Wydział Informatyki Elektroniki i Telekomunikacji Katedra Elektroniki Autoreferat pracy doktorskiej

w Krakowie

Wydział Informatyki Elektroniki i Telekomunikacji Katedra Elektroniki

Autoreferat pracy doktorskiej

Witold Skowroński

Current induced magnetization switching and noise characterization of MgO based magnetic tunnel junctions

Przełączanie magnetyzacji spinowo spolaryzowanym prądem oraz charakteryzacja szumowa magnetycznych złącz

tunelowych z barierą MgO

Promotorzy Prof. Tomasz Stobiecki Prof. Sebastiaan van Dijken

Kraków 2013

Witold Skowro ´nski

Przeł ˛ aczanie magnetyzacji spinowo spola- ryzowanym pr ˛ adem oraz charakteryzacja szumowa magnetycznych zł ˛ acz tunelowych z barier ˛ a MgO

Autoreferat pracy doktorskiej: Current induced magneti- zation switching and noise characterization of MgO based magnetic tunnel junctions

Akademia Górniczo-Hutnicza im. Stanisława Staszica w Krakowie

Osi ˛agni ˛ecia ostatnich lat w zakresie nanotechnologii spowodowały wzrost ilo´sci bada ´n nad strukturami cienkowarstowymi. Stwierdzo- no, ˙ze wła´sciwo´sci materiałów w skali nanometrów mog ˛a ró ˙zni´c si ˛e od tych znanych w makro-´swiecie. W szczególno´sci efektyw- na kontrola spinu cz ˛astki (oprócz jej ładunku, który jest podstaw ˛a działania urz ˛adze ´n elektronicznych) jest mo ˙zliwa w skali nano, co zapocz ˛atkowało powstanie nowego kierunku elektroniki spinowej, zwanej inaczej spintronik ˛a. W spintronice - spinowo spolaryzowa- ny pr ˛ad oddziaływuje z namagnesowaniem, powoduj ˛ac np. du ˙ze zmiany rezystancji, które s ˛a wykorzystywane w projektowaniu nowych cyfrowych urz ˛adze ´n nanoelektronicznych.

W pracy doktorskiej zaprezentowano szczegółowe badania nad magnetycznymi zł ˛aczami tunelowymi, które s ˛a obecnie najbardziej uniwersalnymi elementami spintroniki. Efekt przeł ˛aczania magne- tyzacji spinowo spolaryzowanym pr ˛adem, który mo ˙ze wyst ˛epowa´c w zł ˛aczach z bardzo cienk ˛a barier ˛a tunelow ˛a, poni ˙zej 1 nm, po- zwala na kontrolowanie stanu namagnesowania cienkich warstw magnetycznych, przez co mo ˙ze by´c u ˙zywany m.in. pami ˛eciach magnetycznych, sensorach i innych urz ˛adzeniach elektronicznych.

3

Podzi˛ekowania

Pragn ˛e podzi ˛ekowa´c moim promotorom, prof. Tomaszowi Sto- bieckiemu oraz prof. Sebastiaanowi van Dijkenowi za liczne wska- zówki oraz ogromn ˛a pomoc w prowadzonych badaniach. Ponadto chciałbym podzi ˛ekowa´c członkom grupy naukowej w AGH, w któ- rej miałem przyjemno´s´c pracowa´c: Piotrowi Wi´sniowskiemu, Wie- sławowi Powro´znikowi, Jarosławowi Kanakowi, Markowi Frankow- skiemu, Saszy Zaleskiemu, Antoniemu ˙Zywczakowi, Zbigniewowi Szklarskiemu i Piotrowi Mietniowskiemu. W szczególno´sci dzi ˛ekuje Jerzemu Wronie za wytworzenie wspaniałych próbek oraz Macie- jowi Czapkiewiczowi za istotne uwagi fizyczne. Dzi ˛ekuj ˛e równie ˙z teoretykom Piotrowi Ogrodnikowi, Michałowi Wilczy ´nskiemu oraz prof. Józefowi Barnasiowi za owocne dyskusje teoretyczne. Składam podzi ˛ekowania koordynatorowi projektu MPD prof. Bartłomiejowi Szafranowi za wszelk ˛a pomoc, któr ˛a mi okazał.

Jestem wdzi ˛eczny ludziom z którymi mogłem współpracowa´c w ramach doktoratu w szczególno´sci prof. Günterowi Reissowi oraz jego zespołowi z Uniwersytetu w Bielefeld: Karsten Rott, An- dy Thomas, AG Venkatesh, Markus Schäffers, Volker Drevello i Patrykowi Krzysteczko.

Dzi ˛ekuj ˛e za pomoc grupie prof. Sebastiaana van Dijkena z Uni- wersytetu Aalto w Helsinkach: Qihang Qin, Tuomas Lahtinen, Laura Äkäslompolo, Lide Yao, Kevin Franke, Mikko Kataja oraz Sampo Hämäläinen.

Dzi ˛ekuj ˛e za współpraca prof. Hansowi Schumacherowi oraz Santiago Serrano-Guisan z PTB Brunszwik w Niemczech.

Na koniec, dzi ˛ekuj ˛e mojej rodzinie, mojemu Tacie i Mamie oraz mojej Karolinie, za ich niesko ´nczone wsparcie.

Mój doktorat był finansowany przez Fundacj ˛e na rzecz Nauki Polskiej przy udziale Funduszu Rozwoju Regionalnego Unii Eu- ropejskiej w ramach programu "Interdisciplinary PhD-Project in Nanoscience and Advanced Nanostructures". Cz ˛e´s´c bada ´n była równie ˙z finansowana przez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wy ˙z- szego grant IP 2010037970, Narodowe Centrum Nauki grant NN 515544538, działalno´s´c statutow ˛a 11.11.120.614 oraz projekt Nano- spin PSB-045-2010.

1 Wprowadzenie 5

2 Podstawy teoretyczne 7 3 Wyniki bada ´n 13

4 Podsumowanie 23

Bibliografia 25

1

Wprowadzenie

Informacja, obok wiedzy, jest obecnie rozpatrywana jako towar, równorz ˛edny materiałom lub energii. Coraz wi ˛ecej informacji jest produkowanych ka ˙zdego dnia, przez co jej przechowywanie staje si ˛e problematyczne. Dotychczas, jednym z najbardziej efektyw- nych sposobów na przechowywanie informacji był zapis tekstu lub rysunków na kartkach papieru. Jednak ˙ze, w dobie powszech- nej komputeryzacji zasoby papieru nie byłyby w stanie pomie´sci´c wszystkich danych, takich jak informacje bankowe, trendy kursów giełdowych, obrazy telewizyjne.

Dzisiejszy rozwój informacji jest mo ˙zliwy dzi ˛eki współczesnym pami ˛eciom elektronicznym, które w sposób cyfrowy gromadz ˛a ogromne ilo´sci danych. A ˙zeby podtrzyma´c ten trend wzrostowy,

´srodowiska naukowe i przemysłowe skupiaj ˛a uwag ˛e nad coraz to nowymi rozwi ˛azaniami pami ˛eci.

Przez dekady, informacja była kodowana w postaci magnetycz- nej, np. na ta´smach magnetofonowych, mikro-rdzeniach magne- tycznych lub dyskach twardych, których pojemno´s´c przekracza obecnie TB/cal². Jednak ˙ze oprócz pojemno´sci bardzo istotny jest te ˙z pobór mocy urz ˛adze ´n. Według przewidywa ´n, do 2030 roku pobór energii urz ˛adze ´n IT (IT - information technology) wzro´snie ponad dziewi ˛eciokrotnie, co b ˛edzie stanowiło 15% ogólnie wyge- nerowanej mocy. Ka ˙zde ograniczenie w zu ˙zyciu energii jest zatem po ˙z ˛adane.

2 0 0 5 2 0 1 0 2 0 1 5 2 0 2 0 2 0 2 5 01234',

. Zuzycie energii urzadzen IT (1015 Wh)

R o k

Rysunek 1.1: Globalne zu ˙zycie urz ˛a- dze ´n IT, dane za Ministerstwem Ekonomii, Handlu i Przemysłu Japonii, 2008

We współczesnych architekturach urz ˛adze ´n IT mo ˙zna wyró ˙zni´c dwa typy pami ˛eci. Pierwsze, bardzo pojemne, z długim czasem przechowywania, ale jednocze´snie relatywnie wolne pami ˛eci typu ROM (ROM - read only memory), najcz ˛e´sciej reprezentowane przez dysk twardy. Kolejny rodzaj to mniej pojemne, lecz znacznie szyb- sze o swobodnym dost ˛epie pami ˛eci RAM (RAM - random access memory).

Stworzenie szybkich oraz pojemnych pami ˛eci nieulotnych, w których dane nie musz ˛a by´c od´swie ˙zane jak w pami ˛eciach typu SRAM (SRAM - static random access memory) lub DRAM (DRAM - dynamic random access memory) pozwoliłoby na znaczne ograni- czenie energii oraz dodatkowo, na radykaln ˛a zmian ˛e architektury komputerów, w której komputer u ˙zywałby pami ˛eci znacznie rza- dziej, np tylko w momencie interakcji z u ˙zytkownikiem.

W niniejszej pracy zaproponowano rozwi ˛azanie, w którym szyb- ka i nieulotna pami ˛e´c jest oparta o komórki magnetycznych zł ˛acz tunelowych. Odczyt informacji bitowej zapisanej w takiej komórce jest mo ˙zliwy dzi ˛eki efektowi tunelowej magnetorezystancji (TMR - tunneling magnetoresistance), gdzie opór komórki zale ˙zy od relatywnej orientacji magnetyzacji warstw w zł ˛aczu. Zapis infor- macji jest realizowany dzi ˛eki efektowi momentu siły wywołanego transferem spinu (STT - spin transfer torque). Technologia zapisu i odczytu, która wymaga jedynie dwóch poł ˛acze ´n elektrycznych, po- zwala na skalowanie pami ˛eci, która teoretycznie mo ˙ze przekroczy´c pojemno´sci pami ˛eci DRAM.

- 1 . 0 - 0 . 5 0 . 0 0 . 5 1 . 0

0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0 1 . 2

'

Rezystancja (kOhm)

N a p i e c i e ( V ) Rysunek 1.2: Bistabilna komórka pa- mi ˛eci, której stan jest kontrolowany pr ˛adem. P ˛etla histerezy jest charak- terystyczna dla układów magnetycz- nych. Przej´scie od stanu wysokiej do niskiej rezystancji jest mo ˙zliwe po- przez przyło ˙zenie dodatniego napi ˛ecia (pr ˛adu), przej´scie odwrotne poprzez napi ˛ecie (pr ˛ad) ujemne.

Podstawow ˛a komórka pami ˛eci jest zł ˛acze tunelowe, które składa si ˛e z dwóch cienkich (rz ˛edu nanometrów) warstw ferromagnety- czych - swobodnej (FL - free layer) oraz referencyjnej (RL - reference layer), rozdzielonych cienk ˛a przekładk ˛a tunelow ˛a. W takiej komór- ce stan namagnesowania warstwy swobodnej w odniesieniu do warstwy referencyjnej (równoległy - P lub anty-równoległy - AP) stanowi binarn ˛a informacje. Informacja zapisana w ten sposób jest nieulotna, czyli nie znika po wył ˛aczeniu zasilania układu. Rysunek 1.2przedstawia wykres rezystancji zł ˛acza tunelowego w funkcji przyło ˙zonego napi ˛ecia. Typowe dla ferromagnetyków zachowanie z charakterystyczn ˛a p ˛etl ˛a histerezy umo ˙zliwia przechowanie in- formacji. Stan zł ˛acza (informacja binarna) jest łatwo wykrywalna poprzez pomiar rezystancji. Przeł ˛aczanie stanu namagnesowania jest oparte o efekt transferu spinu. Impuls napi ˛ecia (pr ˛adu) pozwa- la na zapis informacji bez potrzeby zadawania zewn ˛etrznego pola magnetycznego.

Jednak ˙ze, potencjalne zastosowanie efektu STT jest znacznie szersze. Spinowo spolaryzowany pr ˛ad w warstwie ferromagnetycz- nej pozwala na wzbudzenie precesji namagnesowania, która dla nanowarstw jest w zakresie GHz. Poprzez zasilanie zł ˛acza stałym sygnałem napi ˛eciowym mo ˙zliwa jest generacja sygnałów mikrofalo- wych.

2

Podstawy teoretyczne

2.1 Magnetyczne zł ˛acze tunelowe

Magnetyczne zł ˛acze tunelowe zostało odkryte w 1975 przez Julliera.

Zasada działania zł ˛acza jest nast ˛epuj ˛aca: dwie ferromagnetyczne elektrody, w tym przypadku z ˙zelaza i kobaltu, naniesiono w jed- nej strukturze warstwowej, rozdzielaj ˛ac cienk ˛a (10 nm) warstw ˛a izoluj ˛ac ˛a (tlenkiem germanu). Pomiary wykonane w niskich tempe- raturach wykazały, ˙ze zmianie orientacji namagnesowania warstw ferromagnetycznych towarzyszy zmiana rezystancji o 16% - Rys.

2.1.

Rysunek 2.1: Schemat efektu TMR w trójwarstwie zł ˛acza tunelowego. Kiedy magnetyzacje warstwy swobodnej i referencyjnej s ˛a równoległe, elektrony spinowo spolaryzowane mog ˛a przej´s´c przez obydwie warstwy (a). Kiedy magnetyzacje s ˛a anty-równoległe, warstwa swobodna (referencyjna) nie przepuszcza elektronów ze spinem równoległym do namagnesowania warstwy referencyjnej (swobodnej), co skutkuje wi ˛eksz ˛a rezystancj ˛a zł ˛acza (b).

Do obserwacji efektu TMR konieczna jest ró ˙znica pomi ˛edzy po- lami przeł ˛aczania warstw ferromagnetycznych, ˙zeby zarówno stan równoległy (P) jak i anty-równoległy (AP) były mo ˙zliwe do uzy- skania. W praktyce wykorzystuje si ˛e struktury typu syntetyczne- antyferromagnetyki z silnym sprz ˛e ˙zeniem¹, które znacznie zwi ˛ek-

1Dieny, B., Speriosu, V. S., Gurney, B. A., Parkin, S. S. P., Wilhoit, D. R., Roche, K. P., Metin, S., Peterson, D. T., and Nadimi, S. Journal of Magnetism and Magnetic Materials 93, 101 (1991)

szaj ˛a pole przeł ˛aczania (koercji) warstwy referencyjnej.

2.1.1 Polaryzacja spinowa

Materiał Polaryzacja spinowa (%)

Fe 44

Co 34

Ni 11

Heusler 100

Tabela 2.1: Polaryzacja spinowa ró ˙z- nych materiałów, za Tedrow i Mese- rvey

Dane za Tedrow, P. M. and Meservey, R. Physical Review B 7(1), 318 (1973).

Efekt polaryzacji spinowej jest konieczny do tworzenia jakichkol- wiek urz ˛adze ´n elektroniki spinowej. Polega on na orientacji spinu elektronów zgodnie (lub przeciwnie) z namagnesowanie ferroma- gnetyka. Wstrzykiwanie elektronów do warstwy ferromagnetycznej skutkuje powstaniem pr ˛adu spinowo spolaryzowanego z warstwy.

2.1.2 Tunelowa magnetorezystancja

Rezystancja zł ˛acza tunelowego zale ˙zy od orientacji namagneso- wania warstw ferromagnetycznych. Do obliczenia warto´sci TMR, model Julliera jest powszechnie u ˙zywany:

TMR= ^RAP−RP

R_P = ^2p1p2

1−p₁p₂, (2.1) gdzie RAPi RPto rezystancje stanu równoległego i antyrównole- głego, p1oraz p2to spinowe polaryzacje kolejnych elektrod.

Polaryzacje spinow ˛a mo ˙zna obliczy´c z eksperymentalnie otrzy- manych warto´sci TMR, zgodnie ze wzorem:

p=

r TMR

2+TMR. (2.2)

Dodatkowo, rezystancja zł ˛acza R jest kosinusem k ˛ata pomi ˛edzy

namagnesowaniami warstw, zgodnie ze wzorem:²: ²Rijks, T. G. S. M., Coehoorn, R., Daemen, J. T. F., and de Jonge, W. J. M.

Journal of Applied Physics 76(2), 1092 (1994)

R=Rp+^Rap−Rp

2 (1−cos θ). (2.3) 2.1.3 Proces koherentnego i niekoherentnego tunelowania

Przyło ˙zenie napi ˛ecia do zł ˛acza powoduje, ˙ze elektrony tuneluj ˛a przez barier ˛e, zachowuj ˛ac orientacj ˛e spinow ˛a. Jednak ˙ze proces ten równie ˙z zale ˙zy od parametrów bariery. Oprócz grubo´sci, istotnym parametrem jest struktura bariery. W przypadku barier amorficz- nych (Al2O3) wszystkie stany elektronowe tuneluj ˛a z tym samym prawdopodobie ´nstwem - tunelowanie jest niekoherentne. W przy- padku barier krystalicznych (np. MgO), pewne stany elektrono- we maj ˛a wi ˛eksze prawdopodobie ´nstwo. W przypadku struktury BCC(001) (BCC - base center cubic) MgO, najwi ˛eksze prawdopo- dobie ´nstwo maj ˛a elektrony z symetri ˛a∆1, których polaryzacja spinowa jest wysoka, dzi ˛eki czemu w tych przypadkach obserwuje si ˛e wi ˛ekszy efekt TMR.

Rysunek 2.2: Szkic procesu tunelowa- nie przez barier ˛e amorficzna (a) oraz krystaliczn ˛a (b).

Rysunek za Yuasa, S. and Djayapra- wira, D. D. Journal of Physics D: Applied Physics 40, R337 (2007).

2.1.4 Sprz˛e˙zenia

Kolejnym efektem obserwowanym, gdy dwie warstwy ferromagne- tyczne s ˛a umieszczone blisko siebie jest sprz ˛e ˙zenie mi ˛edzy nimi. W szczególno´sci w zł ˛aczu tunelowym, gdzie grubo´s´c przekładki tune- lowej jest w zakresie 0.5 - 3 nm, namagnesowanie jednej warstwy silnie zale ˙zy od namagnesowania s ˛asiedniej.

W pracy dyskutowane s ˛a trzy rodzaje sprz ˛e ˙ze ´n. Pierwszy typ to sprz ˛e ˙zenie magnetostatyczne od pól rozproszonych. Wynik sy- mulacji mikromagnetycznej, charakterystyki rezystancji od pola magnetycznego rzeczywistego zł ˛acza jest przedstawiony na Rys.

2.3. P ˛etla jest przesuni ˛eta wzgl ˛edem zera pola co ´swiadczy o obec- no´sci sprz ˛e ˙zenia.

- 4 0 0 - 2 0 0 0 2 0 0 4 0 0

2 2 0 2 4 0 2 6 0 2 8 0 3 0 0 3 2 0

ts = 1 n m t_{R L} = 2 n m t_{F L} = 2 n m H S = - 1 2 0 O e

Rezystancja (Ohm)

P o l e m a g n e t y c z n e ( O e )

Rysunek 2.3: Wykres symulacji rezy- stancji w funkcji pola magnetycznego otrzymanego w programie OOMMF.

Sprz ˛e ˙zenie antyferromagnetyczne po- woduje przesuni ˛ecie p ˛etli w kierunku pól ujemnych.

p r z e ł ˛ac z a n i e m ag n e t y z ac j i s p i n o w o s p o l a r y z o wa n y m p r ˛a d e m o r a z c h a r a k t e r y z ac ja s z u m o wa m ag n e t yc z n yc h z ł ˛ac z t u n e l o w yc h z b a r i e r ˛a m g o 9

Kolejnym typem sprz ˛e ˙zenia wyst ˛epuj ˛acym w zł ˛aczach tune- lowych jest sprz ˛e ˙zenie Néel’a. Wynika ono z oddziaływa ´n dipoli magnetycznych w szorstkich warstwach ferromagnetycznych i jest proporcjonalne do amplitudy szorstko´sci. Kierunek tego sprz ˛e ˙zenia jest ferromagnetyczny.

Ostatnim rodzajem sprz ˛e ˙zenia jest mi ˛edzywarstwowe sprz ˛e ˙ze- nie wymienne. Wyst ˛epuje ono zarówno w przypadku przekładek przewodz ˛acych (takich jak chrom lub ruten) jak i barier tunelo-

wych(MgO). W pracy Katayamy³przedstawiono wyniki oblicze ´n ³Katayama, T., Yuasa, S., Velev, J., Zhuravlev, M. Y., Jaswal, S. S., and Tsymbal, E. Y. Applied Physics Letters 89(11), 112503 (2006)

idealnego zł ˛acza Fe/MgO/Fe oraz zł ˛acza z wakancjami tlenu w in- terfejsach Fe/MgO. Pokazano, ˙ze warto´s´c oraz kierunek sprz ˛e ˙zenia jest czuły na zdefektowanie interfejsu.

Wszystkie typy sprz ˛e ˙ze ´n wyst ˛epuj ˛a w zł ˛aczach badanych w pracy doktorskiej, w szczególno´sci gdy grubo´s´c bariery jest poni ˙zej 1nm.

2.2 Moment siły wywołany transferem spinu

Jak wspomniano powy ˙zej, kontrolowanie namagnesowania ele- mentów w skali nanometrów jest podstawowym problemem przy projektowaniu pami ˛eci magnetycznych. Wykorzystywanie prawa Ampera, czyli pól magnetycznych wokół przewodników zasilanych pr ˛adem jest rozwi ˛azaniem nienadaj ˛acym si ˛e do bardzo małych elementów.

W 1996 roku w pracach teoretycznych Slonczewskiego i Bergera

4 przewidziano istnienie efektu momentu siły wywołanego transfe-

4Slonczewski, J. C. Journal of Magne- tism and Magnetic Materials 159(1-2), L1 (1996); and Berger, L. Physical Review B 54(13), 9353 (1996)

rem spinu.

Rysunek 2.4: Schematyczny rysunek przedstawiaj ˛acy zasad ˛e działania efek- tu transferu spinu. (a) elektrony, które tuneluj ˛a od warstwy referencyjnej do swobodnej faworyzuj ˛a równoległe na- magnesowanie warstw, (b) odwrotny kierunek tunelowania faworyzuje stan antyrównoległy

W efekcie tym, spinowo spolaryzowane elektrony przekazu- j ˛a cze´s´c momentu siły do warstwy ferromagnetycznej. Przy od- powiednio zaprojektowanym zł ˛aczu, istnieje mo ˙zliwo´s´c zmiany magnetyzacji warstwy swobodnej z równoległej do antyrównole- głej wzgl ˛edem zamocowanej magnetyzacji warstwy referencyjnej i odwrotnie, poprzez wstrzykiwanie pr ˛adu du ˙zej g ˛esto´sci w odpo- wiednim kierunku. Takie rozwi ˛azanie jest skalowalne do rozmia- rów poni ˙zej 100 nm i umo ˙zliwia konstruowanie bardzo pojemnych i szybkich pami ˛eci. Ów sposób kontrolowania magnetyzacji jest nazwany przeł ˛aczaniem magnetyzacji spinowo spolaryzowanym pr ˛adem.

2.2.1 Pr ˛ad krytyczny

Do obliczenia pr ˛adu krytycznego, który jest w stanie zmieni´c ma- gnetyzacje ze stanu P do AP i odwrotnie, nazywanego pr ˛adem krytycznym, energia warstwy swobodnej musi by´c porównana z energi ˛a spinowo spolaryzowanego pr ˛adu. Energia pr ˛adu mo ˙ze by´c zapisana jako:

E_I=η ¯h

2eI (2.4)

gdzie, η to wydajno´s´c transferu spinu, ¯h to zredukowana stała Plancka i e to ładunek elektronu. Energia warstwy swobodnej mo ˙ze by´c obliczona ze wzoru:

E_FL =µ₀M_SH_effAt (2.5) gdzie H_effto efektywne pole magnetyczne, A i t to powierzchnia i grubo´s´c warstwy swobodnej. Zakładaj ˛ac, ˙ze te energie s ˛a sobie równe oraz ˙ze energia warstwy swobodnej jest pomniejszona o war- to´s´c stałej tłumienia, warto´s´c pr ˛adu krytycznego mo ˙zna obliczy´c ze wzoru:

Jc0= ^{2eαµ0MSHefft}

η¯h = ^2eαEFL

η¯hA (2.6)

Wydajno´s´c transferu spinu jest obliczana ze wzoru:

η= ^p

2(1+p²cos(θ)) ^(2.7) gdzie p jest obliczane ze wzoru Julliera - równanie2.2, z warto´sci TMR zmierzonej eksperymentalnie.

2.2.2 Dynamika transferu spinu

Podstawowym równanie opisuj ˛acym dynamik ˛e transferu spinu jest równanie Landau’a Lifschitz’a Gilberta (LLG) z dodatkowymi członami Slonczewskiego:

d_M~_FL

dt = −γ_0M~_FL× ~Heff+α_M~_FL×^d_M~_FL dt

−γ₀ τ_k M_SAt

_M~_FL×^_M~_FL× ~MRL



−γ₀ τ_⊥ MSAt

_M~_FL× ~MRL



(2.8)

Rysunek 2.5: Kierunki wektorów precesji, tłumienia oraz transferu spinu w warstwie ferromagnetycznej.

Tłumienie oraz równoległa składowa momentu siły wywołanego transferem spinu maja przeciwne zwroty.

gdzie _M~_{FLi M}~_RLto wektory namagnesowania warswty swo- bodnej i referencyjnej, γ0to czynnik ˙zyromagnetyczny, τki τ⊥ to składowe momentu siły równoległe i prostopadłe, przewidziane teoretycznie w pracy⁵.

5Slonczewski, J. C. Journal of Magne- tism and Magnetic Materials 159(1-2), L1 (1996)

Charakterystyczn ˛a cz ˛estotliwo´s´c precesji układów magnetycz- nych ω mo ˙zna obliczy´c ze wzoru Kittel’a⁶:

6Kittel, C. Phys. Rev. 71, 270 (1947)

ω=γ0

q

(Hext±Ha) (Hext±Ha+N M_S) (2.9) gdzie N to macierz czynników odmagnesowania. W zale ˙zno´sci od parametrów materiałowych i rozmiarów, cz ˛estotliwo´sci te s ˛a w zakresie GHz.

2.3 Szumy

Podobnie jak wszystkie elementy elektroniczne, magnetyczne zł ˛a- cza tunelowe generuj ˛a przypadkowe sygnały - szumy, które mo ˙zna podzieli´c na kilka kategorii.

p r z e ł ˛ac z a n i e m ag n e t y z ac j i s p i n o w o s p o l a r y z o wa n y m p r ˛a d e m o r a z c h a r a k t e r y z ac ja s z u m o wa m ag n e t yc z n yc h z ł ˛ac z t u n e l o w yc h z b a r i e r ˛a m g o 11

Szum termiczny jest generowany przez przypadkowe fluktuacje ładunków w przewodniku o rezystancji R, obserwowanym w tem- peraturze T wi ˛ekszej od zera bezwzgl ˛ednego. G ˛esto´s´c widmowa szumu jest wyra ˙zona wzorem:

v¯²_n =4k_BTR (2.10)

gdzie kBto stała Boltzmana.

Kiedy przez przewodnik przepływa pr ˛ad, ze wzgl ˛edu na fluk- tuacj ˛e w czasie ładunku, mo ˙zemy mówi´c o szumie ´srutowym, którego g ˛esto´s´c widmowa mo ˙ze by´c obliczona ze wzoru:

v²_s =2eIR² (2.11)

gdzie I to nat ˛e ˙zenie pr ˛adu. Odchylenie od rozkładu Poissona, cha- rakterystycznego dla szumu ´srutowego, jest obserwowane w zł ˛a-

czach tunelowych, gdzie pr ˛ad tuneluje przez barier ˛e⁷. Szum ten ⁷Lei, Z. Q., Li, G. J., Egelhoff, W. F., Lai, P. T., and Pong, P. W. T. IEEE Transactions on Magnetics 47(3), 602 (2011)

mo ˙ze by´c zamodelowany równaniem:

v²_sn=2eIR²ctgh

 eV 2kBT



(2.12) Kolejnym szumem mierzonym w zł ˛aczach jest szum 1/f. Ampli- tuda tego rodzaju szumu jest zale ˙zna od cz ˛estotliwo´sci i znacznie przewy ˙zsza szumy termiczne i ´srutowe w niskich cz ˛estotliwo´sciach.

S ˛a one szczególnie istotne dla sensorów magnetycznych, działaj ˛a- cych w oparciu o efekty TMR, GMR (GMR - giant magnetoresistan-

ce) i AMR (AMR - anisotropy magnetoresistance)⁸. ⁸Tuma ´nski, S. Thin film magnetoresistive sensors. IOP Publishing, Bristol, (2001)

Jak wspomniano powy ˙zej, efekt transferu spinu mo ˙ze wywoła´c precesje namagnesowania warstwy w zakresie mikrofalowym. W przypadku zł ˛acza tunelowego, zmianom kierunku namagnesowa- nia towarzyszy zmiana rezystancji, co powoduje generacje sygnału elektrycznego.

1 0 ² 1 0 ⁴ 1 0 ⁶ 1 0 ⁸ 1 0 ^{1 0}

1 0 ^{- 1 9} 1 0 ^{- 1 8} 1 0 ^{- 1 7} 1 0 ^{- 1 6} 1 0 ^{- 1 5} 1 0 ^{- 1 4}

,,, ,

k _bT - s z u m t e r m i c z n y S _n - s z u m s r u t o w y s z u m 1 / f

R T N - s z u m t e l e g r a f i c z n y S T O - a u t o o s c y l a c j e

Amplituda (V2 /Hz)

C z e s t o t l i w o s c ( H z )

Rysunek 2.6: Szumy wyst ˛epuj ˛ace w zł ˛aczach tunelowych

Rysunek2.6podsumowuje szumy wst ˛epuj ˛ace w zł ˛aczach tunelo- wych. Szum termiczny i ´srutowy nie zale ˙z ˛a od cz ˛estotliwo´sci. Szum 1/f wyst ˛epuje w niskich cz ˛estotliwo´sciach, precesja namagnesowa- nia w zakresie GHz.

3

Wyniki bada ´n

3.1 Przeł ˛aczanie magnetyzacji spinowo spolaryzowanym pr ˛a- dem w zł ˛aczach tunelowych z klinowa barier ˛a MgO

Rozdział ten jest oparty na publikacji: Skowro ´nski, W., Stobiecki, T., Wrona, J., Rott, K., Thomas, A., Reiss, G., and van Dijken, S. Journal of Applied Physics 107(9), 093917 (2010).

Magnetyczne zł ˛acze tunelowe o nast ˛epuj ˛acej strukturze war- stwowej: Ta(5) / CuN(50) / Ta(3) / CuN(50) / Ta(3) / PtMn (16) / Co70Fe30(2) / Ru(0.9) / Co40Fe40B20(2.3) / klin MgO(0.6 - 1) / Co40Fe40B20(2.3) / Ta(10) / CuN(30) / Ru(7) (grubo´sci w nm) zosta- ło naniesione w maszynie Timaris firmy Singulus Technologies.

Przy wykorzystaniu litografii elektronowej, zostały zdefiniowane prototypowe układy o rozmiarach 160ײ⁵⁰, 280×⁴³⁰and 280× 620nm², gotowe do pomiarów elektrycznych.

Rysunek3.1przedstawia warto´s´c TMR oraz iloczyn powierzchni i rezystancji zł ˛acza (RA) w funkcji grubo´sci bariery tunelowej.

0 . 6 0 . 7 0 . 8 0 . 9 1 . 0

1 0 1 0 0

0 . 5

5

,,,

G r u b o s c b a r i e r y M g O ( n m ) RA (Ohmum2 )

TMR (%)

e k s p . m o d .

Rysunek 3.1: TMR oraz iloczyn po- wierzchni i rezystancji (RA) w funkcji grubo´sci bariery MgO.

Dla grubo´sci bariery wi ˛ekszej od 0.75 nm uzyskano warto´sci TMR powy ˙zej 150%, co wskazuje na dobr ˛a jako´s´c bariery. Rezy- stancja zł ˛acza ro´snie eksponencjalnie wraz ze wzrostem grubo´sci bariery.

Krzywe namagnesowania od zewn ˛etrznego pola magnetyczne- go dla zł ˛acz z ró ˙zn ˛a grubo´sci ˛a bariery s ˛a przedstawione na Rys.

3.2(pomiary magnetooptyczne p ˛etli histerezy wykonano przed nanostrukturyzacj ˛a).

Wraz ze maleniem grubo´sci bariery ro´snie sprz ˛e ˙zenie ferroma- gnetyczne pomi ˛edzy warstwami. Dane eksperymentalne zostały zasymulowane przy pomocy modelu makrospinowego, zakłada- j ˛acego jednorodn ˛a magnetyzacj ˛e w poszczególnych warstwach ferromagnetycznych.

Wszystkie zł ˛acza tunelowe wykazuj ˛a efekt przeł ˛aczania magne- tyzacji pr ˛adem. Przykład przeł ˛aczania jest przedstawiony na Rys.

3.4. Zgodnie z modelem teoretycznym, Jcmo ˙ze by´c wyliczony z równania2.6.

0 5 0 1 0 0 1 5 0 0 . 0

0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0

,

,,

P o l e m a g n e t y c z n e ( O e )

Amplituda (normalized)

G r u b o s c M g O ( n m ) , P o l e p r z e s u n i e c i a ( O e )

0 . 9 6 , 2 4 0 . 8 8 , 3 4 0 . 8 2 , 5 4 0 . 7 1 , 1 1 0

Rysunek 3.2: P ˛etle histerezy ma- gnetycznej zmierzone przy pomocy magnetooptycznego efektu Kerra na zł ˛aczach z ró ˙zna grubo´sci ˛a bariery.

4 8 1 2 1 6

- 1 0

0

1 0

l n ( t_p/ t₀) J_c⁺ A P t o P J_c^-P t o A P J c(MA/cm2 )

Rysunek 3.3: Pr ˛ad krytyczny w funkcji długo´sci trwania impulsu przeł ˛aczaj ˛a- cego w zł ˛aczu z barier ˛a o grubo´sci 0.96 nm.

Eksperymentaln ˛a warto´s´c Jc0uzyskano poprzez ekstrapolacje g ˛esto´sci pr ˛adu krytycznego do warto´sci ln(tP/t0) = 1. W tym przy- padku, warto´sci pr ˛adu wynosz ˛a: J⁺_c0 = 6.4±⁰.5×¹⁰⁶A/cm²dla przeł ˛aczenia ze stanu AP do P oraz J⁻_c0 = -1.5±⁰.2×¹⁰⁷A/cm² dla przeł ˛aczenia ze stanu P do AP.

Teoretyczn ˛a warto´s´c obliczono zgodnie ze wzorem2.6, przy za- ło ˙zeniu, ˙ze stała tłumienia α = 0.017, HK µ0MS = 2HD= 1.35T (gdzie HKto pole anizotropii, µ0MS to namagnesowanie nasycenia), tF = 2.3 nm i η obliczono z równania2.7oraz θ = 0^◦i 180^◦dla prze- ł ˛aczenia do stanu P i AP. Warto´sci teoretycznego pr ˛adu wynosz ˛a J⁺_c0= 7.7×¹⁰⁶A/cm²i J⁻_c0 = -2.1×¹⁰⁷A/cm², co jest zgodne z eksperymentem.

- 1 . 0 - 0 . 5 0 . 0 0 . 5 1 . 0

0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0

,

tB = 0 . 9 6 n m , d l a t_p = 1 m s :

I_{P - A P} = 0 . 9 9 m A

I_{A P - P} = 2 . 3 2 m A

P

A P

C z a s i m p u l s u 1 m s 2 . 7 m s 7 . 3 m s 1 9 . 8 m s 5 3 . 7 m s

Rezystancja (kOhm)

N a p i e c i e ( V )

Rysunek 3.4: Krzywa rezystancji w funkcji przyło ˙zonego napi ˛ecia dla ró ˙znych czasów trwania impulsu, zmierzona na zł ˛aczu z barier ˛a o grubo´sci 0.96 nm.

Podobne eksperymenty przeprowadzono na zł ˛aczach z inn ˛a gru- bo´sci ˛a bariery, wyniki zebrano na Rys.3.5. Wzrost g ˛esto´sci pr ˛adu

p r z e ł ˛ac z a n i e m ag n e t y z ac j i s p i n o w o s p o l a r y z o wa n y m p r ˛a d e m o r a z c h a r a k t e r y z ac ja s z u m o wa m ag n e t yc z n yc h z ł ˛ac z t u n e l o w yc h z b a r i e r ˛a m g o 15

krytycznego wraz ze zmniejszaniem grubo´sci bariery tunelowej jest spowodowany spadkiem polaryzacji spinowej oraz wzrostem tłumienia.

0 . 7 0 . 8 0 . 9

- 2 0 - 1 0

0

1 0 2 0 3 0

,,

t e o r i a e k s p .

J C (MA/cm2 )

G r u b o s c M g O ( n m ) Rysunek 3.5: Eksperymentalne i teo- retyczne warto´sci krytycznej warto´sci g ˛esto´sci pr ˛adu dla ró ˙znych grubo´sci bariery MgO.

3.2 Optymalna grubo´s´c bariery tunelowej dla zastosowa ´n jako komórki pami˛eci MRAM

Rozdział ten jest oparty na publikacji: Serrano-Guisan, S., Skowro ´n- ski, W., Wrona, J., Liebing, N., Czapkiewicz, M., Stobiecki, T., Reiss, G., and Schumacher, H. W. Journal of Applied Physics 110(2), 023906 (2011).

Oprócz pomiarów statycznych oraz kwazi-statycznych wyko- nanych na zł ˛aczu niepoddanym procesom nanostruktyryzacji, przeprowadzono pomiary precesji dynamicznej przy pomocy im- pulsowego magnetometru (PIMM). Szczegóły metody pomiarowej przedstawiono w publikacji¹.

1Serrano-Guisan, S., Rott, K., Reiss, G., Langer, J., Ocker, B., and Schumacher, H. Physical Review Letters 101(8) (2008)

- 2

02

- 2

02 1 2 3 4 5

- 2

02,

H = 5 0 O e H = 0 O e

Napiecie (mV)

H = - 5 0 O e

C z a s ( n s )

Rysunek 3.6: Dane precesji warstwy swobodnej zł ˛acza z barier ˛a o grubo´sci 0.76 nm.

Pojedynczy pomiar polegał na detekcji precesji namagnesowania w warstwie swobodnej wywołanej szybkim (200 ps) impulsem pola.

Z danych zebranych dla ró ˙znej warto´sci stałego zewn ˛etrznego pola magnetycznego mo ˙zna uzyska´c informacj ˛e na temat tłumienia, anizotropii oraz innych istotnych parametrów zł ˛acza. Rysunek3.6 przedstawia typowy wynik pomiaru dla zł ˛acza z barier ˛a o grubo´sci 0.76 nm dla trzech ró ˙znych warto´sci pola magnetycznego.

Dane eksperymentalne sygnału precesji s mog ˛a by´c dokładnie zamodelowane przy pomocy równania:

s=C sin(2π f t+φ)e^−t/τC (3.1) gdzie C to amplituda, φ to faza τCto stała tłumienia odwrotnie

p r z e ł ˛ac z a n i e m ag n e t y z ac j i s p i n o w o s p o l a r y z o wa n y m p r ˛a d e m o r a z c h a r a k t e r y z ac ja s z u m o wa m ag n e t yc z n yc h z ł ˛ac z t u n e l o w yc h z b a r i e r ˛a m g o 17

proporcjonalna do tłumienia α:

α= ²

γτ_Cµ₀MS (3.2)

Cz ˛estotliwo´s´c precesji zale ˙zy od warto´sci pola magnetyczne- go. Wyniki zebrane dla ró ˙znych pól, s ˛a przedstawione na Rys.3.7.

Zale ˙zno´s´c cz ˛estotliwo´sci precesji od pola magnetyczne mo ˙zna za- modelowa´c równaniem:

- 2 0 0 0 2 0 0

246

e k s p e r y m e n t m o d e l

f (GHz)

P o l e m a g n e t y c z n e ( O e ) Rysunek 3.7: Zale ˙zno´s´c cz ˛estotliwo´sci precesji od warto´sci zewn ˛etrznego pola magnetycznego.

f = ^γµ0 2π

q

(Hscos θ+Hkcos 2θ+H cos θ) (Hscos θ+Hkcos²θ+H cos θ+M) (3.3)

gdzie Hs= _t ^JFL

FLµ0M_s, H_k = ^2KFL

µ0M_s i θ s ˛a otrzymane przy pomocy minimalizacji energii:

µ0MsH sin θ+KFLsin 2θ+ ^JFL

t_FL sin θ=0 (3.4) Rysunek3.8przedstawia zale ˙zno´s´c parametru tłumienia od grubo´sci bariery MgO. Mo ˙zna wyró ˙zni´c trzy ró ˙zne obszary na wy- kresie. Dla grubo´sci bariery powy ˙zej 0.76 nm MgO, tłumienie jest niezale ˙zne od stanu namagnesowania i wynosi α = 0.016±⁰.003.

Dla grubo´sci poni ˙zej 0.76 nm, tłumienie dla stanu AP jest wi ˛eksze ni ˙z dla stanu P. Wynika to z niejednorodnego namagnesowania warstwy swobodnej, które jest spowodowane miedzywarstwowym sprz ˛e ˙zeniem przez barier ˛e MgO. Dla grubo´sci bariery poni ˙zej 0.7 nm, precesja namagnesowania dla stanu AP nie mo ˙ze by´c zmierzo- na. Dla tak ekstremalnie cienkich barier (mniej ni ˙z 3 monowarswty MgO) sprz ˛e ˙zenia s ˛a tak silne, ˙ze uniemo ˙zliwiaj ˛a zastosowanie u ˙zy- tych modeli.

0 . 6 0 . 7 0 . 8 0 . 9

1 5 2 0 2 5 3 0

3 5 P

A P

αx 10-3

G r u b o s c M g O ( n m ),, Rysunek 3.8: Zale ˙zno´s´c stałej tłumienia od grubo´sci bariery MgO zmierzonej dla stanów P i AP.

Pomiary dynamiczne s ˛a niezwykle istotne z punktu widzenia zastosowania zł ˛acz. Stała tłumienia, która jest proporcjonalna do krytycznej warto´sci pr ˛adu przeł ˛aczaj ˛acego, determinuje zachowanie zł ˛acza jako komórki pami ˛eci. Cz ˛estotliwo´sci precesji zmierzone w badanych zł ˛aczach oraz ich zale ˙zno´sci od pola magnetycznego pozwalaj ˛a na zastosowanie w elektronice mikrofalowej.

3.3 Badanie składowych momentu siły wywołanego transferem spinu

Rozdział jest oparty na publikacji: Skowro ´nski, W., Czapkiewicz, M., Frankowski, M., Wrona, J., Stobiecki, T., Reiss, G., Chalapat, K., Paraoanu, G. S., and van Dijken, S. Phys. Rev. B 87, 094419 Mar (2013).

Do bada ´n składowych momentu siły wywołanego transferem spinu posłu ˙zono si ˛e analogiczn ˛a struktur ˛a do tej przedstawionej w poprzednich rozdziałach. Obraz z mikroskopu elektronowego badanego zł ˛acza przedstawiono na Rys.3.9. Zł ˛acze o rozmiarach 250×¹⁶⁰nm zostało umieszczone pomi ˛edzy górn ˛a i doln ˛a elektro- d ˛a. Geometria zapewnia minimaln ˛a pojemno´s´c elektryczn ˛a zł ˛acza, przez co mo ˙zliwe s ˛a pomiary w zakresie do 12 GHz.

Rysunek 3.9: Obraz z mikroskopu elektronowego: (a) dolna elektroda, (b) nanoklumna zł ˛acza tunelowego widziana z góry oraz (c) z boku.

Parametry wykonanych zł ˛acz zebrano w tabeli3.1.

Nr tB TMR RA Hs

(nm) (%) (Ωµm²) (Oe)

S1 1.01 170 9.6 -21.7

S2 0.95 165 6.24 -3.7

S3 0.76 110 2.86 47

Tabela 3.1: Parametry wykonanych zł ˛acz tunelowych.

W eksperymencie zasilano zł ˛acze sygnałem mikrofalowym w za- kresie 2 - 12 GHz. Kiedy cz ˛estotliwo´s´c wymuszaj ˛acego sygnału była w rezonansie z odpowiedzi ˛a zł ˛acza (wywołan ˛a transferem spinu) generowany był sygnał napi ˛ecia stałego, który był proporcjonalny do składowych STT. Metoda pomiarowa, nazwana przez autorów

efektem diody spinowej²umo ˙zliwia zatem pomiar składowych ²Tulapurkar, A. A., Suzuki, Y., Fuku- shima, A., Kubota, H., Maehara, H., Tsunekawa, K., Djayaprawira, D. D., Watanabe, N., and Yuasa, S. Nature 438(7066), 339 (2005)

bezpo´srednio odpowiedzialnych za przeł ˛aczanie magnetyzacji pr ˛a- dem.

Typowe wyniki pomiarowe dla zł ˛acz z ró ˙zn ˛a grubo´sci ˛a bariery s ˛a przedstawione na Rys.3.10. Dla próbek S1 oraz S2 pojedynczy symetryczny mod rezonansowy dla ró ˙znych warto´sci pól magne- tycznych jest widoczny. Dla próbki S3 otrzymano dwa piki rezo- nansowe. Analiza potwierdziła, ˙ze obydwa mody pochodz ˛a od warstwy swobodnej.

Informacje na temat składowych STT (równoległej o prostopa-

dłej) uzyskano z modelu wprowadzonego w publikacji³. Stałe ³Wang, C., Cui, Y., Sun, J., Katine, J., Buhrman, R., and Ralph, D. Physical Review B 79(22), 224416 (2009)

napi ˛ecie Vmixgenerowane przez zł ˛acze mo ˙zna wyrazi´c wzorem:

Vmix= ¹ 4

∂²V

∂I²I_RF² +¹ 2

∂²V

∂I∂θ

¯hγ sin θ

4eM_SVolσI_RF² [ξ_kS(ω) −ξ⊥ΩA(ω)], (3.5)

p r z e ł ˛ac z a n i e m ag n e t y z ac j i s p i n o w o s p o l a r y z o wa n y m p r ˛a d e m o r a z c h a r a k t e r y z ac ja s z u m o wa m ag n e t yc z n yc h z ł ˛ac z t u n e l o w yc h z b a r i e r ˛a m g o 19

02468

1 0

3 4 5 6 7

0

1 0 2 0 3 0 4 0 5 0

3 4 5 6 7

05

1 0 1 5 2 0

6 0 0 5 5 0 5 0 0 4 5 0 4 0 0 3 5 0 3 0 0 2 5 0 2 0 0 1 5 0 1 0 0

a ) S 1

b ) S 2

V mix (µV)

Z e w n e t r z n e p o l e m a g n e t y c z n e ( O e )

7 0 0 6 5 0 6 0 0 5 5 0 5 0 0 4 5 0 4 0 0 3 5 0 3 0 0 2 5 0

, ,,

C z e s t o t l i o w s c ( G H z ) c ) S 3

3 0 0 2 5 0 2 0 0 1 5 0 1 0 0 5 5 0 5 0 0 4 5 0 4 0 0 3 5 0

Rysunek 3.10: Widma rezonansowe zmierzone dla próbek S1-S3 dla ro ˙znych pól magnetycznych.

Szczegóły metody s ˛a przedstawione w pełnej wersji pracy dok- torskiej. Przykład modelowana krzywej równaniem3.5dla ró ˙znych napi ˛e´c jest pokazany na Rys.3.11.

3 4 5

- 4 0 - 2 0

0

2 0 4 0

,

- 0 . 1 3 V - 0 . 2 5 V 0 V V mix (µV)

S 2 , 0 . 9 5 n m M g O N a p i e c i e

0 . 2 5 V 0 . 1 3 V

, ,,

C z e s t o t l i o w s c ( G H z )

Rysunek 3.11: Sygnał rezonansowy otrzymany przy zasilaniu zł ˛acza S2 sygnałem mikrofalowym przy ró ˙znych warto´sciach napi ˛ecia stałego. Wykresy s ˛a zamodelowane przy pomocy sumy symetrycznej i asymetrycznej składowych krzywej Lorentza.

Rysunek3.12przedstawia porównanie pochodnych (uzyskanych z modelowania) oraz podstawowych składowych STT. Składowe równoległe i prostopadłe s ˛a niezale ˙zne od grubo´sci bariery MgO.

Kształt krzywych jest jest zgodny z przewidywaniami teoretyczny- mi, bazuj ˛acymi na modelach elektronów swobodnych, oraz oblicze- niami ab initio⁴.

4Heiliger, C. and Stiles, M. Physical Review Letters 100(18) (2008); and Jia, X., Xia, K., Ke, Y., and Guo, H. Physical Review B 84(1), 014401 (2011)

05

1 0 1 5

- 2 - 1

012

- 0 . 4 - 0 . 2 0 . 0 0 . 2 0 . 4

- 2 - 1

012

- 1 0 1

- 0 . 2 - 0 . 1 0 . 0

0 . 7 6 n m M g O 0 . 9 5 n m M g O 1 . 0 1 n m M g O

dτ ||/dV (10-19 C) τ || (10-19 Nm)

- 0 . 3 0 . 0 0 . 3

0 . 9 6 1 . 0 0 1 . 0 4

',

dτ ⊥/dV (10-19 C)

N a p i e c i e ( V ) P r a d ( m A )

c ) d )

b )

τ ⊥ (10-19 Nm) a )

Rysunek 3.12: Zale ˙zno´sci składowych STT (c-d) oraz ich pochodnych (a-b) w funkcji przyło ˙zonego napi ˛ecia.

p r z e ł ˛ac z a n i e m ag n e t y z ac j i s p i n o w o s p o l a r y z o wa n y m p r ˛a d e m o r a z c h a r a k t e r y z ac ja s z u m o wa m ag n e t yc z n yc h z ł ˛ac z t u n e l o w yc h z b a r i e r ˛a m g o 21

3.4 Mikrofalowy oscylator oparty o efekt momentu siły wywo- łanego transferem spinu w magnetycznym zł ˛aczu tunelo- wym

Rozdział jest oparty na publikacji: Skowro ´nski, W., Stobiecki, T., Wrona, J., Reiss, G., and van Dijken, S. Applied Physics Express 5(6), 063005(2012).

Jak zaznaczono we wprowadzeniu, poprzez zasilenie odpowied- nio zaprojektowanego zł ˛acz tunelowego stałym sygnałem mo ˙zna uzyska´c sygnał mikrofalowy na wyj´sciu układu wywołanego dzi ˛eki

efektowi STT⁵. ⁵Deac, A. M., Fukushima, A., Kubota,

H., Maehara, H., Suzuki, Y., Yuasa, S., Nagamine, Y., Tsunekawa, K., Djayaprawira, D. D., and Watanabe, N.

Nature Physics 4(10), 803 (2008)

W pracy przedstawiono prototyp zł ˛acza, które generuje sygnał w zakresie powy ˙zej 1 GHz bez zewn ˛etrznego pola magnetycznego.

W tym celu wykorzystano efekt prostopadłej anizotropii interfejsu CoFeB/MgO, który jest dominuj ˛acy dla cienkich (poni ˙zej 1.5 nm) warstw ferromagnetycznych.

Magnetyczne zł ˛acze tunelowe składa si ˛e z nast ˛epuj ˛acych warstw:

bufor / PtMn (16) / Co₇₀Fe₃₀(2) / Ru(0.9) / Co₄₀Fe₄₀B₂₀(2.3) / MgO(0.85) / klin Co₄₀Fe₄₀B₂₀(1 - 2.3) / warstwy przykrywaj ˛ace.

Wykonano cztery zł ˛acza o rozmiarach 250×¹⁵⁰nm²na kawałkach z grubo´sci ˛a warstwy swobodnej: 1.22, 1.35, 1.57 i 2.3 nm.

Rysunek3.13przedstawia znormalizowany parametr TMR w funkcji zewn ˛etrznego pola magnetycznego przyło ˙zonego w płasz- czy´znie. Dla warstwy swobodnej o grubo´sci 2.3 nm zmierzono ostre przej´scie pomi ˛edzy stanem P i AP, co ´swiadczy o anizotropii w płaszczy´znie. Dla warstwy o grubo´sci 1.22 nm, zale ˙zno´s´c jest li- niowa, co ´swiadczy o anizotropii prostopadłej. Grubo´sci 1.35 i 1.57 wykazuj ˛a obecno´s´c obydwu składowych. Efekt anizotropii prosto- padłej pochodzi od interfejsu CoFeB/MgO⁶.

6Ikeda, S., Miura, K., Yamamoto, H., Mizunuma, K., Gan, H. D., Endo, M., Kanai, S., Hayakawa, J., Matsukura, F., and Ohno, H. Nature Materials 9(9), 721 (2010)

- 0 . 4 - 0 . 2 0 . 0 0 . 2 0 . 4

0 . 0 0 . 5 1 . 0

- 2 - 1 0 1 2 0 . 0

0 . 5 1 . 0

,,G r u b o s c F L 2 . 3 n m 1 . 5 7 n m 1 . 3 5 n m 1 . 2 2 n m P o l e m a g n e t y c z n e ( k O e )

TMR (norm.)

Rysunek 3.13: Wykres znormalizo- wanego TMR w funkcji pola magne- tycznego dla zł ˛acz z ró ˙zn ˛a grubo´sci ˛a warstwy swobodnej. Dla danych grubo´sci obserwujemy przej´scie po- mi ˛edzy anizotropi ˛a w płaszczy´znie i anizotropi ˛a prostopadł ˛a.

Dodatkowo, dla wszystkich zł ˛acz zmierzono ferromagnetyczne sprz ˛e ˙zenie pomi ˛edzy warstwami. W szczególno´sci dla grubo´sci 1.35 i 1.57 nm, bez zewn ˛etrznego pola magnetycznego zł ˛acze znajduje si ˛e zawsze w stanie P. Parametry zł ˛acz s ˛a zebrane w tabeli3.2.

Wybrane widma precesji magnetyzacji dla zł ˛acza z warstw ˛a swo-

Grubo´s´c warstwy TMR Rp θ Moc Ic

(nm) (%) (Ohm) (deg) (pW) (mA)

1.22 8 102 84 - -

1.35 50 120 43 411 -0.95

1.57 100 110 26 19.3 -1.8

2.3 120 130 4 2.4 -2.4

Tabela 3.2: Zestawienie parametrów zł ˛acz tunelowych pracuj ˛acych jako generatory sygnałów mikrofalowych.

Rpoznacza rezystancj ˛e stanu P, k ˛at θ to k ˛at pomi ˛edzy warstwami swobodn ˛a i referencyjna dla zewn ˛etrznego pola H = 0 oraz Icto pr ˛ad krytyczny.

bodn ˛a o grubo´sci 1.57 nm s ˛a przedstawione na Rys.3.14. Składowa anizotropii prostopadłej wychyla ´srednie namagnesowanie war- stwy. Dzi ˛eki ferromagnetycznemu sprz ˛e ˙zeniu warstwa zł ˛acza jest poddana precesji przy zasilaniu pr ˛adem faworyzuj ˛acym stan AP.

Wzrost amplitudy pr ˛adu powoduje wzrost amplitudy generowane- go sygnału przy jednoczesnym maleniu cz ˛esto´sci. Po przekroczeniu krytycznej warto´sci pr ˛adu (-1.8 mA) nast ˛epuje przeł ˛aczenie do stanu AP i oscylacje maj ˛a charakter chaotyczny o du ˙zo mniejszej amplitudzie i szerszym widmie.

1 . 0 1 . 5 2 . 0 2 . 5

02468

1 0

,,, '

Amplituda (nV/Hz0.5 )

C z e s t o t l i w o s c ( G H z ) P r a d D C

- 0 . 1 m A - 0 . 5 m A - 1 m A - 1 . 5 m A - 1 . 7 m A - 1 . 8 m A

Rysunek 3.14: Widma autooscylacji zmierzone dla zł ˛acza w stanie P z warstw ˛a swobodna o grubo´sci 1.57 nm dla pr ˛adów faworyzuj ˛acych stan AP.

Otrzymane widma zmierzono bez obecno´sci zewn ˛etrznego po- la magnetycznego. Dla pr ˛adu I = -1.7 mA, cz ˛estotliwo´s´c precesji wynosi 1.5 GHz, amplituda oscylacji przekracza 9 nV/√

Hz, co odpowiada mocy 0.14 nW.

Rysunek3.15przedstawia widma zmierzone dla zł ˛acz z ró ˙zn ˛a grubo´sci ˛a warstwy swobodnej, bez obecno´sci zewn ˛etrznego pola magnetycznego, dla pr ˛adu I_DC= -1 mA. Zmniejszaj ˛ac grubo´s´c warstwy zwi ˛eksza si ˛e amplituda sygnału precesji oraz spada ich cz ˛estotliwo´s´c. Dalsze prace s ˛a niezb ˛edne do zwi ˛ekszenia mocy oscylacji i parametru dobroci.

0 1 2 3 4 5

2468 ,,,,

Amplituda (nV/Hz0.5 )

C z e s t o t l i w o s c ( G H z ) G r u b o s c F L

1 . 3 5 n m 1 . 5 7 n m 2 . 3 n m

Rysunek 3.15: Widma autoosyclacji zł ˛acz z warstw ˛a swobodn ˛a o grubo-

´sciach 2.3, 1.57 and 1.35 nm otrzymane dla pr ˛adów IDC= -1 mA.

4

Podsumowanie

W pracy przedstawiono eksperymenty i teoretyczne modele zjawisk wyst ˛epuj ˛acych w magnetycznych zł ˛aczach tunelowych z cienk ˛a barier ˛a MgO. Uzyskane warto´sci tunelowej magnetorezystancji przekraczaj ˛a 100%, co nie było mo ˙zliwe do zrealizowania w przy- padku barier amorficznych i s ˛a wystarczaj ˛ace do wykorzystania ich w praktycznych urz ˛adzeniach elektroniki spinowej. Du ˙za ró ˙znica pomi ˛edzy stanami P i AP tunelowej magnetorezystancji pozwala na szybki odczyt informacji zapisanej w komórce pami ˛eci.

Wykazano, ˙ze w zł ˛aczach z cienk ˛a barier ˛a tunelow ˛a zapis infor- macji mo ˙ze by´c zrealizowany przy pomocy przeł ˛aczania magnety- zacji spinowo spolaryzowanym pr ˛adem dzi ˛eki efektowi momentu siły wywołanego transferem spinu. W dalszym ci ˛agu krytyczny pr ˛ad potrzebny do zapisu jest zbyt du ˙zy (rz ˛edu MA/cm²) co sta- nowi trudno´s´c w realizacji bardzo pojemnych pami ˛eci MRAM.

Badania wykonane w ramach doktoratu pokazuj ˛a, ˙ze zmniejszaj ˛ac grubo´s´c bariery pr ˛ad krytyczny zwi ˛eksza si ˛e co jest zjawiskiem niekorzystnym.

Dodatkowo, wraz ze zmian ˛a grubo´sci bariery tunelowej wzra- sta sprz ˛e ˙zenie magnetyczne pomi ˛edzy warstwami. W niektórych przypadkach efekt ten mo ˙ze by´c wykorzystany do kompensacji sprz ˛e ˙zenia od pól rozproszonych warstwy referencyjnej.

Ponadto, silne sprz ˛e ˙zenie mo ˙ze by´c wykorzystane do stabilizacji zł ˛acza w jednym ze stanów. Wykazano, ˙ze dla odpowiedniej grubo-

´sci bariery, zł ˛acze jest zawsze w stanie P przy braku zewn ˛etrznego pola magnetycznego. Wykorzystuj ˛ac kolejny efekt, czyli prosto- padł ˛a anizotropi ˛e interfejsu CoFeB/MgO, zaproponowano układ, który generuje sygnał mikrofalowy przy zasilaniu pr ˛adem stałym.

Sygnał autooscylacji pochodzi od efektu STT, cz ˛estotliwo´s´c zale ˙zy od pola efektywnego i zgodnie z równaniem Kittela le ˙zy w zakresie GHz, co ju ˙z, w rozwi ˛azaniach prototypowych, jest wykorzystywane w projektowaniu nanoelektronicznych komponentów mikrofalo- wych.

Przedstawiona praca to mała cz ˛e´s´c ogółu bada ´n prowadzonych w dziedzinie spintroniki i nanomagnetyzmu na całym ´swiecie. Do chwili obecnej magnetyczne zł ˛acze tunelowe jest jednym z najbar- dziej uniwersalnych urz ˛adze ´n spintroniki. Jest wykorzystywane w głowicach odczytowych dysków twardych, komórkach pami ˛eci

MRAM, czy sensorach magnetycznych. Dzi ˛eki nieulotnemu cha- rakterowi informacji zapisanej w postaci magnetycznej, pami ˛eci MRAM przewy ˙zszaj ˛a funkcjonalnie pami ˛eci SRAM i DRAM. Dal- sze prace s ˛a niezb ˛edne do zwi ˛ekszenia szybko´sci oraz pojemno´sci tych układów.

Dodatkowo, istnieje szereg potencjalnych zastosowa ´n wykra- czaj ˛acych poza elementy pami ˛eci. W pracy pokazano, ˙ze mo ˙zna wykorzysta´c zł ˛acza tunelowe jako komponenty elektroniki mikro- falowej jako generatory lub detektory sygnałów w zakresie GHz.

Odpowiednio projektuj ˛ac struktur ˛e mo ˙zna wykorzysta´c zł ˛acza jako bardzo czułe sensory pola magnetycznego.

Ponadto, zł ˛acze tunelowe mo ˙ze by´c wykorzystane do tworzenia układów logicznych¹. Ł ˛aczenie elementów pami ˛eci wraz z jednost-

1Suzuki, D., Natsui, M., Ikeda, S., Hasegawa, H., Miura, K., Hayakawa, J., Endoh, T., Ohno, H., and Hanyu, T. In VLSI Circuits, 2009 Symposium on, 80, (2009)

kami przetwarzaj ˛acymi informacje mo ˙zna stworzy´c uniwersalne urz ˛adzenie logiczne.

W trakcie bada ´n wykonywanych w ramach doktoratu przed- stawiono alternatywn ˛a propozycj ˛e kontrolowania namagnesowa- nia układów magnetycznych. W pracach²wykazano, ˙ze poprzez

2Weisheit, M., Fahler, S., Marty, A., Souche, Y., Poinsignon, C., and Givord, D. Science 315(5810), 349 (2007); Endo, M., Kanai, S., Ikeda, S., Matsukura, F., and Ohno, H. Applied Physics Letters 96(21), 212503 (2010); and Maruyama, T., Shiota, Y., Nozaki, T., Ohta, K., Toda, N., Mizuguchi, M., Tulapurkar, A. A., Shinjo, T., Shiraishi, M., Mizukami, S., Ando, Y., and Suzuki, Y. Nature Nanotechnology 4(3), 158(2009)

przyło ˙zenie pola elektrycznego mo ˙zna manipulowa´c anizotropi ˛a magnetyczn ˛a cienkich warstw. Rozwi ˛azanie jest potencjalnie ko- rzystniejsze energetycznie w stosunku do efektu STT. Autor pracy równie ˙z przeprowadził badania nad wpływem pola elektrycznego

w zł ˛aczach tunelowych, czego efektem jest praca³, która tematycz- ³Skowro ´nski, W., , Wi´sniowski, P., Stobiecki, T., Cardoso, S., Freitas, P. P., and van Dijken, S. Applied Physics Letters 101(19), 192401 (2012)

nie wykracza poza zakres doktoratu.

Bibliografia

1. Berger, L. Physical Review B 54(13), 9353 (1996).

2. Deac, A. M., Fukushima, A., Kubota, H., Maehara, H., Suzuki, Y., Yuasa, S., Nagamine, Y., Tsunekawa, K., Djayaprawira, D. D., and Watanabe, N. Nature Physics 4(10), 803 (2008).

3. Dieny, B., Speriosu, V. S., Gurney, B. A., Parkin, S. S. P., Wilho- it, D. R., Roche, K. P., Metin, S., Peterson, D. T., and Nadimi, S.

Journal of Magnetism and Magnetic Materials 93, 101 (1991).

4. Endo, M., Kanai, S., Ikeda, S., Matsukura, F., and Ohno, H. Ap- plied Physics Letters 96(21), 212503 (2010).

5. Heiliger, C. and Stiles, M. Physical Review Letters 100(18) (2008).

6. Ikeda, S., Miura, K., Yamamoto, H., Mizunuma, K., Gan, H. D., Endo, M., Kanai, S., Hayakawa, J., Matsukura, F., and Ohno, H.

Nature Materials 9(9), 721 (2010).

7. Jia, X., Xia, K., Ke, Y., and Guo, H. Physical Review B 84(1), 014401(2011).

8. Katayama, T., Yuasa, S., Velev, J., Zhuravlev, M. Y., Jaswal, S. S., and Tsymbal, E. Y. Applied Physics Letters 89(11), 112503 (2006).

9. Kittel, C. Phys. Rev. 71, 270 (1947).

10. Lei, Z. Q., Li, G. J., Egelhoff, W. F., Lai, P. T., and Pong, P. W. T.

IEEE Transactions on Magnetics 47(3), 602 (2011).

11. Maruyama, T., Shiota, Y., Nozaki, T., Ohta, K., Toda, N., Mizu- guchi, M., Tulapurkar, A. A., Shinjo, T., Shiraishi, M., Mizukami, S., Ando, Y., and Suzuki, Y. Nature Nanotechnology 4(3), 158 (2009).

12. Rijks, T. G. S. M., Coehoorn, R., Daemen, J. T. F., and de Jonge, W. J. M. Journal of Applied Physics 76(2), 1092 (1994).

13. Serrano-Guisan, S., Rott, K., Reiss, G., Langer, J., Ocker, B., and Schumacher, H. Physical Review Letters 101(8) (2008).

14. Serrano-Guisan, S., Skowro ´nski, W., Wrona, J., Liebing, N., Czapkiewicz, M., Stobiecki, T., Reiss, G., and Schumacher, H. W.

Journal of Applied Physics 110(2), 023906 (2011).

15. Skowro ´nski, W., Czapkiewicz, M., Frankowski, M., Wrona, J., Stobiecki, T., Reiss, G., Chalapat, K., Paraoanu, G. S., and van Dijken, S. Phys. Rev. B 87, 094419 Mar (2013).

16. Skowro ´nski, W., , Wi´sniowski, P., Stobiecki, T., Cardoso, S., Freitas, P. P., and van Dijken, S. Applied Physics Letters 101(19), 192401(2012).

17. Skowro ´nski, W., Stobiecki, T., Wrona, J., Reiss, G., and van Dijken, S. Applied Physics Express 5(6), 063005 (2012).

18. Skowro ´nski, W., Stobiecki, T., Wrona, J., Rott, K., Thomas, A., Reiss, G., and van Dijken, S. Journal of Applied Physics 107(9), 093917(2010).

19. Slonczewski, J. C. Journal of Magnetism and Magnetic Materials 159(1-2), L1 (1996).

20. Suzuki, D., Natsui, M., Ikeda, S., Hasegawa, H., Miura, K., Hay- akawa, J., Endoh, T., Ohno, H., and Hanyu, T. In VLSI Circuits, 2009 Symposium on, 80, (2009).

21. Tedrow, P. M. and Meservey, R. Physical Review B 7(1), 318 (1973).

22. Tulapurkar, A. A., Suzuki, Y., Fukushima, A., Kubota, H., Ma- ehara, H., Tsunekawa, K., Djayaprawira, D. D., Watanabe, N., and Yuasa, S. Nature 438(7066), 339 (2005).

23. Tuma ´nski, S. Thin film magnetoresistive sensors. IOP Publishing, Bristol, (2001).

24. Wang, C., Cui, Y., Sun, J., Katine, J., Buhrman, R., and Ralph, D.

Physical Review B 79(22), 224416 (2009).

25. Weisheit, M., Fahler, S., Marty, A., Souche, Y., Poinsignon, C., and Givord, D. Science 315(5810), 349 (2007).

26. Yuasa, S. and Djayaprawira, D. D. Journal of Physics D: Applied Physics 40, R337 (2007).