被廣泛接受。1955年，Smit[19]提出skewscattering理論。他認(rèn)為反?；魻栃?yīng)的主要來源是由于電子或雜質(zhì)的有效自旋-軌道耦合而產(chǎn)生的非對稱散射，導(dǎo)致定向運動的電子偏離原來的運動方向，自旋極化的電流造成橫向電荷積累，導(dǎo)致反?；魻栂禂?shù)與縱向電阻呈線性關(guān)系Rs∝ρ。Beger[20]在1970年提出side-jump機(jī)制，他認(rèn)為在接近或離開雜質(zhì)時，電子會受到相反電場的作用而向相反方向偏轉(zhuǎn)，速度偏轉(zhuǎn)的時間積分為side-jump。該機(jī)制導(dǎo)致的反?；魻栂禂?shù)也與縱向電阻呈平方關(guān)系，即Rs∝ρ2。這些由于雜質(zhì)、缺陷等散射機(jī)制被稱為非本征貢獻(xiàn)。1.3自旋霍爾效應(yīng)和逆自旋霍爾效應(yīng)自旋霍爾效應(yīng)是一種在非磁導(dǎo)體中通過電流產(chǎn)生自旋流的重要物理效應(yīng)，可以被描述為電流誘導(dǎo)自旋沿著非磁導(dǎo)線的邊緣積累，而導(dǎo)體中的自旋軌道相互作用誘導(dǎo)了這種自旋積累，如圖1.3（a）所示。Dyakonov和Perel[31]于1971年最早預(yù)測了自旋霍爾效應(yīng)。因其既不使用鐵磁體也不使用外部磁場將電荷轉(zhuǎn)化為自旋流這一特性，自2004年在GaAs半導(dǎo)體中觀測到該效應(yīng)后便吸引了眾多科研工作者的興趣。然而半導(dǎo)體中電流和自旋流之間的轉(zhuǎn)換效率即自旋霍爾角十分小（量級10-3~10-4）[32,33]。在自旋霍爾效應(yīng)的器件構(gòu)型中，由電流轉(zhuǎn)換的自旋流無法直接用電學(xué)方法測量，直接導(dǎo)致在發(fā)現(xiàn)非磁金屬中的霍爾效應(yīng)和鐵磁金屬中的反?；魻栃?yīng)之后的100多年里，自旋霍爾效應(yīng)都沒有被觀測到。當(dāng)自旋流被注入到具有強(qiáng)自旋軌道相互耦合的非磁性材料中時，可以產(chǎn)生電荷電流并直接進(jìn)行電學(xué)檢測，這便是自旋霍爾效應(yīng)的逆效應(yīng)—逆自旋霍爾效應(yīng)（圖1.3（b））。2006年，金屬體系中的逆自旋霍爾效應(yīng)有了重大突破。一個是利用Al的Hallbar樣品進(jìn)行了逆自旋霍爾效應(yīng)的電檢測，然而其自旋霍爾角依然很?。?×10-4）[34]。與此同時，Saitoh等[35]在Pt/Py雙層膜結(jié)構(gòu)中觀測到了較大的逆自旋霍爾電壓信號。迄今為止，Pt中的逆自旋霍爾效應(yīng)已由多種實驗方法驗證，如自旋泵浦效應(yīng)，自旋轉(zhuǎn)移矩誘導(dǎo)的鐵磁共振，自旋霍爾磁阻以及橫向自旋閥結(jié)構(gòu)中的自旋吸收。由于Pt中存在較大的自旋霍爾角。其也被作為自旋塞貝克效應(yīng)的檢測層。雖然Pt是眾所周知的自旋霍爾材料中最好的選擇之一，但是其自旋霍爾角的絕對值（0.01~0.1）仍然備受爭議[36]。（b）圖1.3（a）自旋霍爾效應(yīng)和（b）逆自旋霍爾效應(yīng)示意圖[36]。Fig.1.3Theschematicof(a)Halleffectand(b)anomalousHalleffect[36].金屬體系中自旋霍爾效應(yīng)的機(jī)制被分為兩種，與鐵磁體中的反常霍爾效應(yīng)十分相似。其中一個是基于雜質(zhì)散射引起的非本征貢獻(xiàn)。另外一個是基于能帶結(jié)構(gòu)產(chǎn)生的本征貢獻(xiàn)。自旋霍爾效應(yīng)的非本征貢獻(xiàn)也有兩種機(jī)制，即skewscattering和sidejump[36]。skewscattering是在具有較強(qiáng)自旋-軌道相互作用的雜質(zhì)點發(fā)生的一種散射現(xiàn)象，彎曲了自旋向上和自旋向下電子的運動軌跡，使其向不同的方向偏轉(zhuǎn)。在散射過程中，波矢不守恒。換句話說，skewscattering是一種非彈性事件。然而，同為在雜質(zhì)點出現(xiàn)的sidejump是一種彈性事件。在雜質(zhì)點處，入射波矢沿垂直方向發(fā)生不連續(xù)位移。由于自旋向上和自旋向下的電子位移相同，符號相反，所以總的動量仍然守恒。眾所周知，在skewscattering中自旋霍爾電阻率ρSH與具有強(qiáng)自旋軌道相互作用的雜質(zhì)誘導(dǎo)的電阻率ρimp成正比。另一方面，在sidejump中，當(dāng)雜質(zhì)是電阻率的唯一因素時，ρSH與ρimp的平方成正比，或者當(dāng)ρtotal包括來自具有弱自旋軌道相互作用散射勢的附加貢獻(xiàn)時，ρSH與ρimpρtotal成正比，這里ρtotal是總電阻率。自旋霍爾角αH被定義為ρSH與ρimp的比值，例如αH=ρSH/ρimp=a+bρimp，這里a和b分別是skewscattering和sidejump的系數(shù)。因此，如果不存在具有強(qiáng)自旋軌道耦合的雜質(zhì)，如ρimp=0，則αH=0。在低ρimp區(qū)域，skewscattering占主導(dǎo)地位，在高ρimp區(qū)域，sidejump占主導(dǎo)地位。1.4自旋泵浦效應(yīng)自旋泵浦效應(yīng)的原理是：鐵磁材料在微波與外磁場的共同作用下產(chǎn)生鐵磁共振效應(yīng)，磁矩的角動量會以自旋流的形式從鐵磁層傳遞給相鄰層。圖1.4示意性地給出了鐵磁/非磁雙層膜中的自旋泵浦過程，其中鐵磁層在直流磁場H中，由射頻磁場hrf共振激發(fā)。進(jìn)動的磁矩將自旋角動量轉(zhuǎn)移至鐵磁/非磁層界面處，產(chǎn)生自旋流Js并進(jìn)入非磁層。該自旋流可以被表示為[37]：(1.2)其中，ω=2πf是在微波頻率為f下進(jìn)動的角速度。Re(g↑↓)代表了界面處自旋混合電導(dǎo)g↑↓的實部，?是進(jìn)動錐角，P表示由磁化進(jìn)動的橢圓度引起的一個因子[37]：(1.3)這里，γ是旋磁比，Ms表示鐵磁層的飽和磁化強(qiáng)度。例如，對于Y3Fe5O12(YIG)薄膜來說，在9.65GHz時，P=1.21。對于大多數(shù)鐵磁層來說，由于g↑↓的實部比虛部要大得多，所以式（1.2）可以被簡化為。錐角?一般較?。▇1°或更?。┣夷鼙槐硎緸?，其中α是鐵磁層的吉爾伯特阻尼常數(shù)。因此，式（1.2）可以寫成：(1.4)圖1.4鐵磁/非磁雙層膜中鐵磁共振自旋泵浦過程的示意圖[38]。Fig.1.4SchematicofFMRspinpumpingprocessinaferromagnet/nonmagneticbilayer[38].界面處自旋混合電導(dǎo)單位為m-2，描述了界面處單位面積內(nèi)的自旋通道數(shù)，決定了界面處自旋的傳輸能力。g↑↓的值可以根據(jù)鐵磁/非磁雙層膜的電子能帶結(jié)構(gòu)計算。自旋輸運降低了鐵磁層的磁化強(qiáng)度從而增強(qiáng)了阻尼。如果αFM/NM和αFM分別是鐵磁/非磁雙層膜和鐵磁單層膜的吉爾伯特阻尼常數(shù)，則阻尼增強(qiáng)αFM/NM-αFM可以用于實驗量化g↑↓[37]，(1.5)tFM代表鐵磁層的厚度，g代表Landé因子，μB是玻爾磁子。利用鐵磁共振吸收譜線寬的頻率依存測量吉爾伯特阻尼。檢測自旋泵浦產(chǎn)生自旋流的一種有效手段是利用非磁層中的逆自旋霍爾效應(yīng)。如圖1.4中所示，自旋流Js沿z軸進(jìn)入非磁層中，該自旋流的極化方向σ沿鐵磁層磁化強(qiáng)度M方向排列，與外加磁場方向相同。由于非磁層中的自旋軌道耦合作用導(dǎo)致的逆自旋霍爾效應(yīng)，Js被轉(zhuǎn)換為橫向電流，即Jc∝θSHJs×σ，其中θSH是非磁層的自旋霍爾角。逆自旋霍爾效應(yīng)產(chǎn)生的電流導(dǎo)致在樣品兩端出現(xiàn)電荷積累，電壓表沿y方向可測到逆自旋霍爾電壓VISHE[37,39]：(1.6)其中，σNM（σFM）和tNM（tFM）分別是非磁（鐵磁）層的電導(dǎo)率