Electronique de Spin Et Semiconducteurs

8/17/2019 Electronique de Spin Et Semiconducteurs

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A. Bournel

Electronique de spin et semiconducteurs

Arnaud Bournel

Institut d'Electronique Fondamentale, CNRS UMR 8622, Université Paris Sud, Bât. 220, F-91405 Orsay

Mél. : [email protected], Tél. : 01 69 15 40 25, Fax : 01 69 15 40 20

1-Introduction

L'électronique de spin, ou "magnétoélectronique"

[1], est une nouvelle thématique de recherche en plein

essor depuis la fin des années 80. Les premières

structures étudiées dans ce domaine sont constituées de

multicouches métalliques ferromagnétiques, séparées

soit par des isolants "tunnel", soit par des films

métalliques non magnétiques. Leurs principes de

fonctionnement sont liés à une propriété des métaux

ferromagnétiques relative au spin des électrons : ils

injectent ou collectent préférentiellement des porteursdont le spin est polarisé suivant la direction de leur

moment magnétique. De tels dispositifs sont déjà

utilisés au niveau industriel en tant que capteurs de

champ magnétique pour têtes de lecture de disques durs,ou sont appelés à l'être bientôt dans le cas des mémoires

RAM magnétiques.

Durant ces quatre dernières années, des groupes

travaillant dans le domaine des composants à

semiconducteurs se sont également intéressés aux

propriétés relatives au spin de l'électron [2]. En effet,des études récentes ont montré qu'il est envisageable

d'agir sur le spin des porteurs de charge et d'utiliser cette

grandeur pour modifier les caractéristiques électriqueset optiques de structures à semiconducteurs.

Dans les deux sections suivantes, nous présentons

deux exemples de structures pouvant être réalisées enoptoélectronique et microélectronique de spin. Dans la

dernière partie nous abordons le délicat problème de la

sélectivité en spin des contacts réalisés entre matériaux

ferromagnétiques et semiconducteurs.

2-Commutateur optique à spin

Les interrupteurs tout optique peuvent tirer profit dela dynamique de spin électronique dans les

hétérostructures III-V. En effet, il est possible de

moduler la transmission d'une lumière polariséerectilignement par une population électronique polarisée

en spin. L'interrupteur est constitué d'unehétérostructure III-V à multi-puits quantiques dans

laquelle des électrons polarisés en spin sont générés par

"pompage optique" (génération par un flux lumineux à

polarisation circulaire). Ce gaz entièrement polarisé en

spin est "sondé" par une lumière incidente polarisée

rectilignement, décomposable en polarisation circulaire

gauche σ+ et droite σ-, et le faisceau réfléchi est analysé par un polariseur croisé. Sans polarisation de spin

électronique, la somme des composantes σ+ et σ

- du

rayon réfléchi donne une polarisation linéaire et

l'analyseur coupe le signal. Si au contraire on polariseen spin les électrons des puits quantiques, ceux-ci

interagissent avec la lumière incidente, les indices de

réfraction pour les composantes σ+ et σ- diffèrent et la polarisation réfléchie est elliptique. On peut alors

détecter un signal au niveau de l'analyseur. Compte tenu

des faibles temps de relaxation de spin observés dans les

puits quantiques InP/InGaAs/InP (la ps), on peut espérer des commutations très rapides dans une gamme de

longueurs d'onde utile aux télécommunications. Des

démonstrateurs ont été réalisés, mais ces structures sont

encore complexes [3]. Il est à noter que les techniques

de pompage optique ont également été mises en œuvre

pour l'émission "laser" polarisée en spin dans descavités semiconductrices [4].

Cependant, la physique des mécanismes de

relaxation de spin dans les puits quantiques reste encore

aujourd'hui un objet d'interrogations théoriques. Nous

avons étudié par simulation particulaire Monte Carlo la

relaxation de spin électronique dans des puits

AlGaAs/GaAs/AlGaAs à température ambiante [5]. Les

temps de relaxation de spin calculés sont reportés sur la

Figure 1 en fonction de l'énergie E1 du niveau quantique

fondamental du puits (ligne continue). Ces valeurs sont

en très bon accord avec des mesures réalisées par

ailleurs (symboles) [6]. En particulier, nous avons mis

en évidence l'influence de l'interaction de rugositéd'interface sur la dynamique de spin : dans des puits de

quelques nm de largeur, l'interaction de rugosité prend

de l'importance et ralentit la relaxation de spin, commeon peut le constater sur la Figure 1 dans le cas des puits

les plus étroits, c'est-à-dire pour les grandes valeurs de

l'énergie E1.

10

10 0

10 100

Monte Carlo [5]

Mesures [6]

T e m p s τ

s (

p s )

Energie E1 (meV)

Figure 1 : Temps de relaxation de spin τs en fonction del'énergie E1 du niveau quantique fondamental dans des puits

AlGaAs/GaAs/AlGaAs à 300 K.


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3-Spin-FET

Dans un puits quantique formé à l'hétéro-interface

d'une hétérostructure III-V à modulation de dopage, il

est possible de contrôler la rotation de spin électronique.Ce contrôle s'effectue par l'intermédiaire d'un couplage

spin-orbite, dit de Rashba, lié au fort champ électrique

E⊥ normal à l'hétéro-interface. L'existence de ce phénomène, associée aux propriétés des couches minces

métalliques ferromagnétiques, a conduit deux

chercheurs américains à proposer une structure originalede transistor à effet de champ, le transistor à rotation de

spin ou "spin-FET" [7] (cf. Figure 2). Il s'agit d'un

transistor de type HEMT dans lequel les zones

habituelles de source et drain sont remplacées par des

contacts ferromagnétiques. Ces deux contacts jouent le

rôle de polariseur et d'analyseur de spin pour lesélectrons présents dans le canal 2D du transistor. De

plus, la tension de grille VGS permet de moduler E⊥ etdonc de contrôler la rotation de spin des électrons qui

traversent le canal grâce au couplage de Rashba évoqué

ci-dessus. Grâce à ce double contrôle électrique et

"magnétique" de ID par VGS, on peut alors avoir un effet

de champ "double" (augmentation de la densité de porteurs et alignement des spins avec la direction de

l'aimantation du contact de drain) ou qui "s'annule"

(augmentation de la densité de porteurs mais

désalignement des spins avec la direction de

l'aimantation du contact de drain). Des valeurs de

transconductances négatives importantes peuvent ainsiêtre atteintes [2]. De tels effets électriques sont

potentiellement intéressants en électronique rapide, pour

la synthèse de fréquence ou la réalisation de portes

logiques complexes avec un nombre réduit de

composants.

W

R Ω!

S!

FM FMSC2

SC1

L

e

Figure 2 : Structure du transistor à rotation de spin, ou

spin-FET. SC1 (resp. SC2) est un semiconducteur III-V à faible

(resp. large) bande interdite.R

Ω!

est le vecteur de précession

de spin de Rashba autour duquel tourne le spin électronique S!

lors des vols libres des porteurs. La direction de ce vecteur est perpendiculaire à la trajectoire des électrons.

Jusqu'à présent, et cela malgré des efforts

importants, aucun des groupes de recherche qui dans le

monde se sont intéressés au spin-FET n'est cependant

parvenu à réaliser une structure viable. Afin qu'un tel

composant fonctionne correctement, il faut que troisconditions soient remplies.

10 0

1000

10 4

100 1000

L o n g u e u r L

s ( n m )

Largeur W (nm)

77 K

300 K

Figure 3 : Longueur de relaxation de spin Ls en fonction de

la largeur W d'un gaz d'électrons 2D formé dansIn0,53Ga0,47As. Résultats de simulation Monte Carlo [8]. Le

champ électrique E⊥ confinant les électrons est égal à

300 kV/cm.

(i) Tout d'abord, la longueur L de canal du spin-FET

doit être évidemment plus faible que la longueur derelaxation de spin Ls. Mais elle doit être aussi plus

grande qu'une longueur Lmin telle que le spinélectronique effectue deux rotations complètes pendant

la traversée du canal. Le respect de cette condition

assure que l'on puisse caractériser la précession de

Rashba et est nécessaire pour que l'effet detransconductance négative apparaisse [2]. La longueur

Lmin est d'autant plus faible que le couplage de Rashba

est important dans le semiconducteur utilisé. Elle est de

l'ordre de 4 µm dans GaAs, 1 µm dans In0,53Ga0,47As, et

0,4 µm dans InAs. L'utilisation d'un semiconducteur à

faible largeur de bande interdite est en fait nécessaire pour envisager la réalisation d'un spin-FET de longueur

de grille submicronique. Pour que la longueur de

relaxation de spin Ls soit supérieure à 1 µm, il fauttoutefois dimensionner correctement le canal du

transistor. Le vecteur de précession de Rashba étant

perpendiculaire à la trajectoire de l'électron, la précession de spin comme le mouvement de l'électron

dans le plan du canal tend à devenir progressivement

aléatoire à mesure que le porteur subit de plus en plus

d'interactions. Comme l'illustrent les résultats de

simulation Monte Carlo présentés sur la Figure 3, Ls estainsi inférieur à 300 nm dans In0,53Ga0,47As à 300 K

pour une largeur de canal W supérieure à 1000 nm. A

77 K, les fréquences d'interaction sont plus faibles et L sest plus grand mais cette longueur reste inférieure à

700 nm. En revanche si la largeur de canal est inférieureà 1000 nm, on peut constater sur la Figure 3 que Ls


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augmente fortement pour W décroissant. En fait lorsque

l'on tend vers une trajectoire de type unidimensionnel,

l'effet de relaxation de spin lié aux interactions disparaît

progressivement : les interactions ne peuvent plus

rendre aléatoire la direction du vecteur de précession despin qui est perpendiculaire au vecteur vitesse de

l'électron. En outre, on peut noter d'après la Figure 3

qu'il n'est pas nécessaire de réaliser un véritable fil

quantique pour obtenir une longueur de relaxation de

spin supérieure au µm à 300 K : limiter la largeur du

transistor à moins de 100 nm est suffisant.

(ii) Pour une trajectoire 1D entre source et drain, le

vecteur de précession de Rashba a une direction qui

reste toujours parallèle à la largeur du transistor.L'orientation de spin des électrons injectés dans le canal

du spin-FET ne peut donc être quelconque : elle doit

être perpendiculaire à la largeur du transistor [8]. Cette

condition est particulièrement importante pour ledimensionnement du spin-FET. En effet, l'anisotropie de

forme tend à imposer un alignement du momentmagnétique des source et drain parallèle à la plus grande

dimension de ces contacts, soit parallèle à la largeur du

spin-FET (cf. Figure 2). Pour résoudre cette difficulté,

on peut envisager de réduire fortement la dimension e

des couches ferromagnétiques dans la direction

source-drain, soit à des épaisseurs de quelques nm, afinde bénéficier de l'anisotropie de surface qui favorise

l'aimantation des couches ferromagnétiques

perpendiculaire aux interfaces. D'un point de vue

technologique, il semble toutefois très délicat de réaliser

un transistor comportant à la fois un canal de largeur

réduite voire unidimensionnel et des contacts de source

et drain à aimantation perpendiculaire. Il est à noter de

plus qu'il est assez difficile de déposer des couches de

métaux ferromagnétiques de bonne qualité magnétique

sur des matériaux comme GaAs [9].

(iii) Enfin, il faut évidemment que les contacts de

source et drain constituent véritablement des filtres à

spin efficaces. Ce point délicat, qui constitue une pierre

d'achoppement pour la viabilité du spin-FET, fait l'objet

de la section suivante.

4-Contacts sélectifs en spin

Si la création et la détection par voie entièrement

optique d'électrons polarisés en spin dans les

semiconducteurs constituent aujourd'hui des techniques

bien maîtrisées, il n'en est absolument pas de même des

méthodes électriques. Malgré des efforts intenses, la

sélectivité en spin d'un contact constitué par un métal

ferromagnétique et un semiconducteur n'a encore jamais

été démontrée expérimentalement. D'après une étude

théorique récente [10], il semble en outre que le concept

d'injection sélective en spin par un contact ohmique

ferromagnétique/semiconducteur ne soit pas viable, sauf

si le ferromagnétique est entièrement polarisé en spin.

Cela est attribué aux grandes différences de conductivitéet de longueur de relaxation de spin entre ces deux types

de matériaux. Ce problème pourrait être résolu avec des

contacts Schottky ou à effet tunnel [11], ou bien en

utilisant des matériaux magnétiques aux propriétés de

transport plus proches des semiconducteurs, c'est-à-diredes composés II-VI ou III-V alliés au Mn. Il a été en

effet démontré expérimentalement que BeMnZnSe [12]ou GaMnAs [13] constituaient d'efficaces polariseurs de

spin. Néanmoins, des difficultés subsistent quant à

l'utilisation de ces deux types de matériaux. Les II-VI

magnétiques ne constituent d'efficaces filtres à spin qu'àtrès faibles températures et sous forte excitation

magnétique ou optique. Si les III-V alliés au Mn

peuvent être ferromagnétiques jusqu'à un peu plus de

100 K, leur utilisation est rendue délicate par le fait que

le Mn constitue un dopant accepteur pour GaAs.D'autres matériaux incluant des ions "magnétiques"

(métaux de transition) sont étudiés actuellement, comme

CrAs [14] ou ZnCoO [15]. Si les premiers résultats sont

prometteurs, ces études de nouveaux matériaux pour l'électronique de spin doivent encore être poursuivies

pour véritablement aboutir.Pour ce qui est de la collection sélective en spin, un

autre problème lié au semiconducteur existe et pourrait

expliquer l'échec des mesures de collection dépendant

du spin dans des simples contacts établis entre un métal

ferromagnétique et GaAs. Dans ce type d'expériences,

des électrons polarisés en spin sont photogénérés dansun substrat GaAs dopé P et on étudie la variation du

courant collecté par un contact Schottky ou tunnel

ferromagnétique, déposé sur GaAs, en fonction des

orientations relatives du moment magnétique du contact

et des spins majoritairement générés dans le

semiconducteur. Cette variation relative est désignée par

la suite comme "l'asymétrie en spin" du photocourant.

Jusqu'à présent, les effets mesurés restent de l'ordre de

1%. Cependant, même si l'interface

ferromagnétique-semiconducteur est intrinsèquement

sélective en spin, l'asymétrie en spin effective peut être

fortement réduite du fait des caractéristiques du

transport électronique dans GaAs. Afin que l'excès

d'électrons dû à la photogénération dans GaAs soit

éliminé tout en conservant une forte asymétrie en spin

du photocourant, il faut que les électrons a priori non

collectés par le ferromagnétique, car de la mauvaise

orientation de spin, se recombinent avant de perdre leur

cohérence de spin. Or les temps typiques de

recombinaison sont nettement plus grands que les temps

de relaxation de spin électronique et encore plus grands

que les temps de collection. Le contact ferromagnétique

ne peut donc jouer son rôle de filtre à spin. Pour pallier

cette difficulté, nous proposons de déposer sur GaAs

deux contacts "en peigne" (cf. Figure 4) : des contacts

larges non magnétiques (NM) pour réguler l'excès

d'électrons dû à l'éclairement, avec des "doigts"

intercalés de contacts ferromagnétiques (FM) qui jouent

alors leur rôle d'analyseur de spin.


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A. Bournel

A AGaAs (P)

non FMFM

Figure 4 : Structure à contacts en peigne pour la mesure de lacollection sélective en spin.

0

10

20

30

40

50

0 20 40 60 80 100

A s y m é t r i e e n s p i n ( %

)

Temps (ps)

Peigne, V NM

= VFM

= 0 V

Simple contact FM

Peigne, V NM

= 1 V, VFM

= 0 V

Figure 5 : Asymétrie en spin du photocourant collecté par

une électrode sélective en spin FM, déposée sur GaAs dopé P,

après génération d'électrons polarisés en spin dans GaAs par une impulsion optique de 100 fs. Résultats de simulationMonte Carlo pour différentes configurations à 300 K.

Nous avons évalué par simulation Monte Carlo

l'asymétrie en spin du photocourant collecté par un

contact Schottky FM dans une telle structure en peigne,

et comparé cette valeur à celle obtenue dans le cas d'un

simple contact ferromagnétique. La Figure 5 présentel'évolution temporelle de l'asymétrie en spin après

éclairement de GaAs par une impulsion lumineuse de

pompage optique. La polarisation en spin du contact FM

est supposée égale à ±50 %, c’est-à-dire que la probabilité de collection des électrons à spin ↑ (ou ↓suivant le signe) par l’électrode FM est égale à 75%, et

celle des spins ↓ (ou ↑) à 25%. Les électrons noncollectés subissent une réflexion spéculaire à l’interface

FM/GaAs. Pour un simple contact FM (tirets),

l'asymétrie en spin tend très rapidement vers 0 comme

le laissait prévoir l'analyse qualitative menée

précédemment. La courbe en ligne continue représente

l'asymétrie en spin obtenue dans une structure en peigne pour laquelle la différence de potentiel appliquée entre

les contacts Schottky (NM ou FM) et l'électrode de

substrat est nulle. Après une période transitoire de

quelques 20 ps, l'asymétrie en spin se stabilise pour

atteindre une valeur de 5 à 6%. On peut obtenir une

valeur plus importante en polarisant en inverse la

Schottky NM (ligne continue avec des symboles) : dans

ce cas, l'asymétrie en spin dépasse 20% pendant les 20

premières ps, puis décroît 100 ps après l'impulsion de

pompage jusqu'à environ 12%. Après 100 ps, la

relaxation de spin peut intervenir de manièreimportante. Dans ce cas, la zone de charge d'espace

(ZCE) sous le contact NM s'étend sur une plus grande

distance que précédemment, et collecte donc plus

efficacement les électrons dans GaAs qui sont "happés"

par le champ électrique intense régnant dans la ZCE. Le

contact NM joue alors mieux son rôle de régulateur, et

le contact FM celui de filtre à spin. La structure en

peigne semble tout à fait prometteuse pour étudier

expérimentalement les phénomènes de collectiondépendant du spin aux interfaces entre ferromagnétiques

et semiconducteurs.

5-Conclusion

Dans le cas des dispositifs "classiques" de

l'optoélectronique ou de la microélectronique, des

efforts supplémentaires sont encore nécessaires pour que le spin électronique constitue réellement un degré

de liberté supplémentaire pour la conception de

dispositifs efficaces sur semiconducteur. D'un autre

point de vue, les semiconducteurs magnétiques peuvent

également être utilisés pour le stockage de l'information

[16] ou pour les télécommunications optiques [17], de par leurs propriétés optiques et magnétiques. Enfin,

l'électronique de spin dans les semiconducteurs se

développe également dans le domaine du calcul

quantique [18].

Remerciements

Je remercie toutes les personnes avec lesquelles j'ai

collaboré à l'IEF sur ce sujet, et notamment

Pierre Beauvillain, Patrick Bruno, Claude Chappert,

Vincent Delmouly, Thibaut Devolder, Philippe Dollfus,

Patrice Hesto, David Massoubre et Gérard Tremblay.

Références[1] G.A. Prinz, J. Magn. Magn. Mater. 200, 57 (1999).

[2] A. Bournel, Ann. Phys. Fr. 25, 1 (2000).[3] A. Tackeuchi et al., Jpn. J. Appl. Phys. 38, 4480 (1999).

[4] S. Hallstein et al., Phys. Rev. B 56, 7076 (1997).[5] A. Bournel et al., Appl. Phys. Lett. 77, 2346 (2000).[6] A. Malinowski et al., Phys. Rev. B 62, 13034 (2000).

[7] S. Datta, B. Das, Appl. Phys. Lett. 56, 665 (1990).

[8] A. Bournel et al., Physica E 10, 86 (2001).[9] V. Delmouly et al., Thin Solid Films 384, 282 (2001).[10] G. Schmidt et al., Phys. Rev. B 62, 4790 (2000).[11] E.I. Rashba, Phys. Rev. B 62, 16267 (2000).

[12] R. Fiederling et al., Nature 402, 787 (1999).[13] Y. Ohno et al., Nature 402, 790 (1999).[14] H. Akinaga et al., Jpn. J. Appl. Phys. 39, 1118 (2000).[15] K. Ando et al., Appl. Phys. Lett. 78, 2700 (2001).

[16] J. De Boeck, G. Borghs, IEDM 1999 Technical Digest,

215 (1999).

[17] H. Akinaga et al., Appl. Phys. Lett. 76, 97 (2000).[18] M.N. Leuenberger, D. Loss, Physica E 10, 452 (2001).

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