【《自旋散射相关的物理效应研究国内外文献综述》4300字】

自旋散射相关的物理效应研究国内外文献综述目录TOC\o"1-3"\h\u11889自旋散射相关的物理效应研究国内外文献综述 148331.1巨磁阻效应 151.2反常霍尔效应 26191.3自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应 346591.4自旋泵浦效应 51.1巨磁阻效应1988年，M.N.Baibich等[1,2]在研究磁性和非磁性金属材料多层膜特性的过程中，发现电阻与铁磁层的磁矩取向关系显著，将该现象命名为GMR，并在2007年被授予诺贝尔奖。当不同铁磁层中的磁矩取向为反平行状态时，该多层材料的电阻最大。当不同铁磁层中的磁矩取向为平行状态时，多层材料的电阻最小。这种仅由于磁矩取向的变化导致异质结中电阻发生变化的现象被称为巨磁阻效应。铁磁层中的磁矩构型示意图如图1.1所示。图1.1磁矩构型示意图[21]。Fig.1.1Representationofmagneticmomentsconfiguration[21].GMR通常可以分为两种类型[21]：(1)CIP-GMR(CurrentintheplaneGMR)；(2)CPP-GMR(CurrentperpendiculartotheplaneGMR)。CIP-GMR：在CIP-GMR中，电流平行于层状异质结的平面。当不施加外磁场时，铁磁层中的磁矩并不同向排列。但是当施加强外磁场后，磁矩在强磁场的影响下转向同一方向，此时面内电阻发生改变。CIP-GMR由Grünberg和Fert[2]首次在Fe/Cr/Fe异质结中观测到，后来该效应又在Fe/Ag，Fe/Pd，Fe/Cu，Cu/Co以及Au/Co等更多材料中被发现。1989年，Camley和Barnas[22]给出了Fe/Cr系统中GMR的第一个经典模型，但他们的理论仅仅解释了界面处自旋相关的解释。随后，J.Barnas等[23]计算了块体材料的散射。Valet和Fert[24]利用玻尔兹曼输运方程给出了一个半经典模型。Levy等[25]利用Kubo线性响应定理给出了GMR的第一个量子模型。Zhang和Butler[26,27]给出了精确的量子方法与半经典方法之间的关系，应用单带紧束缚模型，研究了CIP-GMR与CPP-GMR的差异。CPP-GMR：1991年，Zhang等人理论预测了CPP-GMR的存在，随后由W.P.Pratt等在相同的Ag/Co层中实验证实[28,29]。在该种构型中，电子垂直于磁性层运动。异质结的电阻在其厚度方向上通常很小，难于精确测量。该问题可以利用超导导线来校正。在非磁材料中形成的有限磁化是由于自旋积累造成的。CPP-GMR取决于自旋弛豫时间。自旋积累导致了探测界面处自旋向上和自旋向下载流子的密度不同，被定义为自旋向上和自旋向下载流子之间电化学势的不同。(μ↑-μ↓)∝exp(-l/ls)，其中，ls为自旋弛豫长度。将GMR异质结中的非磁金属层替换为绝缘体或者半导体层，当施加外磁场时异质结的电阻发生改变的现象被定义为隧道磁阻(TMR)。隧道磁阻背后的理论可以理解为：平行排列的磁矩电导为GP=G↑↑+G↓↓,且正比于N↑LN↑R+N↓LN↓R。其中，N↑L(N↓L)是磁性材料左右区域的自旋向上（自旋向下）的载流子的态密度数。同理，反平行排列的电导为GAP=G↑↓+G↓↑。因此隧道磁阻可以通过下式计算：（1.1）如果磁性层材料相同，那么TMR=(2P2)/(1-2P)，P为自旋极化率。Julliere[30]在4.2K的Co-Ge-Fe体系中观测到了14%的电阻变化，是历史上关于隧道磁阻的第一次报告。现如今，NiO,Al2O3和MgO也是熟知的隧道磁阻绝缘势垒材料。一些半金属铁磁体和新型的异质结如La2/3Sr1/3MnO3/SiTiO3/La2/3Sr1/3MnO3、Ru/Co2FeAl/MgO等也是研究隧道磁阻的首选材料，且半金属体系在4K的温度下能观测到1800%的隧道磁阻。1.2反常霍尔效应1879年，EdwinH.Hall[15]发现：当把通电导体置于磁场中时，可以在垂直于电流与磁场的方向上测到横向电压。这是由于电子在洛伦兹力的作用下会偏向导体一侧，该效应被命名为霍尔效应，如图1.2（a）所示。后来他又发现该效应在铁磁导体中是在非磁导体中的十倍大，这便是反常霍尔效应（图1.2（b））。由于本质与霍尔效应不同，自反常霍尔效应被发现以来，其中的机制一直备受争议。直到二十世纪八十年代贝里相位理论被提出后才有了突破性的进展[16]。(a)(b)图1.2（a）霍尔效应和（b）反常霍尔效应示意图[17]。Fig.1.2Theschematicof(a)Halleffectand(b)anomalousHalleffect[17].Karplus和Luttinger（KL)[18]于1954年提出了有关反常霍尔效应的一种理论，该理论成为解开反常霍尔问题的关键一步。在KL的理论中，由外电场诱导的带间相干性引起垂直于场方向的速度贡献，由此产生的霍尔系数与纵向电阻的平方成正比，即Rs∝ρ2，这一理论称为反常速度理论。由于这种贡献只取决于能带结构，并且在很大程度上与散射无关，所以称为反常霍尔效应的本征贡献。但该贡献显然不符合通常的载流子行为，在理想的周期性晶格中，上述本征贡献将消失。而实际材料中始终存在缺陷或杂质，并且电子的运动将受到散射。因此，长期以来，反常速度理论尚未被广泛接受。1955年，Smit[19]提出skewscattering理论。他认为反常霍尔效应的主要来源是由于电子或杂质的有效自旋-轨道耦合而产生的非对称散射，导致定向运动的电子偏离原来的运动方向，自旋极化的电流造成横向电荷积累，导致反常霍尔系数与纵向电阻呈线性关系Rs∝ρ。Beger[20]在1970年提出side-jump机制，他认为在接近或离开杂质时，电子会受到相反电场的作用而向相反方向偏转，速度偏转的时间积分为side-jump。该机制导致的反常霍尔系数也与纵向电阻呈平方关系，即Rs∝ρ2。这些由于杂质、缺陷等散射机制被称为非本征贡献。1.3自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应自旋霍尔效应是一种在非磁导体中通过电流产生自旋流的重要物理效应，可以被描述为电流诱导自旋沿着非磁导线的边缘积累，而导体中的自旋轨道相互作用诱导了这种自旋积累，如图1.3（a）所示。Dyakonov和Perel[31]于1971年最早预测了自旋霍尔效应。因其既不使用铁磁体也不使用外部磁场将电荷转化为自旋流这一特性，自2004年在GaAs半导体中观测到该效应后便吸引了众多科研工作者的兴趣。然而半导体中电流和自旋流之间的转换效率即自旋霍尔角十分小（量级10-3~10-4）[32,33]。在自旋霍尔效应的器件构型中，由电流转换的自旋流无法直接用电学方法测量，直接导致在发现非磁金属中的霍尔效应和铁磁金属中的反常霍尔效应之后的100多年里，自旋霍尔效应都没有被观测到。当自旋流被注入到具有强自旋轨道相互耦合的非磁性材料中时，可以产生电荷电流并直接进行电学检测，这便是自旋霍尔效应的逆效应—逆自旋霍尔效应（图1.3（b））。2006年，金属体系中的逆自旋霍尔效应有了重大突破。一个是利用Al的Hallbar样品进行了逆自旋霍尔效应的电检测，然而其自旋霍尔角依然很小（3×10-4）[34]。与此同时，Saitoh等[35]在Pt/Py双层膜结构中观测到了较大的逆自旋霍尔电压信号。迄今为止，Pt中的逆自旋霍尔效应已由多种实验方法验证，如自旋泵浦效应，自旋转移矩诱导的铁磁共振，自旋霍尔磁阻以及横向自旋阀结构中的自旋吸收。由于Pt中存在较大的自旋霍尔角。其也被作为自旋塞贝克效应的检测层。虽然Pt是众所周知的自旋霍尔材料中最好的选择之一，但是其自旋霍尔角的绝对值（0.01~0.1）仍然备受争议[36]。（b）图1.3（a）自旋霍尔效应和（b）逆自旋霍尔效应示意图[36]。Fig.1.3Theschematicof(a)Halleffectand(b)anomalousHalleffect[36].金属体系中自旋霍尔效应的机制被分为两种，与铁磁体中的反常霍尔效应十分相似。其中一个是基于杂质散射引起的非本征贡献。另外一个是基于能带结构产生的本征贡献。自旋霍尔效应的非本征贡献也有两种机制，即skewscattering和sidejump[36]。skewscattering是在具有较强自旋-轨道相互作用的杂质点发生的一种散射现象，弯曲了自旋向上和自旋向下电子的运动轨迹，使其向不同的方向偏转。在散射过程中，波矢不守恒。换句话说，skewscattering是一种非弹性事件。然而，同为在杂质点出现的sidejump是一种弹性事件。在杂质点处，入射波矢沿垂直方向发生不连续位移。由于自旋向上和自旋向下的电子位移相同，符号相反，所以总的动量仍然守恒。众所周知，在skewscattering中自旋霍尔电阻率ρSH与具有强自旋轨道相互作用的杂质诱导的电阻率ρimp成正比。另一方面，在sidejump中，当杂质是电阻率的唯一因素时，ρSH与ρimp的平方成正比，或者当ρtotal包括来自具有弱自旋轨道相互作用散射势的附加贡献时，ρSH与ρimpρtotal成正比，这里ρtotal是总电阻率。自旋霍尔角αH被定义为ρSH与ρimp的比值，例如αH=ρSH/ρimp=a+bρimp，这里a和b分别是skewscattering和sidejump的系数。因此，如果不存在具有强自旋轨道耦合的杂质，如ρimp=0，则αH=0。在低ρimp区域，skewscattering占主导地位，在高ρimp区域，sidejump占主导地位。1.4自旋泵浦效应自旋泵浦效应的原理是：铁磁材料在微波与外磁场的共同作用下产生铁磁共振效应，磁矩的角动量会以自旋流的形式从铁磁层传递给相邻层。图1.4示意性地给出了铁磁/非磁双层膜中的自旋泵浦过程，其中铁磁层在直流磁场H中，由射频磁场hrf共振激发。进动的磁矩将自旋角动量转移至铁磁/非磁层界面处，产生自旋流Js并进入非磁层。该自旋流可以被表示为[37]：(1.2)其中，ω=2πf是在微波频率为f下进动的角速度。Re(g↑↓)代表了界面处自旋混合电导g↑↓的实部，ϕ是进动锥角，P表示由磁化进动的椭圆度引起的一个因子[37]：(1.3)这里，γ是旋磁比，Ms表示铁磁层的饱和磁化强度。例如，对于Y3Fe5O12(YIG)薄膜来说，在9.65GHz时，P=1.21。对于大多数铁磁层来说，由于g↑↓的实部比虚部要大得多，所以式（1.2）可以被简化为。锥角ϕ一般较小（~1°或更小）且能被表示为，其中α是铁磁层的吉尔伯特阻尼常数。因此，式（1.2）可以写成：(1.4)图1.4铁磁/非磁双层膜中铁磁共振自旋泵浦过程的示意图[38]。Fig.1.4SchematicofFMRspinpumpingprocessinaferromagnet/nonmagneticbilayer[38].界面处自旋混合电导单位为m-2，描述了界面处单位面积内的自旋通道数，决定了界面处自旋的传输能力。g↑↓的值可以根据铁磁/非磁双层膜的电子能带结构计算。自旋输运降低了铁磁层的磁化强度从而增强了阻尼。如果αFM/NM和αFM分别是铁磁/非磁双层膜和铁磁单层膜的吉尔伯特阻尼常数，则阻尼增强αFM/NM-αFM可以用于实验量化g↑↓[37]，(1.5)tFM代表铁磁层的厚度，g代表Landé因子，μB是玻尔磁子。利用铁磁共振吸收谱线宽的频率依存测量吉尔伯特阻尼。检测自旋泵浦产生自旋流的一种有效手段是利用非磁层中的逆自旋霍尔效应。如图1.4中所示，自旋流Js沿z轴进入非磁层中，该自旋流的极化方向σ沿铁磁层磁化强度M方向排列，与外加磁场方向相同。由于非磁层中的自旋轨道耦合作用导致的逆自旋霍尔效应，Js被转换为横向电流，即Jc∝θSHJs×σ，其中θSH是非磁层的自旋霍尔角。逆自旋霍尔效应产生的电流导致在样品两端出现电荷积累，电压表沿y方向可测到逆自旋霍尔电压VISHE[37,39]：(1.6)其中，σNM（σFM）和tNM（tFM）分别是非磁（铁磁）层的电导率