Densité de courant de spin élevée dans la grille

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 9234 (2023) Citer cet article

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L'utilisation de matériaux bidimensionnels (2D) sera très avantageuse pour de nombreuses conceptions de dispositifs spintroniques en développement, offrant une méthode supérieure de gestion du spin. Les technologies de mémoire non volatile, en particulier les mémoires magnétiques à accès aléatoire (MRAM), caractérisées par des matériaux 2D sont l'objectif de l'effort. Une densité de courant de spin suffisamment importante est indispensable pour que le mode d'écriture des MRAM change d'état. Comment atteindre une densité de courant de spin au-delà des valeurs critiques autour de 5 MA/cm2 dans des matériaux 2D à température ambiante est le plus grand obstacle à surmonter. Ici, nous proposons d'abord théoriquement une valve de spin basée sur des nanorubans de graphène (GNR) pour générer une énorme densité de courant de spin à température ambiante. La densité de courant de spin peut atteindre la valeur critique à l'aide d'une tension de grille accordable. La densité de courant de spin la plus élevée peut atteindre 15 MA/cm2 en ajustant l'énergie de la bande interdite des GNR et la force d'échange dans notre vanne de spin accordable par grille proposée. En outre, une puissance d'écriture ultra-faible peut être obtenue, surmontant avec succès les difficultés rencontrées par les MRAM traditionnelles à base de jonction tunnel magnétique. De plus, la vanne de spin proposée répond aux critères de mode de lecture et les rapports MR sont toujours supérieurs à 100 %. Ces résultats pourraient ouvrir des pistes de faisabilité pour des dispositifs à logique de spin basés sur des matériaux 2D.

La spintronique a joué un rôle important pour surmonter les limites des technologies traditionnelles et a attiré une grande attention pendant des décennies. L'utilisation de matériaux bidimensionnels (2D) a récemment permis aux chercheurs de réaliser des expériences auparavant impensables et de tester des cadres conceptuels de la spintronique en raison de leur épaisseur ultrafine et de leurs propriétés physiques uniques1,2,3. Par conséquent, un nombre croissant de dispositifs spintroniques basés sur des matériaux 2D, tels que le graphène3,4, les dichalcogénures de métaux de transition (TMD)5 et les isolants topologiques (TI)6, ont été démontrés plus récemment.

La mémoire magnétique à accès aléatoire (MRAM) est un dispositif spintronique prometteur, adapté au calcul à haut rendement et à l'informatique de pointe utilisée dans l'IA, l'IoT et l'apprentissage automatique7,8. En outre, la MRAM a suscité une attention considérable en raison de sa non-volatilité et de ses performances de lecture/écriture élevées, ce qui en fait un remplacement attrayant pour la DRAM, la SRAM et la Flash9,10. Bien qu'elles soient prospectives, les MRAM traditionnelles à base de jonction tunnel magnétique (MTJ) présentent encore quelques défauts. Par exemple, les MRAM à couple de transfert de spin (STT-MRAM) souffrent d'inconvénients tels qu'une puissance de commutation élevée et une endurance insuffisante11. De plus, la réduction de la taille des MTJ, la nécessité d'un champ magnétique supplémentaire et la nécessité d'une puissance de commutation élevée sont des faiblesses pour les MRAM à couple spin-orbite (SOT-MRAM)12,13. Pour éviter les inconvénients susmentionnés, la recherche actuelle s'est concentrée sur les technologies de mémoire magnétique basées sur 2D14,15. La création, l'injection, la détection, la transmission et la manipulation du signal de spin sont les principaux facteurs qui impactent les performances de lecture et d'écriture dans la mémoire magnétique 2D16,17.

La lecture et l'écriture sont deux fonctions assez importantes des MRAM, caractérisées respectivement par le rapport de magnétorésistance (MR) et la densité de courant de spin. Un ratio MR minimum d'environ 20 % est nécessaire pour lire l'état dans les technologies MRAM18. Des rapports MR de 0,73 %19 et 5 %20 ont été rapportés expérimentalement sur la base de matériaux 2D. Les chercheurs ont découvert que le rapport MR des vannes de spin basées sur 2D peut répondre à l'exigence applicable pour la lecture dans la prédiction théorique21,22,23. D'autre part, pour écrire l'état, une densité de courant de spin critique (CSCD) d'environ 5 MA/cm2 à température ambiante est nécessaire pour basculer entre deux états de la couche libre dans la mémoire24,25,26. Il est essentiel de maintenir la stabilité thermique, ce qui interdit d'abaisser le CSCD excessif en utilisation pratique26. Par conséquent, comment générer une densité de courant de spin au-delà de la valeur critique est un problème vital pour la conception de vannes de spin basées sur 2D27.

La commutation induite par le courant de spin pourrait être comprise en termes d'effet de couple de transfert de spin25,26, alors qu'elle a été démontrée expérimentalement pour la première fois dans une valve de spin à base de graphène par Lin et al.28,29, révélant une densité de courant de spin d'environ 2 MA/cm2 peut être obtenu. Cependant, l'application d'un champ magnétique externe et le fonctionnement à une température relativement basse étaient tous deux nécessaires dans leurs expériences28,29. Pour autant que nous le sachions, aucune recherche ne rapporte actuellement qu'une énorme densité de courant de spin peut être obtenue dans le graphène à température ambiante.

La valve de spin accordable à porte basée sur le nanoruban de graphène de fauteuil (AGNR) pour produire un effet STT significatif est théoriquement proposée dans cette étude, nous permettant de changer l'aimantation sans l'aide d'un champ magnétique externe à température ambiante. On découvre que sans appliquer de tension de grille, la densité de courant de spin est d'environ 1,5 MA/cm2, ce qui ne dépasse pas le CSCD. À l'aide d'une porte accordable, une énorme densité de courant de spin d'environ 15 MA/cm2 peut être atteinte en modulant la structure de bande, qui a largement dépassé le CSCD. De plus, la puissance d'écriture ultrafaible peut être atteinte dans la vanne de spin proposée. Les performances de lecture, le rapport MR, de notre appareil peuvent dépasser 100 % avec un biais relativement faible pour répondre aux exigences applicables. L'effet STT et MR influencé par divers paramètres physiques, y compris la tension de polarisation, l'énergie de la bande interdite et l'énergie de séparation d'échange sera également discuté dans ce travail de simulation.

Dans cette étude, une vanne de spin basée sur AGNR avec une porte supérieure réglable est considérée, comme illustré à la Fig. 1a. Le nanoruban monocouche, où le courant passe, est considéré comme le plan x-y, et la configuration hors plan est prise en compte. Comme spécifié, la source et le drain sont respectivement la couche fixe (bleue) et la couche libre (rouge), qui sont des ferromagnétiques avec une magnétisation dans la direction z. La couche fixe et la couche libre ont toutes deux des longueurs de 10 nm. Comme le montre la figure 1b, le ferromagnétique sur le canal AGNR provoquera un effet de proximité magnétique, ce qui entraînera une division d'échange dans la structure de bande. Yang et al. ont démontré que le graphène possède une énergie de séparation d'échange de 36 meV via l'interaction entre le graphène et EuO30. De plus, Wu et al. ont démontré que le graphène monocouche peut être magnétisé par CrSe, avec une énergie de séparation d'échange de 67 meV31. En conséquence, nous varions l'amplitude de l'énergie de séparation d'échange dans la plage appropriée de 20 à 80 meV dans cette étude, et la structure de bande des électrons de spin-down et des électrons de spin-up est indiquée par la courbe rouge et la courbe bleue dans Fig. 1b respectivement. Seule l'énergie de la bande interdite restreinte par l'état de bord affectera les caractéristiques de transport dans la région avec la porte supérieure32,33,34, et la longueur du canal est fixée à 10 nm dans la limite d'échelle, ce qui empêche les fuites de courant35. La vitesse de Fermi est fixée à 106 m/s. Nos calculs sont effectués à une température de 300 K.

Vanne de spin accordable à porte basée sur des nanorubans de graphène de fauteuil. ( a ) Illustration schématique et profil de dispositif de la vanne de spin basée sur des nanorubans de graphène de fauteuil avec une porte supérieure accordable. Compte tenu de la configuration hors du plan, deux conducteurs ferromagnétiques - la couche fixe (bleue) et la couche libre (rouge) - généreront le champ d'échange. ( b ) Structure de bande pour les états dans deux fils ferromagnétiques (gauche et droite) et canal (milieu). L'énergie de séparation d'échange et l'énergie de la bande interdite sont désignées par \({\Delta }_{ex}\) et \({\Delta }_{g}\) respectivement.

Les effets STT et MR sont deux phénomènes cruciaux lors de l'examen des propriétés de transport dépendant du spin dans les MRAM et les vannes de spin. Le STT est proportionnel à la densité de courant de spin24,25, tandis qu'une densité de courant de spin suffisamment importante est nécessaire pour inverser l'aimantation de la couche libre. Une densité de courant de spin élevée est obtenue à l'aide de tensions de grille appliquées dans la structure proposée, comme illustré à la Fig. 2. En mode écriture, la tension de polarisation appliquée VSD est généralement définie sur 0,5 V, ce qui est adopté pour les calculs de la Fig. 2. Sur la figure 2a, il est montré que la densité de courant de spin Jsp augmente à mesure que l'énergie de séparation d'échange \({\Delta }_{ex}\) augmente. La densité de courant de spin maximale Jsp est d'environ 15 MA/cm2 pour \({\Delta }_{ex}\) = 80 meV lorsque la tension de grille VG est de 450 mV. Si la tension de grille VG est réglée à 500 mV, la densité de courant de spin Jsp diminuera. En outre, on peut observer que la densité de courant de spin ne peut même pas dépasser le minimum CSCD 5 MA/cm2 lorsque VG est de 150 et 0 mV (non fermé), comme indiqué par la ligne continue rouge et la ligne pointillée noire sur la Fig. 2a, respectivement . La carte de couleurs de contour pour la densité de courant de spin Jsp par rapport à l'énergie de séparation d'échange \({\Delta}_{ex}\) et à la tension de grille VG est illustrée à la Fig. 2b, ce qui nous permet de visualiser clairement la région de fonctionnement pour la commutation. Il est suggéré que la tension de grille de fonctionnement VG > 200 mV et l'énergie de séparation d'échange \({\Delta }_{ex}\) > 40 meV, tandis que deux lignes pointillées blanches représentent des valeurs de commutation critiques. La région optimale se situe autour de \({\Delta}_{ex}\) = 80 meV et VG = 450 mV, ce qui est cohérent avec le résultat de la Fig. 2a.

Densité de courant de spin élevée dans des vannes de spin accordables par grille basées sur des nanorubans de graphène de fauteuil. ( a ) Densité de courant de spin par rapport à l'énergie de séparation d'échange avec différentes tensions de grille. ( b ) Carte de couleurs de contour concernant l'énergie de séparation d'échange et la tension de grille. L'énergie de la bande interdite est fixée à 150 meV en (a) et (b). ( c ) Densité de courant de spin en fonction de la tension de grille avec une énergie de bande interdite différente. Deux lignes bleues dans (a) et (c) indiquent les valeurs critiques pour les états de commutation. Notez que la densité de courant de spin dans la vanne de spin non fermée (ligne pointillée noire) ne peut pas toujours dépasser la valeur critique minimale, comme indiqué en (a). ( d ) Carte de couleurs de contour pour l'énergie de la bande interdite et la tension de grille. De même, les lignes pointillées blanches en (b) et (d) indiquent les valeurs critiques pour la commutation. L'énergie de séparation d'échange est de 80 meV dans (c) et (d), tandis qu'une tension de polarisation de 0,5 V est appliquée pour ces cas.

Pour retrouver le cas optimal, l'énergie de séparation d'échange \({\Delta }_{ex}\) est fixée à 80 meV sur les Fig. 2c, d. L'énergie de la bande interdite \({\Delta}_{g}\) est proportionnelle à 1/W, où W est la largeur de l'AGNR, comme illustré sur les Fig. 1b32,33,34. Ainsi, l'énergie de la bande interdite \({\Delta }_{g}\) peut être ajustée, qui est de l'ordre de 90 à 180 meV dans nos cas. Les relations entre la densité de courant de spin et la tension de grille avec différentes énergies de bande interdite sont illustrées à la Fig. 2c. Lorsque la tension de grille est inférieure à 200 mV, on observe que la densité de courant de spin augmente avec la diminution de l'énergie de la bande interdite. On peut voir que tous dépassent la valeur critique minimale de 5 MA/cm2 lorsque la tension de grille VG est supérieure à 250 mV. De plus, la densité de courant de spin maximale Jsp atteint 14 MA/cm2 lorsque l'énergie de bande interdite \({\Delta }_{g}\) est égale à 150 meV et la tension de grille VG est d'environ 450 mV. Encore une fois, pour réaliser plus précisément la densité de courant de spin Jsp en ce qui concerne l'énergie de la bande interdite \({\Delta}_{g}\) et la tension de grille VG, la palette de couleurs de contour est illustrée à la Fig. 2d. Le sommet de la colline est situé à \({\Delta}_{g}\) = 150 meV et VG = 450 mV, ce qui est cohérent avec le résultat de la Fig. 2c. Notez que la densité de courant de spin est stable quelle que soit la variation de la longueur du canal (voir la note complémentaire 4 pour plus de détails).

Afin de mieux comprendre les performances de la vanne de spin AGNR, la consommation d'énergie et le courant de spin sont présentés sur la Fig. 3. Sur la Fig. 3a, il est montré que la consommation d'énergie aura le maximum global à VSD = 500 mV . L'effet négatif de la résistance différentielle peut être observé dans l'intervalle du maximum local et du minimum local. En outre, les consommations électriques pour tous les cas sont presque les mêmes lors d'un fonctionnement à VSD = 500 mV (tension d'écriture). Une puissance d'écriture ultra-faible peut être obtenue dans la vanne de rotation proposée. Sur la figure 3b, le courant de spin Isp en fonction de la tension de polarisation VSD est présenté. Le schéma de la figure 3b montre que les électrons de spin-up sont les porteurs majoritaires. On trouve que le courant de spin Isp devient plus grand lorsque l'énergie de séparation d'échange augmente. Fait intéressant, lors du fonctionnement à la tension d'écriture, le courant de spin à \({\Delta }_{ex}\)= 80 meV (maximum) est 4 fois plus grand que celui à \({\Delta }_{ex}\) = 20 meV (minimum). Par conséquent, il est suggéré que l'énergie de division d'échange puisse être aussi grande que possible, ce qui peut entraîner un STT et une polarisation élargis pour la commutation et ne consommera presque pas d'énergie supplémentaire à la même tension de polarisation (voir la note complémentaire 2 pour plus de détails).

Puissance et courant de spin dans les vannes de spin fermées. (a) Puissance et (b) courant de spin en fonction de la tension de polarisation avec une énergie de division d'échange différente. L'encart en (b) démontre que les électrons de spin-up sont les porteurs majoritaires de transmission, et le courant de spin \({I}_{sp}\) est défini comme \({I}_{up}-{I} _{bas}\). En (a) et (b), l'énergie de la bande interdite est fixée à 150 meV, tandis qu'une tension de grille de 450 mV est appliquée.

Pour une meilleure compréhension des performances du STT dans les vannes de spin AGNR fermées et non fermées, les transmissions dépendantes du spin sont illustrées à la Fig. 4. Les paramètres sont donnés comme suit : la tension de polarisation VSD = 500 mV, l'énergie de la bande interdite \( {\Delta }_{g}\) = 150 meV, et l'énergie de séparation d'échange \({\Delta }_{ex}\) = 80 meV. La ligne continue bleue indique la vanne de spin fermée, tandis que la ligne pointillée noire représente la vanne de spin non fermée. Sur la figure 4, on peut observer qu'il existe deux bandes d'énergie interdites dans chaque panneau. Leurs intervalles sont influencés par l'énergie de séparation d'échange lorsque l'on considère la même largeur d'AGNR. La contribution nette à la densité de courant de spin Jsp correspond aux contributions de spin-up (Fig. 4a, c) moins les contributions de spin-down (Fig. 4b, d). On montre que la transmission \({T}_{ij}\) dans l'intégrande de l'Eq. (2) devient plus grand dans la fenêtre d'énergie relativement faible, ce qui entraîne un effet STT élargi dans la vanne de spin AGNR fermée (voir la section Méthodes pour plus de détails). La tension de grille limite la transmission pendant la fenêtre de haute énergie. La transmission sur la Fig. 4a (4c) et la Fig. 4b (4d), que ce soit dans des vannes de spin fermées ou non, est essentiellement égale dans le domaine d'énergie relativement élevée, annulant efficacement la contribution au courant de spin et entraînant la génération de chargez juste le courant. Le courant de charge sera réduit du fait de l'application de la tension de grille en raison d'une transmission restreinte. Pour produire un effet STT significatif et une consommation d'énergie inférieure dans la vanne de spin proposée, une tension de grille doit être appliquée.

Fonction de transmission dépendante du spin par rapport à l'énergie des électrons. ( a ) T ↑ ↑, ( b ) T ↑ ↓ , ( c ) T ↓ ↑ et ( d ) T ↓ ↓ par rapport à l'énergie des électrons dans les vannes de spin non fermées (ligne pointillée noire) et fermées (ligne continue bleue). Les fonctions de transmission Tij sont représentées en fonction de l'énergie des électrons. L'indice i (j) indique l'orientation du spin, tandis que ↑ et ↓ représentent respectivement les états spin-up et spin-down. Les calculs sont effectués avec une tension de polarisation de 500 mV, une énergie de bande interdite de 150 meV et une énergie de séparation d'échange de 80 meV.

Cette étude examine également les performances en lecture. Dans la vanne de spin suggérée, un biais de détection relativement faible est utilisé pour lire l'état comme illustré à la Fig. 5. Pour caractériser les performances de lecture, nous introduisons le rapport MR, MR = \(\frac{{I}_{p }-{I}_{ap}}{{I}_{ap}}\times 100\%\), où \({I}_{p}\) et \({I}_{ap}\ ) sont les courants polarisés en spin dans les configurations parallèle et antiparallèle respectivement. La figure 5a affiche le rapport MR dépendant du biais pour différentes énergies de bande interdite. Le rapport MR maximal se produit toujours à une tension de polarisation VSD = 10 mV, et il est d'environ 3200 % pour une énergie de bande interdite \({\Delta }_{g}\) = 150 meV. Les courants polarisés en spin dans les configurations parallèle et antiparallèle sont examinés pour déterminer la cause de la variation du rapport MR, comme indiqué sur les figures 5b, c, respectivement. Les rapports MR maximaux peuvent être principalement attribués à un très petit courant polarisé en spin dans la configuration antiparallèle, comme illustré à la Fig. 5c (voir la note complémentaire 3 pour plus de détails). De plus, le rapport MR diminue considérablement à mesure que la tension de polarisation augmente sur la figure 5a. Cependant, les rapports MR sont toujours jusqu'à 100 % et satisfont aux normes essentielles même lorsque la tension de polarisation VSD = 100 mV est appliquée. En effet, le courant polarisé en spin dans la configuration parallèle est deux fois plus important que celui dans la configuration antiparallèle, comme le montrent les figures 5b, c. Notons qu'une non-idéalité défavorable, comme la résistance de contact, pourrait affecter les performances dans le monde réel36,37. En conséquence, il est juste de considérer les valeurs extrêmes dans cette étude comme le maximum d'observations expérimentales dues aux non-idéalités.

Rapport MR en fonction de la tension de polarisation dans les vannes de spin fermées. ( a ) Rapport MR par rapport à un biais de détection relativement faible avec une énergie de bande interdite différente. Notez que la tension de polarisation appliquée est d'environ 0,1 V pour la lecture. Le courant polarisé en spin dans les configurations (b) parallèle et c antiparallèle est tracé pour étudier l'effet MR dans (a). L'énergie de séparation d'échange est fixée à 80 meV et une tension de grille de 450 mV est appliquée.

En résumé, nous proposons théoriquement une vanne de spin accordable à porte basée sur AGNR pour produire un effet STT significatif, nous permettant de commuter l'aimantation de la couche libre à température ambiante sans l'aide d'un champ magnétique externe. On constate que la densité de courant de spin ne peut pas dépasser CSCD sans appliquer de tension de grille. Espérons qu'avec l'aide de la porte contrôlée, une énorme densité de courant de spin d'environ 15 MA/cm2 soit atteinte, bien au-delà du CSCD typique. Il est suggéré que la force de la séparation d'échange puisse être aussi grande que possible avec une tension de grille d'environ 450 mV. La vanne de rotation proposée permet également d'obtenir une puissance d'écriture ultrafaible. Les ratios MR sont toujours jusqu'à 100% et répondent aux exigences en mode lecture des MRAM. Ces découvertes pourraient ouvrir la voie à la faisabilité de dispositifs à logique de spin basés sur des matériaux 2D.

Le modèle hamiltonien du système proposé est donné par

où \({v}_{F}\) est la vitesse de Fermi, \(\widehat{\sigma }\) est le vecteur des matrices de Pauli, \(\widehat{p}=\left({p}_{ x}, { p}_{y}\right)\) est l'opérateur de quantité de mouvement dans le plan, \(V\left(x\right)\) est la barrière de potentiel et \({\Delta }_{ex }\) est l'énergie de dédoublement d'échange induite par l'aimantation du plomb ferromagnétique. L'indice de spin-up (spin-down) est noté \(\xi =+1\)(\(-1\)).

Dans le formalisme de Landauer-Büttiker38, les courants de spin avec les différents types d'électrons injectant et sortant du système sont donnés par

où \(h\) est la constante de Plank, e est la charge de l'électron, \({T}_{ij}\) est la transmission et \(f_{{S\left( D \right)}} = \ gauche\{ {1 + exp\gauche[ {\gauche( {E - \mu _{{S\gauche( D \droite)}} } \droite)/k_{B} T} \droite]} \droite\ }^{{ - 1}}\) est la fonction de Fermi-Dirac avec \({\mu }_{S(D)}.\) Le calcul détaillé de la transmission est discuté dans la note complémentaire 1.

Le couple de transfert de spin \(\Gamma\) peut être exprimé par l'équation suivante24,25

où \(\boldsymbol{\hslash }\) est la constante de Planck réduite et \(e\) est la charge de l'électron. La densité de courant de spin \({J}_{sp}={J}_{up}-{J}_{down}\) est définie, où \({J}_{up}={J}_{ \uparrow \uparrow }+{J}_{\downarrow \uparrow }\) et \({J}_{down}={J}_{\downarrow \downarrow }+{J}_{\uparrow \downarrow } \) sont donnés respectivement. STT est proportionnel à la densité de courant de spin, comme indiqué dans l'équation. (3). Ainsi, nous pouvons réaliser l'effet STT en termes de densité de courant de spin.

Les données à l'appui des conclusions de cette étude sont disponibles sur demande raisonnable de l'auteur correspondant.

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Les auteurs reconnaissent le soutien fourni par le ministère de la Science et de la Technologie de Taiwan, sous Grant Number MOST 110-2221-E-002-176 et 111-2221-E-002-194.

Groupe de nanomagnétisme, Département des sciences de l'ingénieur et du génie océanique, Université nationale de Taiwan, 1, Sec. 4, Roosevelt Road, Taipei, 10617, Taïwan

Chun-Pu Wang, Shih-Hung Cheng et Wen-Jeng Hsueh

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WJH a supervisé et développé l'idée principale du manuscrit. WJH et CPW ont conçu la recherche. CPW et SHC ont effectué une analyse numérique et une vérification de la littérature. Tous les auteurs ont contribué à la rédaction du manuscrit et à la discussion des résultats.

Correspondance à Wen-Jeng Hsueh.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Wang, CP., Cheng, SH. & Hsueh, WJ. Densité de courant de spin élevée dans des vannes de spin accordables par grille basées sur des nanorubans de graphène. Sci Rep 13, 9234 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36478-6

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Reçu : 17 février 2023

Accepté : 04 juin 2023

Publié: 07 juin 2023

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

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