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Jul 28, 2023

ゲート内の高いスピン流密度

Rapporti scientifici Volume 13,

Scientific Reports volume 13、記事番号: 9234 (2023) この記事を引用

メトリクスの詳細

二次元 (2D) 材料の使用は、多くの開発中のスピントロニクス デバイス設計にとって非常に有利であり、スピンを管理する優れた方法を提供します。 不揮発性メモリ技術、特に 2D 材料を特徴とする磁気ランダム アクセス メモリ (MRAM) がこの取り組みの目標です。 MRAM の書き込みモードで状態を切り替えるには、十分に大きなスピン電流密度が不可欠です。 室温で 2D 材料において約 5 MA/cm2 の臨界値を超えるスピン流密度を達成する方法は、克服すべき最大の障害です。 ここでは、室温で巨大なスピン流密度を生成するグラフェン ナノリボン (GNR) に基づくスピン バルブを理論的に提案します。 スピン電流密度は、調整可能なゲート電圧を利用して臨界値を達成できます。 私たちが提案するゲート調整可能なスピンバルブでGNRのバンドギャップエネルギーと交換強度を調整することにより、最高のスピン電流密度は15 MA/cm2に達します。 また、超低書き込み電力が得られ、従来の磁気トンネル接合ベースの MRAM が直面していた困難をうまく克服できます。 さらに、提案されたスピンバルブは読み取りモードの基準を満たしており、MR 比は常に 100% より高くなります。 これらの結果は、2D 材料に基づくスピン ロジック デバイスの実現可能性への道を開く可能性があります。

スピントロニクスは、従来の技術の限界を克服する上で重要な役割を果たし、数十年にわたって大きな注目を集めてきました。 二次元 (2D) 材料の使用により、その極薄の厚さと独特の物理的特性により、研究者は最近、以前は考えられなかった実験を行ったり、スピントロニクスの概念的枠組みをテストしたりできるようになりました 1,2,3。 したがって、最近では、グラフェン3,4、遷移金属ジカルコゲナイド（TMD）5、トポロジカル絶縁体（TI）6などの2D材料に基づくスピントロニクスデバイスの数が増えています。

磁気ランダム アクセス メモリ (MRAM) は、AI、IoT、機械学習で使用される高効率計算やエッジ コンピューティングに適した、有望なスピントロニクス デバイスの 1 つです7、8。 さらに、MRAM はその不揮発性と高い読み取り/書き込み性能により大きな注目を集めており、DRAM、SRAM、および Flash9、10 の魅力的な代替品となっています。 従来の磁気トンネル接合 (MTJ) ベースの MRAM には将来性があるにもかかわらず、依然としていくつかの欠陥があります。 たとえば、スピントランスファートルク MRAM (STT-MRAM) には、高いスイッチング電力や不十分な耐久性などの欠点があります 11。 さらに、MTJ のサイズを縮小し、追加の磁場を必要とし、高いスイッチング電力を必要とすることが、スピン軌道トルク MRAM (SOT-MRAM) の弱点となります 12、13。 前述の欠点を回避するために、現在の研究は 2D ベースの磁気メモリ技術に集中しています 14、15。 スピン信号の生成、注入、検出、送信、および操作は、2D ベースの磁気メモリの読み取りおよび書き込みのパフォーマンスに影響を与える主な要因です 16、17。

読み取りと書き込みは MRAM の 2 つの非常に重要な機能であり、それぞれ磁気抵抗 (MR) 比とスピン電流密度によって特徴付けられます。 MRAM テクノロジで状態を読み取るには、最小約 20% の MR 比が必要です18。 2D 材料に基づいて、実験的に 0.73%19 および 5%20 の MR 比が報告されました。 研究者らは、2D ベースのスピンバルブの MR 比が理論的予測の読み取りに適用される要件を満たしている可能性があることを発見しました 21、22、23。 一方、状態を書き込むには、メモリの自由層の 2 つの状態を切り替えるために、室温で約 5 MA/cm2 の臨界スピン電流密度 (CSCD) が必要です 24、25、26。 熱安定性を維持することが不可欠であり、実際の使用では過剰な CSCD を下げることはできません 26。 したがって、臨界値を超えるスピン流密度をどのように生成するかは、2D ベースのスピン バルブの設計にとって重要な問題です 27。

スピン流誘起スイッチングは、スピントランスファートルク効果の観点から理解することができます 25,26 が、Lin et al.28,29 によってグラフェンベースのスピンバルブで最初に実験的に実証され、約 2 MA/cm2 のスピン流密度が明らかになりました。取得できる。 しかし、彼らの実験では、外部磁場の印加と比較的低温での動作の両方が必要でした 28,29。 私たちが知る限り、室温でグラフェンにおいて巨大なスピン流密度が得られるという研究報告は現時点ではありません。

この研究では、顕著な STT 効果を生み出すアームチェア型グラフェン ナノリボン (AGNR) に基づくゲート調整可能なスピンバルブが理論的に提案されており、これにより、室温で外部磁場の助けを借りずに磁化を切り替えることが可能になります。 ゲート電圧を印加しない場合、スピン電流密度は約1.5MA/cm2であり、CSCDを超えないことが判明した。 調整可能なゲートの助けを借りて、バンド構造を変調することで約 15 MA/cm2 という巨大なスピン流密度に到達でき、これは CSCD を大幅に上回ります。 さらに、提案されたスピンバルブでは超低書き込みパワーが達成可能です。 当社のデバイスの読み取り性能、MR 比は、該当する要件を満たすために、比較的低いバイアスで 100% を超えることができます。 バイアス電圧、バンドギャップエネルギー、交換分裂エネルギーなどのさまざまな物理パラメータの影響を受ける STT および MR 効果についても、このシミュレーション作業で説明します。

この研究では、図1aに示すように、調整可能なトップゲートを備えたAGNRベースのスピンバルブを検討します。 電流が流れる単層ナノリボンを x-y 平面とみなし、面外セットアップを考慮します。 指定されているように、ソースとドレインはそれぞれ固定層 (青) と自由層 (赤) であり、z 方向の磁化を持つ強磁性体です。 固定層と自由層の長さは両方とも 10 nm です。 図1bに示すように、AGNRチャネル上の強磁性体は磁気近接効果を引き起こし、その結果バンド構造内で交換分裂が発生します。 ヤンら。 は、グラフェンと EuO30 の間の相互作用により、グラフェンが 36 meV の交換分裂エネルギーを有することを実証しました。 さらに、Wu ら。 は、単層グラフェンが 67 meV の交換分裂エネルギーで CrSe によって磁化される可能性があることを実証しました 31。 その結果、本研究では交換分裂エネルギーの大きさを 20 ～ 80 meV の適切な範囲で変化させ、下向きスピン電子と上向きスピン電子のバンド構造を図の赤い曲線と青の曲線で示します。それぞれ図1b。 エッジ状態によって制限されるバンドギャップエネルギーのみがトップゲートのある領域の輸送特性に影響を及ぼし32、33、34、チャネル長はスケーリング限界で10 nmに設定され、電流リークが防止されます35。 フェルミ速度は 106 m/s に設定されます。 計算は温度 300 K で実行されます。

アームチェア型グラフェン ナノリボンをベースにしたゲート調整可能なスピンバルブ。 (a) 調整可能なトップゲートを備えたアームチェア型グラフェンナノリボンに基づくスピンバルブの概略図とデバイスプロファイル。 面外セットアップを考慮すると、2 つの強磁性リード (固定層 (青) と自由層 (赤)) が交換磁場を生成します。 (b) 2 つの強磁性リード (左と右) とチャネル (中央) の状態のバンド構造。 交換分裂エネルギーとバンドギャップ エネルギーはそれぞれ \({\Delta }_{ex}\) と \({\Delta }_{g}\) で表されます。

STT 効果と MR 効果は、MRAM とスピンバルブにおけるスピン依存の輸送特性を議論する際の 2 つの重要な現象です。 STT はスピン電流密度に比例します 24,25 が、自由層の磁化を反転するには十分な大きさのスピン電流密度が必要です。 図2に示すように、提案された構造ではゲート電圧を印加することで高いスピン電流密度が達成されます。書き込みモードでは、印加バイアス電圧VSDは通常0.5Vに設定され、図2の計算に採用されています。 2. 図2aでは、交換分裂エネルギー\({\Delta }_{ex}\)が増加するにつれてスピン電流密度Jspが増加することが示されています。 ゲート電圧 VG が 450 mV のとき、\({\Delta }_{ex}\) = 80 meV の場合、最大スピン電流密度 Jsp は約 15 MA/cm2 です。 ゲート電圧 VG を 500 mV に調整すると、スピン電流密度 Jsp は減少します。 また、図2aの赤い実線と黒い破線でそれぞれ示されているように、VGが150および0 mV（ゲートなし）の場合、スピン電流密度は最小CSCD 5 MA / cm2を超えることさえできないことが観察できます。 。 交換分裂エネルギー \({\Delta }_{ex}\) とゲート電圧 VG に対するスピン電流密度 Jsp の等高線カラーマップを図 2b に示します。これにより、スイッチングの動作領域を明確に視覚化できます。 動作ゲート電圧 VG > 200 mV、交換分割エネルギー \({\Delta }_{ex}\) > 40 meV であることが示唆され、2 本の白い破線は臨界スイッチング値を表します。 最適な領域は \({\Delta }_{ex}\) = 80 meV および VG = 450 mV 付近であり、図 2a の結果と一致しています。

アームチェア型グラフェンナノリボンをベースにしたゲート調整可能なスピンバルブの高いスピン電流密度。 (a) 異なるゲート電圧でのスピン電流密度と交換分裂エネルギーの関係。 (b) 交換分裂エネルギーとゲート電圧に関する等高線カラーマップ。 (a)と(b)ではバンドギャップエネルギーは150meVに設定されています。 (c) 異なるバンドギャップエネルギーでのゲート電圧の関数としてのスピン電流密度。 (a) と (c) の両方の 2 本の青い線は、状態の切り替えの臨界値を示します。 (a) に示すように、ゲートされていないスピンバルブ (黒い破線) のスピン流密度は常に最小臨界値を超えることができないことに注意してください。 (d) バンドギャップエネルギーとゲート電圧の等高線カラーマップ。 同様に、(b) と (d) の白い破線は、切り替えの臨界値を示します。 交換分裂エネルギーは (c) と (d) の両方で 80 meV であり、これらの場合にはバイアス電圧 0.5 V が適用されます。

最適なケースを再度見つけるために、図 2c、d では交換分裂エネルギー \({\Delta }_{ex}\) が 80 meV に設定されています。 図1b32、33、34に示すように、バンドギャップエネルギー\({\Delta }_{g}\)は1/Wに比例します。ここで、WはAGNRの幅です。 したがって、バンド ギャップ エネルギー \({\Delta }_{g}\) を調整できます。この場合、バンド ギャップ エネルギーは 90 ～ 180 meV の範囲になります。 異なるバンドギャップエネルギーでのスピン電流密度とゲート電圧の関係を図2cに示します。 ゲート電圧が 200 mV 未満の場合、バンド ギャップ エネルギーの減少に伴ってスピン流密度が増加することが観察できます。 ゲート電圧 VG が 250 mV より大きい場合、それらはすべて最小臨界値 5 MA/cm2 を超えていることがわかります。 さらに、バンドギャップエネルギー \({\Delta }_{g}\) が 150 meV に等しく、ゲート電圧 VG が約 450 mV の場合、最大スピン電流密度 Jsp は 14 MA/cm2 に達します。 ここでも、バンドギャップエネルギー\({\Delta }_{g}\)とゲート電圧VGに関してスピン電流密度Jspをより正確に実現するために、等高線カラーマップを図2dに示します。 丘の頂上は \({\Delta }_{g}\) = 150 meV および VG = 450 mV に位置しており、これは図 2c の結果と一致しています。 スピン流密度は、チャネル長がどのように変化しても一定であることに注意してください（詳細については補足注4を参照）。

AGNR スピンバルブの性能をさらに理解するために、消費電力とスピン電流を図 3 に示します。図 3a では、消費電力が VSD = 500 mV で最大値になることが示されています。 。 負性微分抵抗効果は、極大値と極小値の区間で観察できます。 また、VSD=500mV(書き込み電圧)動作時の消費電力はいずれもほぼ同じです。 提案されたスピンバルブでは超低書き込みパワーが得られます。 図３ｂには、バイアス電圧ＶＳＤの関数としてのスピン電流Ｉｓｐが示されている。 図3bのスキームは、スピンアップ電子が多数キャリアであることを示しています。 交換分裂エネルギーが増加するにつれて、スピン流Ｉｓｐが大きくなることがわかる。 興味深いことに、書き込み電圧で動作させた場合、\({\Delta }_{ex}\)= 80 meV (最大) でのスピン電流は、\({\Delta }_{ex}\) = の場合の 4 倍になります。 20 meV (最小)。 したがって、交換分割エネルギーはできるだけ大きくすることができ、これによりスイッチングのためのSTTと分極の拡大につながる可能性があり、同じバイアス電圧で余分なエネルギーをほとんど消費しないことが示唆されています（詳細については補足注2を参照）。

ゲートスピンバルブにおける電力とスピン流。 異なる交換分裂エネルギーによるバイアス電圧の関数としての (a) 電力と (b) スピン流。 (b) の挿入図は、スピンアップ電子が多数キャリアの伝達であり、スピン流 \({I}_{sp}\) が \({I}_{up}-{I} として定義されることを示しています) _{下}\）。 (a)と(b)では、バンドギャップエネルギーを150meVに設定し、ゲート電圧450mVを印加しています。

ゲートありおよびゲートなしの AGNR スピンバルブの STT 性能をよりよく理解するために、スピン依存の透過を図 4 に示します。パラメータは次のように与えられます。バイアス電圧 VSD = 500 mV、バンドギャップ エネルギー \( {\Delta }_{g}\) = 150 meV、交換分裂エネルギー \({\Delta }_{ex}\) = 80 meV。 青い実線はゲート付きスピンバルブを示し、黒い破線はゲートなしのスピンバルブを示します。 図 4 では、各パネルに 2 つの禁制エネルギー バンドがあることがわかります。 それらの間隔は、同じ幅の AGNR を考慮した場合、交換分裂エネルギーの影響を受けます。 スピン電流密度 Jsp への正味の寄与は、スピンアップ寄与 (図 4a、c) からスピンダウン寄与 (図 4b、d) を引いたものです。 式の被積分関数における伝達 \({T}_{ij}\) が次のようになります。 (2) は比較的低いエネルギー ウィンドウで大きくなり、その結果、ゲート付き AGNR スピンバルブにおける STT 効果が拡大します (詳細については、「方法」セクションを参照)。 ゲート電圧は、高エネルギーウィンドウ中の透過を制限します。 図 4a (4c) と図 4b (4d) の透過率は、ゲート付きスピンバルブでもゲートなしスピンバルブでも、比較的高いエネルギー領域では本質的に等しく、スピン流への寄与が効果的に相殺され、その結果、電流を充電するだけです。 伝送が制限されるためゲート電圧が印加されると、充電電流が減少します。 提案されたスピンバルブで顕著な STT 効果を生み出し、消費電力を下げるには、ゲート電圧を印加する必要があります。

スピン依存の伝達関数と電子エネルギーの関係。 (a) T↑↑、(b) T↑↓、(c) T↓↑、(d) T↓↓ と非ゲート (黒破線) およびゲート (青実線) スピンバルブの電子エネルギーの関係。 伝達関数 Tij は電子エネルギーの関数として表されます。 下付き文字 i (j) はスピンの向きを示し、↑ と ↓ はそれぞれスピンアップとスピンダウンの状態を表します。 計算は、バイアス電圧 500 mV、バンドギャップ エネルギー 150 meV、交換分裂エネルギー 80 meV で実行されます。

この研究では、読書のパフォーマンスについても調査しています。 提案されたスピンバルブでは、図 5 に示すように、状態を読み取るために比較的小さなセンシング バイアスが使用されます。読み取り性能を特徴付けるために、MR 比 MR = \(\frac{{I}_{p }-{I}_{ap}}{{I}_{ap}}\times 100\%\)、ここで \({I}_{p}\) と \({I}_{ap}\ ) は、それぞれ平行および逆平行構成におけるスピン偏極電流です。 図 5a は、さまざまなバンドギャップ エネルギーに対するバイアス依存の MR 比を示しています。 最大の MR 比は常にバイアス電圧 VSD = 10 mV で発生し、バンドギャップ エネルギー \({\Delta }_{g}\) = 150 meV では約 3200% になります。 図5b、cにそれぞれ示すように、平行および逆平行構成のスピン偏極電流を調べて、MR比の変化の原因を確認します。 最大のMR比は、図5cに示すように、主に逆平行構成における非常に小さなスピン偏極電流に起因する可能性があります（詳細については補足注3を参照）。 さらに、図5aではバイアス電圧が増加するとMR比が劇的に減少します。 ただし、バイアス電圧 VSD = 100 mV が印加された場合でも、MR 比は常に 100% を維持し、必須の基準を満たしています。 これは、図5b、cに示すように、平行配置のスピン偏極電流が反平行配置の2倍であるためです。 接触抵抗などの好ましくない非理想性は、現実世界のパフォーマンスに影響を与える可能性があることに注意してください 36,37。 結果として、非理想性のため、この研究の極値は実験観察の最大値と考えるのが公平です。

ゲートスピンバルブにおけるMR比とバイアス電圧の関係。 (a) MR 比と、異なるバンドギャップ エネルギーでの比較的小さな検出バイアスの関係。 読み出し時に印加されるバイアス電圧は約 0.1 V であることに注意してください。 (b) 平行配置と c 逆平行配置のスピン偏極電流をプロットして、(a) の MR 効果を調べます。 交換分裂エネルギーは８０ｍｅＶに設定され、ゲート電圧４５０ｍＶが印加される。

要約すると、我々はAGNRに基づくゲート調整可能なスピンバルブを理論的に提案し、顕著なSTT効果を生み出し、外部磁場の助けを借りずに室温で自由層の磁化を切り替えることができます。 ゲート電圧を印加しないとスピン流密度がCSCDを超えることができないことがわかります。 うまくいけば、制御されたゲートの助けを借りて、典型的な CSCD をはるかに超える、約 15 MA/cm2 という驚異的なスピン電流密度に達することができます。 交換分裂の強度は、約 450 mV のゲート電圧で可能な限り大きくなる可能性があることが示唆されています。 提案されたスピンバルブにより、超低書き込み電力の達成も可能になります。 MR比は常に最大100%で、MRAMの読み取りモードの要件を満たします。 これらの発見は、2D 材料に基づくスピン ロジック デバイスの実現への道を開く可能性があります。

提案されたシステムのモデル ハミルトニアンは次のように与えられます。

ここで、 \({v}_{F}\) はフェルミ速度、 \(\widehat{\sigma }\) はパウリ行列のベクトル、 \(\widehat{p}=\left({p}_{ x}、{ p}_{y}\right)\) は面内運動量演算子、\(V\left(x\right)\) はポテンシャル障壁、\({\Delta }_{ex }\) は、強磁性鉛の磁化によって誘発される交換分裂エネルギーです。 スピンアップ (スピンダウン) インデックスは \(\xi =+1\)(\(-1\)) で表されます。

Landauer-Büttiker 形式 38 では、系に出入りするさまざまな種類の電子によるスピン流は次のように与えられます。

ここで、\(h\) はプランク定数、e は電子の電荷、\({T}_{ij}\) は透過率、\(f_{{S\left( D \right)}} = \ left\{ {1 + exp\left[ {\left( {E - \mu _{{S\left( D \right)}} } \right)/k_{B} T} \right]} \right\ }^{{ - 1}}\) は \({\mu }_{S(D)}\) を使用したフェルミ ディラック関数です。透過率の詳細な計算については補足 1 で説明します。

スピン伝達トルク \(\Gamma\) は次の方程式で表すことができます 24,25

ここで \(\boldsymbol{\hslash }\) はプランク定数に換算され、\(e\) は電子の電荷です。 スピン電流密度 \({J}_{sp}={J}_{up}-{J}_{down}\) が定義されます。ここで \({J}_{up}={J}_{ \uparrow \uparrow }+{J}_{\downarrow \uparrow }\) および \({J}_{down}={J}_{\downarrow \downarrow }+{J}_{\uparrow \downarrow } \) がそれぞれ与えられます。 式 1 に示すように、STT はスピン電流密度に比例します。 (3)。 したがって、スピン流密度の観点からSTT効果を実現することができます。

この研究の結果を裏付けるデータは、責任著者からの合理的な要求に応じて入手できます。

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著者らは、台湾科学技術省による助成番号 MOST 110-2221-E-002-176 および 111-2221-E-002-194 に基づく支援に感謝します。

国立台湾大学理工学部海洋工学部ナノ磁性グループ1課 4, Roosevelt Road, 台北, 10617, 台湾

Chun-Pu Wang、Shih-Hung Cheng、Wen-Jeng Hsueh

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WJH は原稿の主なアイデアを監督し、開発しました。 WJH と CPW が調査を設計しました。 CPWとSHCは数値解析と文献検証を実施した。 著者全員が原稿執筆と結果に関する議論に貢献しました。

Wen-Jeng Hsueh への通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

ワン、CP、チェン、SH。 & シュエ、WJ. グラフェン ナノリボンに基づくゲート調整可能なスピンバルブの高いスピン電流密度。 Sci Rep 13、9234 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s41598-023-36478-6

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受信日: 2023 年 2 月 17 日

受理日: 2023 年 6 月 4 日

公開日: 2023 年 6 月 7 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36478-6

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